С

САВАР, устаревшая ед. частотного интервала. Названа в честь франц. физика Ф. Савара (F. Savart). 1 С. равен интервалу частот с таким от­ношением f₂/f₁ граничных частот интервала, что lg|f₂/f₁|=0,001; при этом f₂/f₁=1,0023. 1 С.=3,32•10^-3 октавы=3,98 цента. С. применялся для измерения интервалов высоты звука.

САДОВСКОГО ЭФФЕКТ, возникно­вение механич. вращательного момента у тела, облучаемого эллиптически поляризованным светом. Как показал впервые А. И. Садовский (1898), эллиптически поляризованная свето­вая волна обладает моментом импульса (моментом количества движения), к-рый она и передаёт телу, поглощаю­щему её или изменяющему состояние её поляризации. Напр., когда на крист. пластинку в ¹/₄ длины волны падает световая волна, п о л я р и з о в а н н а я  по  к р у г у, появляется вра­щат. момент, стремящийся повернуть пластинку в сторону вращения эл.-магн. векторов эл.-магн. волны; при падении п л о с к о п о л я р и з о в а н н о г о света на такую же пла­стинку появляется момент вращения, действующий в обратную сторону.

651

 

 

 

Величина вращат. момента, возникаю­щего под действием поляризов. света, прямо пропорц. длине волны излу­чения и плотности эл.-магн. энергии в падающем пучке (яркости светового лучка). Несмотря на то что С. э. очень мал, он наблюдался на опыте как для видимого света, так и в сантиметро­вом диапазоне волн (впервые амер. учёным Р. Бетом в 1935—36). С по­явлением лазеров, излучение к-рых имеет большую плотность энергии, стало возможным наблюдать значи­тельную величину вращательного мо­мента.

Доказательство существования С.э. явилось указанием на то, что к вз-ствию эл.-магн. излучения с в-вом применим закон сохранения момента кол-ва движения. Впоследствии это положение стало неотъемлемой частью квант. теории таких вз-ствий, позво­лило описать мн. особенности процес­сов излучения и поглощения света атомами и молекулами, предсказать и открыть др. эффекты (см., напр., Оп­тическая ориентация).

С квант. точки зрения, С. э. объяс­няется изменением импульса фотонов при вз-ствии излучения с в-вом. На­личие у потока фотонов момента им­пульса связано с тем, что при эллип­тич. поляризации вероятности ориен­тации спина фотона в направлении его движения и навстречу ему неодина­ковы.

САМОДИФФУЗИЯ, частный случай диффузии в чистом в-ве или р-ре пост. состава, при к-ром диффундируют собственные ч-цы в-ва. При С. атомы, участвующие в диффузионном дви­жении, обладают одинаковыми хим. св-вами, но могут различаться, напр., ат. массой (см. Изотопы). За процес­сом С. можно наблюдать, применяя радиоакт. изотопы или анализируя изотопный состав при помощи масс-спектрометров. Изменение концент­рации данного изотопа в рассматри­ваемом объёме в-ва в зависимости от времени описывается обычными ур-ниями диффузии, а скорость процесса характеризуется соответствующим коэфф. С. Диффузионные перемеще­ния ч-ц тв. тела могут приводить к изменению его формы и к др. явле­ниям, если на образец длительно действуют силы поверхностного натя­жения, тяжести, упругие, электрич. силы и т. д. При этом может наблю­даться сращивание двух пришлифов. образцов одного и того же в-ва, спе­кание порошков, растягивание тел под действием подвешенного к ним груза (диффузионная ползучесть ма­териалов) и т. д. Изучение кинетики этих процессов позволяет определить коэфф. С. в-ва.

• См. лит. при ст. Диффузия.

САМОИНДУКЦИЯ, возникновение эдс индукции в проводящем контуре при изменении в нём силы тока; частный случаи электромагнитной ин­дукции. При изменении тока в контуре меняется поток магн. индукции через поверхность, ограниченную этим кон­туром, в результате чего в нём возбуж­дается эдс С. Направление эдс С. определяется Ленца правилом, т. е. при увеличении в цепи силы тока эдс С. препятствует его возрастанию, а при уменьшении тока — его убыванию. Т. о., С. подобна явлению инерции в механике. Эдс С. e_z пропорц. скорости изменения силы тока i и индуктив­ности L контура: e_z=Ldi/dt.

В электрич. цепи, содержащей постоянную эдс, при замыкании цепи сила тока за счёт эдс С. устанавлива­ется не мгновенно, а через нек-рый промежуток времени, при выключении источника ток не прекращается мгно­венно; возникающая при размыкании цепи эдс С. может во много раз превы­сить эдс источника. В цепи перем. тока вследствие С. сила тока в ка­тушке, обладающей индуктивностью, отстаёт по фазе от напряжения на концах катушки на p/2 (см. Перемен­ный ток).

Явление С. играет важную роль в электротехнике и радиотехнике. Бла­годаря С. происходит перезарядка конденсатора, соединённого последо­вательно с катушкой индуктивности (см. Колебательный контур), в ре­зультате в контуре возникают сво­бодные эл.-магн. колебания.

• Калашников С. Г., Электриче­ство, 4 изд., М., 1977 (Общий курс физики).

Г. Я. Мякишев.

САМОИНДУЦИРОВАННАЯ ПРО­ЗРАЧНОСТЬ, эффект пропускания ко­ротких мощных когерентных импуль­сов света резонансно поглощающими средами. При С. п. глубина проник­новения импульса в среду значительно превосходит обычную длину погло­щения света в среде, а скорость его распространения, как правило, зна­чительно меньше групповой скорости света в среде. С. п. наблюдается, когда длительность импульса света меньше времени релаксации, а интен­сивность его превышает нек-рое поро­говое значение. При выполнении этих условий световой импульс любого вида после прохождения в среде определён­ной длины приходит в стационарное состояние, в к-ром длительность, энер­гия и форма его остаются неизмен­ными. Стационарный импульс имеет симметричную форму; в течение пер­вой его половины резонансные атомы переводятся из осн. состояния в воз­буждённое, в течение второй половины импульса происходит обратный про­цесс. Если энергия падающего на среду импульса достаточна для пере­вода в возбуждённое состояние всех атомов в области его влияния, то та­кой импульс придёт в стационарное состояние; в противном случае затухнет. Этим и определяется поро­говое значение интенсивности падаю­щего импульса.

• См. лит. при ст. Фотонное эхо, Нели­нейная оптика.                     

А. В. Андреев.

САМОСОГЛАСОВАННОЕ ПОЛЕ, ус­реднённое поле сил вз-ствия с данной ч-цией всех др. ч-ц квантовомеханич. системы. Задача вз-ствия многих ч-ц очень сложна, при её решении поль­зуются приближёнными методами расчёта. Один из наиб. распростра­нённых приближённых методов квант. механики основан на введении С. п., позволяющего свести задачу многих ч-ц к задаче одной ч-цы, движущейся в среднем С. п., создаваемом всеми др. ч-цами. Разл. варианты введения С. п. отличаются способом усреднения вз-ст­вия. Метод С. п. широко применяется для приближённого описания состоя­ний многоэлектронных атомов, моле­кул, тяжёлых ядер, эл-нов в металле, системы спинов в ферромагнетике и т. Д.

В квантовомеханич. системе многих взаимодействующих ч-ц движение любой ч-цы сложным образом взаимо­связано (коррелировано) с движе­нием всех остальных ч-ц системы. Вследствие этого каждая ч-ца не на­ходится в определённом состоянии и не может быть описана своей (одночастичной) волновой функцией. Состоя­ние системы в целом описывается волн. ф-цией, зависящей от координатных и спиновых переменных всех ч-ц системы. В методе С. п. для прибли­жённого описания системы вводят волн. ф-ции для каждой ч-цы системы; при этом вз-ствие с др. ч-цами прибли­жённо учитывается введением поля, усреднённого по движениям осталь­ных ч-ц системы (по их одночастичным волн. ф-циям). Одночастичные волн. ф-ции, с одной стороны, явл. решением Шрёдингера уравнения для одной ч-цы, движущейся в ср. поле, создаваемом др. ч-цами, с другой — определяют ср. потенциал поля, в к-ром движутся ч-цы. Термин «С. п.» связан с этим согласованием.

Простейший метод введения С. п. (в котором определяются не волно­вые функции, а плотность распреде­ления частиц в пространстве) — м е т о д Т о м а с а — Ф е р м и, предложен­ный английским физиком Л. Тома­сом (1927) и итальянским физиком Э. Ферми (1928). В многоэлектронных атомах ср. потенциал, действующий на данный эл-н, изменяется достаточно медленно. Поэтому внутри объёма, где относит. изменение потенциала невелико, находится ещё много эл-нов, и эл-ны, к-рые подчиняются Ферми — Дирака статистике, можно рассмат­ривать как вырожденный ферми-газ (см. Вырожденный газ). При этом дей­ствие всех остальных эл-нов на дан­ный можно заменить действием нек-рого центрально-симметричного С. п., к-рое добавляется к полю ат. ядра. Это поле подбирают так, чтобы оно было согласовано с распределением ср. плотности заряда (пропорц. рас­пределению ср. плотности эл-нов в атоме), т. к. потенциал электрич. поля связан с распределением заряда Пуас­сона уравнением. Ср. плотность эл-нов

652

 

 

в свою очередь рассматривается как плотность вырожденного идеального ферми-газа, находящегося в этом ср. поле, и связана с ним через Ферми энергию. Это означает, что выбор ср. потенциала поля должен быть «само­согласованным». На основе С. п. То­маса — Ферми удалось объяснить порядок заполнения электронных оболочек в атомах, а следовательно, и периодич. систему элементов. Этот метод применим также в теории тяжё­лых ядер. Он позволяет объяснить порядок заполнения нуклонами яд. оболочек; при этом, кроме центрально-симметричного С. п., нужно учиты­вать С. п., вызванное вз-ствием орбит. движения нуклонов с их спином (спин-орбитальное взаимодействие).

Другой, более точный, метод вве­дения С. п.— метод Хартри (предложен в 1927 англ. физиком Д. Хартри). В этом методе волн. ф-цию многоэлектронного атома пред­ставляют приближённо в виде произ­ведения волн. ф-ций отд. эл-нов, соот­ветствующих разл. квант. состояниям эл-нов в атоме. Такому распределению эл-нов отвечает нек-рое ср. С. п., к-рое зависит от выбора одноэлектронных ф-ций, а эти ф-ции в свою очередь зависят от ср. поля. Одноэлектронные волн. ф-ции выбирают из условия минимума ср. энергии, что обеспечи­вает наилучшее приближение для выбранного типа волн. ф-ций. С. п. в этом случае получаются с помощью усреднения по орбит. движениям всех др. эл-нов и для разл. состояний эл-нов в атоме оказываются различными. Волн. ф-ции эл-нов определяются теми же ср. потенциалами, что и озна­чает их самосогласованность.

В методе Хартри не учитывается Паули принцип, из к-рого следует, что полная волн. ф-ция эл-нов в атоме должна быть антисимметричной. Более совершенный метод введения С. п. даёт Хартри — Фока ме­тод (В. А. Фок, 1930), к-рый исходит из волн. ф-ции (эл-нов в атоме) пра­вильной симметрии в виде определи­теля из одноэлектронных орбит. волн. ф-ций, что обеспечивает выполне­ние принципа Паули. Одноэлектронные ф-ции находят, как и в методе Хартри, из минимума ср. энергии. При этом получается С. п. с усредне­нием, в к-ром учитывается корреляция орбит. эл-нов, связанная с их обменом (см. Обменное взаимодействие).

Кроме простой обменной корреля­ции возможна корреляция пар ч-ц с противоположно направленными спинами; в случае притяжения такая корреляция приводит к образованию коррелированных пар ч-ц (связанных пар). Обобщение метода Хартри — Фока, учитывающее эту корреляцию, было сделано Н. Н. Боголюбовым (1958); обобщённый метод приме­няется в теории сверхпроводимости и в теории тяжёлых ядер.

В теории металлов также пользу­ются понятием «С. п.». В рамках этой теории принимается, что эл-ны метал­ла движутся независимо друг от друга в С. п., создаваемом всеми ионами крист. решётки и остальными эл-нами. В простейших вариантах теории это поле считается известным. Наиб. совершенный способ введения С. п. в теории металлов даёт т. н. метод псевдопотенциала, применяемый для щелочных и щёлочноземельных ме­таллов (в этом случае С. п. не явля­ется потенц. полем).

Др. примером самосогласования в физике тв. тела явл. своеобразное поведение эл-на в ионном непрово­дящем кристалле. Эл-н своим полем поляризует окружающую среду, причём поляризация, связанная со смещением ионов, создаёт потенц. яму, в к-рую попадает сам эл-н. Такое самосогласованное состояние эл-на и диэлектрической среды наз. поляроном.

Исторически первым вариантом С. п. было т. н. мол. поле, введённое в 1907 франц. физиком П. Вейсом для объяснения ферромагнетизма. Вейс предположил, что магн. момент каж­дого атома ферромагнетика находится ещё во внутр. мол. поле, к-рое само пропорц. магн. моменту и, т. о., само­согласовано. В действительности же это поле выражает на языке самосог­ласованного приближения квант. обменное вз-ствие. Обменное вз-ствие данного спина со всеми остальными спинами заменяется действием нек-рого эффективного мол. поля (оно вво­дится самосогласованным образом).

• Хартри Д. Р., Расчеты атомных структур, пер. с англ., М., I960; Бого­любов Н. Н., Толмачев В. В., Ш и р к о в Д. В., Новый метод в теории сверхпроводимости, М., 1958, с. 122—26; Харрисон У., Псевдопотенциалы в тео­рии металлов, пер. с англ., М., 1968, гл. 1; С м а р т Дж., Эффективное поле в теории магнетизма, пер. с англ., М., 1968, гл. 3; Тябликов С. В., Методы квантовой теории магнетизма, 2 изд., М., 1975, гл. 6; Киржниц Д. А., Полевые методы тео­рии многих частиц, М., 1963; С л э т е р Дж., Методы самосогласованного поля для моле­кул и твердых тел, пер. с англ., М., 1978.

Д. Н. Зубарев.

САМОСТОЯТЕЛЬНЫЙ РАЗРЯД, электрич. ток в газе, не требующий для своего поддержания действия внеш. ионизатора. С. р. образуется при достаточно высоком напряжении на электродах, когда начавшийся раз­ряд создаёт необходимые для его поддержания ионы и эл-ны (см. также Электрические разряды в газах).

САМОСТЯГИВАЮЩИЙСЯ РАЗРЯД, то же, что контрагированний разряд. САМОФОКУСИРОВКА СВЕТА, кон­центрация энергии световой волны в нелинейной среде, показатель прелом­ления n к-рой растёт с увеличением интенсивности светового поля. Под действием светового пучка (простран­ственно ограниченной световой волны) нелинейная среда становится оптичес­ки неоднородной и в ней возникает искривление лучей (нелинейная рефракция). Если n увеличива­ется с ростом напряжённости Е электрич, поля световой волны, то лучи, изгибаясь, концентрируются в обла­сти большей интенсивности — среда становится объёмной собирающей нелинейной линзой, фокус к-рой на­ходится на нек-ром расстоянии f_нл от входа пучка в среду (рис. 1, а).

Рис. 1. Траектории лучей: о — при фоку­сировке светового пучка обычной линзой, б — при самофокусировке в нелинейной среде, в — в нелинейном диэлектрич. волно­воде.

 

Световой пучок с поперечным радиу­сом d фокусируется на расстоянии

f_нл»d(n₀/D_нл)^1/2,            (1)

где n₀ — показатель преломления вне пучка, D_нл — перепад показа­теля преломления в пучке. Показатель преломления n среды может увеличи­ваться с ростом поля Е из-за измене­ния нелинейной поляризации среды, высокочастотного Керра эффекта, электрострикции, нагрева и др. (см. Нелинейная оптика). С. с. наступает, если нелинейная рефракция подав­ляет неизбежную дифракц. расходи­мость пучка (см. Дифракция света)

Dнл/n₀>q²_р                 (2)

(q_р — угол дифракц. расходимости). Это происходит, когда фокусное рас­стояние f_нл меньше протяжённости зоны дифракции Френеля. Для вы­полнения неравенства (2) требуется мощность пучка, превышающая нек-рую критич. величину. По мере при­ближения к фокусу лучи всё более искривляются (С. с. носит характер лавинообразный), и концентрация по­ля в нелинейном фокусе значительно сильнее, чем при обычной фокусиров­ке линзой. С. с. может привести к световому пробою, способствовать развитию процессов вынужденного рас­сеяния света и др. нелинейных про­цессов.

653

 

Вслед за первым фокусом при С. с. мощного пучка может появиться ряд последующих — возникает многофокусовая структура. Число фокусов растёт с увеличением мощности источ­ника, и они приближаются ко входу в нелинейную среду (рис. 1, б). В слу­чае коротких световых импульсов фо­кусы могут двигаться с околосвето­выми скоростями (Dn_нл становится функцией времени).

Пучок, несущий критич. мощность, сохраняет свою форму в нелинейной среде, к-рая превращается в стационар­ный диэлектрич. волновод (рис. 1, в).

Явление С. с. теоретически было предсказано Г. А. Аскарьяном (1962) и впервые наблюдалось Н. Ф. Пилипецким и А. Ф. Рустамовым (1965).

В самофокусирующей среде может развиться специфич. неустойчивость, приводящая к т. н. мелкомасштабной С. с. В световом пучке большой мощ­ности пространств. флуктуации (ма­лые возмущения) экспоненциально нарастают, в результате чего пучок ещё до фокуса разбивается на отд. нити. Для устранения мелкомасш­табной С. с. в активной среде лазеров применяются пространств. фильтры и др. устройства, сглаживающие амп­литудные профили пучков.

Если показатель преломления среды уменьшается с ростом интенсивности света, то имеет место обратное явле­ние — с а м о д е ф о к у с и р о в к а  с в е т о в ы х  п у ч к о в (нелиней­ное расплывание пучков, рис. 2). Наиболее распространена тепловая дефокусировка, обусловленная умень­шением n вследствие расширения в-ва при его нагреве светом.

В нелинейной среде, движущейся перпендикулярно световому пучку (конвективные потоки жидкостей и газов и др.), возникает самоотклонение света от заданного направления.

Рис. 2. Траектории лучей: а — при расфо­кусировке светового пучка рассеивающей (отрицательной) линзой, б — при самодефо­кусировке в нелинейной среде.

 

 

Рис. 3. Самоотклонение светового пучка на­встречу поперечному движению нелинейной дефокусирующей среды (Dn_Iнл<0, сплошные линии) и по движению нелинейной самофо­кусирующей среды (Dn_нл>0, пунктирные линии).

 

Угол самоотклонения зависит от мощ­ности пучка, скорости поперечного движения среды и инерционности не­линейного механизма изменения пока­зателя преломления (рис. 3). С. с. и самодефокусировка наблюдаются в конденсированных средах и газах (в т. ч. в воздухе и в плазме). Критич. мощность может составлять малую величину вплоть до долей Вт.

•    Ахманов      С.     А.,         С у х о р у  к о в  А. П., Хохлов Р. В., Самофокуси­ровка и дифракция света в нелинейной среде, «УФН», 1967, т. 93, в. 1, с. 19; Луго­вой В. Н., Прохоров A.M., Теория распространения мощного лазерного излу­чения в нелинейной среде, там же, 1973, т. ill, в. 2, с. 203; Аскарьян Г. А., Эффект самофокусировки, там же.

А.   П.   Сухорукое.

САНТИ... (от лат. centum — сто), при­ставка к наименованию ед. физ. ве­личины для образования наименова­ния дольной единицы, равной 1/100 от исходной. Сокр. обозначение с. Пример: 1 см (сантиметр) = 0,01 м.

САПФИР (греч. sappheiros, от др.-евр. саппир — синий камень), при­родный и синтетич. монокристалл корунда, Аl₂O₃, синяя или голубая окраска к-рого обусловлена одноврем. присутствием примесей Ti и Fe. В фи­зике и технике назв. «С.» («лейкосапфир») укоренилось за бесцветными синтетич. монокристаллами Аl₂О₃, содержащими ~0,0001% примесей. Точечная группа симметрии 3m, плот­ность 3,93 г/см³, T_пл=2040°С, мол. м. 101,94, твёрдость по шкале Мооса 9. Прозрачен в ИК области (до l ~ 6,5 мкм), оптически анизотропен, хороший проводник гиперзвука, ди­электрик. Применяется для изготов­ления «окон» в вакуумной аппаратуре, оптич. фильтров и световодов. Ис­пользуется в микроэлектронике как подложка для изготовления интег­ральных и гибридных схем, перспек­тивен для звукопроводов и УЗ линий

задержки.                      

Н. В.  Переломоеа.

САХА ФОРМУЛА определяет степень а термической ионизации в газе (т. е. отношение числа ионизов. атомов к общему числу всех атомов). Получена инд. физиком М. Сахой в 1920 для описания процессов в атмос­ферах звёзд. С. ф. выведена из общих термодинамич. соображений, относит­ся к слабоионизов. газу в состоянии равновесия     термодинамического         и имеет вид:

где р — давление газа, W_i — энергия ионизации его атомов, g_a и g_i — ста­тистические веса нейтр. атома и иона, m — масса эл-на. С. ф. справедлива лишь приближённо, т. к. при её вы­воде предполагается наличие только трёх сортов ч-ц: нейтральных атомов, однократно заряж. ионов и эл-нов, т. е. не учитываются многократная ионизация, возбуждение атомов и присутствие примесей. Не учиты­вается также и вз-ствие газа со стен­ками, при к-ром возможны ионизация газа эл-нами, испускаемыми горячей стенкой, и поверхностная ионизация. Несмотря на столь ограничивающие допущения, С. ф. применима во мн. случаях, когда a<<1.

Л. А. Сена.

САХАРИМЕТР, поляризационный при­бор для определения содержания са­хара (реже — др. оптически активных веществ) в р-рах по измерению угла вращения плоскости поляризации (ВПП) света, пропорц. концентрации р-ра. Компенсация ВПП в С., в отличие от поляриметра, производится линейно перемещающимся кварцевым клином (рис.). Применение кварцевого ком­пенсатора позволяет освещать С. белым светом, т. к. кварц и сахар обладают почти одинаковой враща­тельной дисперсией. (При измерении концентрации др. в-в, напр. камфары, их освещают монохро­матическим светом определённой

Кварцевый компенсатор: 1 — неподвижный клин из правовращающего кварца; 2 — подвижный клин из левовращающего кварца, соединённый со шкалой (её нулевая от­метка соответствует поло­жению клина, при к-ром действия обоих кварцевых клиньев скомпен­сированы); 3 — клин из стекла (подклинок), вводимый для того, чтобы луч света, проходя через кварцевые клинья, не изменял своего направления.

длины волны.) Отсчёт угла вращения ведётся по линейной шкале, непосред­ственно указывающей процентное содержание сахара в р-ре. Как и в поляриметрах, в С. при компенсации происходит уравнивание яркостей двух половин поля зрения, регистри­руемое визуально или фотоэлектри­чески.

Во мн. современных С. с поляри­зационной модуляцией света кварцевый компенсатор и шкала свя­заны со следящей системой и компен­сация измеряемого ВПП осуществля­ется автоматически.

• Ландсберг Г. С., Оптика, 5 изд., М., 1976 (Общий курс физики); Шишловский А. А., Прикладная физиче­ская оптика, М., 1961.

САХАРИМЕТРИЯ, метод определения концентрации р-ров оптически ак­тивных веществ (гл. обр. Сахаров, откуда назв. метода), основанный на

654

 

 

зависимости вращения плоскости поля­ризации от концентрации р-ра. С. применяется в пищевой и химико-фармацевтич. пром-сти.

СВЕРХВЫСОКИЕ ЧАСТОТЫ (СВЧ), область радиочастот от 300 МГц до 300 ГГц, охватывающая дециметро­вые волны, сантиметровые волны и миллиметровые волны (см. Радиовол­ны).

СВЕРХЗВУКОВАЯ СКОРОСТЬ, ско­рость движения среды или тела в среде, превышающая скорость звука в дан­ной среде.

СВЕРХЗВУКОВОЕ ТЕЧЕНИЕ, тече­ние газа, при к-ром в рассматриваемой области скорости v его ч-ц больше местных значений скорости звука а. С изучением С. т. связан ряд важных практич. проблем, возникающих при создании самолётов, ракет и арт. сна­рядов со сверхзвуковой скоростью полёта, паровых и газовых турбин, высоконапорных турбокомпрессоров, аэродинамических труб для получе­ния потоков со сверхзвуковой скоро­стью и др. (См. также Диффузор, Сопло, Струя.)

Особенности сверхзву­кового течения. С. т. газа имеют ряд качеств. отличий от дозву­ковых течений. Поскольку слабое воз­мущение в газе распространяется со скоростью звука, влияние слабого изменения давления, вызываемого помещённым в равномерный сверхзву­ковой поток источником возмущений (напр., телом), не может распростра­няться вверх по потоку, а сносится вниз по потоку со скоростью v > а, оставаясь внутри т. н. конуса возму­щений COD, или конуса Маха (рис. 1). В свою очередь, на данную точку О потока могут оказывать влияние сла­бые возмущения, идущие только от источников, расположенных внутри

Рис. 1. Конус возму­щений СО и конус влияния АОВ.

конуса АОB с вершиной в данной точке и с тем же углом при вершине, что и у конуса возмущений, но обращённого противоположно ему. Если устано­вившийся поток газа неоднороден, то области возмущений и области влия­ния ограничены не прямыми круглыми конусами, а коноидами — конусоидными криволинейными поверхностя­ми с вершиной в данной точке.

При установившемся С. т. вдоль стенки с изломом (рис. 2, а) возмуще­ния, идущие от всех точек линии излома, ограничены огибающей кону­сов возмущений плоскостью, наклонённой к направлению потока под углом m, таким, что sinmm=a/v₁, где v₁ — скорость набегающего пото­ка. Вслед за этой плоскостью поток поворачивается, расширяясь внутри угловой области, образованной пучком плоских фронтов возмущений (ха­рактеристик), до тех пор, пока не ста-

Рис. 2. Обтекание сверх­звуковым потоком: а — стенок с изломом, б — выпуклой искривлённой стенки.

 

нет параллельным направлению стен­ки после излома. Если стенка между двумя прямолинейными участками искривляется непрерывно (рис. 2, б), то поворот потока происходит посте­пенно в последовательности прямых хар-к (волн разрежения), исходящих из каждой точки искривлённого уча­стка стенки. В этих течениях, наз. те­чениями Прандтля — Майера, пара­метры газа постоянны вдоль прямых хар-к.

Волны сжатия, вызывающие повы­шение давления, и волны разрежения, понижающие давление в газе, имеют разный характер. Волна разрежения распространяется со скоростью звука. Волна, вызывающая повышение дав­ления, распространяется со скоро­стью, большей скорости звука, и мо­жет иметь очень малую толщину (по­рядка длины свободного пробега моле­кул). При многих теор. исследова­ниях её заменяют поверхностью раз­рыва — т. н. ударной волной, или скачком уплотнения. При прохожде­нии газа через ударную волну его ско­рость, давление, плотность, энтропия меняются разрывным образом — скачком.

При обтекании сверхзвуковым пото­ком клина (рис. 3, а) поступат. те­чение вдоль боковой поверхности кли­на отделяется от набегающего потока

 

Рис. 3. Обтекание сверхзвуковым потоком: а — клина, б — затупленного тела.

 

плоским скачком уплотнения, иду­щим от вершины клина. При углах раскрытия клина, больших нек-рого предельного, скачок уплотнения ста­новится криволинейным, отходит от вершины клина и за ним появля­ется область с дозвуковой скоростью течения газа. Это характерно для сверхзвукового обтекания тел с тупой головной частью (рис. 3, б).

При обтекании сверхзвуковым пото­ком пластины (см. рис. 2 в ст. Подъём­ная сила) под углом атаки, меньшим того, при к-ром скачок отходит от передней кромки пластины, от её передней кромки вниз идет плоский скачок уплотнения, а вверх — течение раз­режения Прандтля — Майера.

 

В ре­зультате на верхней стороне пластины давление ниже, чем под пластиной; вследствие этого возникает подъёмная сила и сопротивление, т. е. Д'Аламбера— Эйлера парадокс не имеет мес­та. Причиной того, что при сверхзву­ковой скорости обтекания идеальным газом тела испытывают сопротивле­ние, служит возникновение скачков уплотнения и связанное с ними уве­личение энтропии газа. Чем большие возмущения вызывает тело в газе, тем интенсивнее ударные волны и тем боль­ше сопротивление движению тела. Для уменьшения сопротивления крыльев, связанного с образованием голов­ных ударных волн, при сверхзвуко­вых скоростях пользуются стреловид­ными (рис. 4) и треугольными крылья-

Рис.  4. Схема обтекания стреловидного крыла.

 

ми, передняя кромка к-рых образует острый угол b с направлением ско­рости v набегающего потока. Аэроди­намически совершенной формой (т. е. формой с относительно малым сопро­тивлением давления) при С. т. явл. тонкое, заострённое с концов тело, движущееся под малыми углами атаки. При движении тел с умеренной сверх­звуковой скоростью (когда скорость полёта превосходит скорость звука в небольшое число раз) производимые ими возмущения давления и плотности газа и возникающие скорости движе­ния ч-ц газа малы, что позволяет поль­зоваться линейными ур-ниями дви­жения сжимаемого газа для определе­ния аэродинамич. хар-к профилей крыла, тел вращения и др.

Для расчёта С. т. около тел враще­ния и профилей не малой толщины, внутри сопел ракетных двигателей, сопел аэродинамич. труб и в др. случаях С. т. пользуются численными методами.

Течения с большой сверхзвуковой (гиперзвуковой) скоростью (v>>а) обладают нек-рыми особыми св-вами. Полёт тел в газе с гинерзвуковой ско­ростью связан с ростом до очень больших значений темп-ры газа вблизи поверхности тела, что вызывается мощ­ным сжатием газа перед головной частью движущегося тела и выделе­нием теплоты вследствие внутр. тре­ния в газе, увлекаемом телом при по­лёте. Поэтому при изучении гиперзву­ковых течений газа необходимо учиты­вать изменение св-в воздуха при высо­ких темп-рах: возбуждение внутр. сте­пеней свободы и диссоциацию молекул газов, составляющих воздух, хим.

655

 

 

реакции (напр., образование окиси азо­та), возбуждение эл-нов и иониза­цию. В задачах, в к-рых существенны явления мол. переноса,— при расчёте поверхностного трения, тепловых по­токов к обтекаемой газом поверхно­сти и её темп-ры — необходимо учиты­вать изменение вязкости и тепло­проводности воздуха, а в ряде случа­ев — диффузию и термодиффузию компонент воздуха.

В нек-рых условиях гиперзвукового полёта на больших высотах (см. Ди­намика разреженных газов) процессы, происходящие в газе, нельзя считать термодинамически равновесными. Ус­тановление термодинамич. равнове­сия в движущейся «частице» (т. е. очень малом объёме) газа происходит не мгновенно, а требует определённо­го времени — т. н. времени релакса­ции, к-рое различно для разл. процес­сов. Отступления от термодинамич. равновесия могут заметно влиять на процессы, происходящие в погранич­ном слое (в частности, на величину тепловых потоков от газа к телу), на структуру скачков уплотнения, на распространение слабых возмущений и др. явления. Так, при сжатии воздуха в головной ударной волне легче всего возбуждаются поступат. степени сво­боды молекул, определяющие темп-ру воздуха; возбуждение колебат. сте­пеней свободы требует большего времени. Поэтому темп-ра воздуха и его излучение в области за ударной волной могут быть намного выше, чем по расчёту, не учитывающему релакса­цию колебат. степеней свободы.

При очень высокой темп-ре (~3000— 4000 К и более) в воздухе присутству­ют достаточно большое кол-во иони­зов. ч-ц и свободные эл-ны. Хорошая электропроводность воздуха вблизи тела, движущегося с большой сверх­звуковой скоростью, открывает воз­можность использования эл.-магн. воздействий на поток для изменения сопротивления тела или уменьшения тепловых потоков от горячего газа к телу. Она же затрудняет проблему ра­диосвязи с летательным аппаратом из-за отражения и поглощения радиоволн ионизов. газом, окружающим тело. Нагревание воздуха при сжатии его перед головной частью движущегося с гиперзвуковой скоростью тела может вызывать мощные потоки лучистой анергии, частично передающейся телу и вызывающей дополнит. трудности при решении проблемы его охлажде­ния.

Если скорость набегающего потока во много раз превосходит скорость звука, то при малых возмущениях скорости изменения давления и плот­ности уже не будут малыми и необхо­димо пользоваться нелинейными ур-ниями даже при изучении обтекания тонких, заострённых тел. Для гипер­звуковой аэродинамики существенна :

роль нелинейных эффектов, в резуль­тате чего представления аэродинамики умеренных сверхзвуковых скоростей, касающиеся характера сил и моментов, действующих на летательные аппара­ты, их устойчивости и управляемости при гиперзвуковых скоростях полёта, становятся неприменимыми. Так, при очень больших значениях Маха числа М оказывается, что давление в набе­гающем на тело потоке становится пренебрежимо малым по сравнению с давлением в области течения за удар­ной волной, возникающей перед телом, а энтальпией набегающего потока можно пренебречь сравнительно с его кинетич. энергией. При таких усло­виях течение за ударной волной пере­стаёт зависеть от числа М набегаю­щего потока (см. Автомодельное тече­ние). В этом состоит принцип стабили­зации течения около тел при гиперзву­ковых скоростях, причём стабилиза­ция течения около тупых тел наступает при меньших значениях числа М, чем около тонких, заострённых тел (рис. 5).

Рис. 5. Значения коэфф. сопротивления сфе­ры и цилиндра с конич. головной частью; начиная с М=4 эти значения перестают заметно изменяться.

 

Важным результатом теории гипер­звукового обтекания тонких, заострён­ных тел под малым углом атаки явл. т. н. закон плоских сечений, согласно к-рому при движении тонкого тела в покоящемся газе с гиперзвуковой скоростью ч-цы газа почти не испы­тывают продольного смещения, т. е. движение ч-ц происходит в плоскостях, перпендикулярных направлению дви­жения тела (рис. 6). Из закона плоских сечений следует закон подобия, к-рый позволяет, напр., пересчиты­вать параметры движения, получен­ные для одного тела вращения при определённом числе М, на случай обте­кания других тел с тем же распределе­нием относит. толщины по длине, для к-рых произведение Мt сохраняет од­но и то же значение (t — наибольшее значение относит. толщины тела).

 

Рис. 6. Схема к объяснению закона плоских сечений.

 

• Кочин Н. Е., Кибель И. А., Розе Н. В., Теоретическая гидромеханика, 4 изд., ч. 2, М., 1963; Липман Г. В., Р о ш к о А., Элементы газовой динамики, пер. с англ., М., 1960; Чёрный Г. Г., Течения газа с большой сверхзвуковой ско­ростью, М., 1959.                      

Г. Г. Чёрный.

СВЕРХНОВЫЕ ЗВЁЗДЫ, звёзды, вспышки (взрывы) к-рых сопровож­даются полным энерговыделением ~10⁵¹ эрг. При всех др. звёздных вспышках выделяется значительно меньше энергии, напр. при вспышках т. н. новых звёзд — до 10⁴⁶ эрг. С. з. в осн. делятся на два типа (I и II). Из наблюдений более 400 внегалактич. С. з. и исследования ок. 100 галактич. туманностей — остатков         вспышек

(разлетающихся оболочек) С. з. уста­новлены след. ср. свойства С. з. I типа: светимость в максимуме блеска ~3•10⁴³ эрг/с, полная энергия эл.-магн. излучения ~ 4•10⁴⁹ эрг, кине­тич. энергия оболочки, сброшенной звездой при взрыве, ~ 5•10⁵⁰ эрг, масса оболочки М— 0,05—0,5 М_солн (М_солн=2•10³³ г). У С. з. II типа те же хар-ки соответственно равны: 4•10⁴² эрг/с, 1•10⁴⁹ эрг, 1•10⁵¹ эрг, М>5М_солн. Кроме кривых блеска, к-рые позволяют оценить первые две из приведённых величин, С. з. различа­ются характером спектров. У С. з. I типа спектры тепловые, планковские (см. Планка закон излучения), с очень широкими и глубокими линиями поглощения ионизов. металлов и нейтрального гелия, их доплеровское смещение соответствует движению в-ва со скоростью ~10⁴ км/с. В спект­рах С. з. II типа наблюдаются яркие водородные линии, к-рых вовсе нет у С. з. I типа. Частота вспышек С. з. мала и довольно неопределённа — в одной галактике (типа нашей) про­исходит одна вспышка С. з. за 10— 100 лет. Но в нашей Галактике вспыш­ки С. з. фиксируются реже. Послед­няя С. з. вспыхнула в Галактике и наблюдалась в 1604 (всего зафиксиро­вано 6 галактич. С. з.). Галактич. остатки С. з.— волокнистые туман­ности, к-рые явл. источниками ра­диоизлучения. В трёх из них найдены пульсары — вращающиеся нейтрон­ные звёзды.

Развитие теории С. з. пошло в двух направлениях. Первое из них основы­вается на наблюдат. данных и решает задачу о законе энерговыделения, массе и структуре предсверхновой звезды. Наилучшее согласие с кри­выми блеска и спектрами С. з. дости­гается при решении радиационной гидродинамич. задачи сброса и высве­чивания оболочки для С. з. I типа при предположении о малом нач. радиусе звезды R<R_солн=7•10¹⁰ см и медленном законе выделения энер­гии с характерным временем ³10 дней, а для С. з. II типа — при радиусе до взрыва R~10³—104 R_солн (звезда-сверх­гигант) и быстром (даже мгновенном) выделении энергии. О массах М сбро­шенных оболочек и полной энергии

656

 

 

взрыва теория не даёт столь опре­делённых выводов, но приведённые выше оценки М и энергии взрыва по­лучены именно этим методом и сопо­ставлены с данными наблюдений остат­ков вспышек С. з.

Др. направление теории С. з. за­нимается более фундам. проблемой -природой взрыва С. з. Тем самым оно включается в общую теорию эволюции звёзд. С энергетич. точки зрения вспышка С. з. может быть обус­ловлена либо термоядерным взрывом (энергия, связанная с массой покоя звезды М_солнc²=2•10⁵⁴ эрг, а запас термоядерной энергии составляет 0,1 — 1 % этой величины), либо гравитацион­ным коллапсом (при образовании в результате коллапса нейтронной звезды освобождается 10⁵³—10⁵⁴ эрг), либо, наконец, комбинацией обоих этих механизмов. Теория связывает вспышки С. з. с окончанием эволюции довольно массивных звёзд (М³3 — 4M_солн), у к-рых в центр. области прошли термоядерные реакции «го­рения» водорода и гелия и образова­лось углеродно-кислородное ядро (СО-ядро). Окончат. судьба звезды зависит от массы СО-ядра М_со. В мас­сивных СО-ядрах (М_со>1,4М_солн), характерных для звёзд с массой М³8—10М_солн, продолжается спокойное термоядерное «горение» углерода и др. более тяжёлых элементов, приво­дящее к образованию у звезды желез­ного ядра (Fe-ядра) массой М_Fe~1—3M_солн. В конце концов такая звезда коллапсирует, порождая нейт­ронную звезду или чёрную дыру. Рас­чёт в этом случае оставляет совсем мало надежды на сброс оболочки с пара­метрами, соответствующими явлению С. з. Иным образом эволюционируют звёзды с менее массивными СО-ядрами (M_CO£1,4M_солн), окружёнными водородо-гелиевыми оболочками. Вместо горения углерода в них сначала про­исходит охлаждение за счёт нейтрин­ных потерь, затем постепенное увели­чение массы М_CO вплоть до 1,4M_солн благодаря сгоранию гелия в узком слое на поверхности СО-ядра и при­соединению продуктов реакции к ядру. Увеличение массы ядра вызывает повышение его плотности r и темп-ры до значений в центре: r³3•10⁹ г/см³, Т ³3•10⁸ К. При таких условиях либо происходит термоядерный угле­родный взрыв, к-рый приводит к полному разлёту всей звезды с харак­терным для С. з.. энерговыделением, либо развивается гравитац. коллапс. Второй путь развития возможен при значит. потерях энергии с испускае­мыми звездой нейтрино и нейтронизации продуктов горения углерода -элементов т. н. железного пика, т. е. близких по ат. массе к ⁵⁶Fe. Коллапс более вероятен, если нач. плотность в центре звезды превышает 8•10⁹ г/см³. В отличие от коллапса звёзд с массив­ным СО-ядром, у звёзд с M_CO<1,4M_солн

получается сброс оболочки, хотя и с недостаточно большим энерговы­делением £10⁵⁰ эрг. Коллапс заканчи­вается образованием нейтронной звез­ды с массой ~1,4M_солн. Т. о., вспышки С. з. удаётся объяснить, по меньшей мере качественно, как взрывы не очень массивных звёзд, у к-рых в ходе эволюции сформировалось сверхплот­ное СО-ядро с массой M_CO£1,4M_солн. При этом вариант полного разлёта в-ва звезды может отвечать С. з. II типа, а вариант коллапса со сбро­сом оболочки — С. з. I типа. Большую роль во взрыве С. з. I типа должны играть вращение и магн. поле, энер­гия к-рых может увеличивать полную энергию сброшенной оболочки до наб­людаемого значения ~10⁵¹ эрг. Эволюц. теория С. з. обоих типов вполне согласуется с упомянутой выше тео­рией кривых блеска С. з., если при­нять во внимание обмен массой в тес­ных двойных системах или к.-н. др. механизм значит. изменения массы у предсверхновой звезды. Для взрыва С. з. I типа важна предварительная (на всех предшествующих стадиях эволюции) потеря большой доли мас­сы из внеш. слоев, так что предсверхновая звезда I типа должна представ­лять собой почти голое СО-ядро с M_CO ~1,4M_солн. Для вспышки С. з. II типа, в соответствии с выводами теории С. з., не характерны значит. потери массы в ходе эволюции.

С. з., особенно II типа, выбрасы­вают в межзвёздное пр-во большие кол-ва углерода, кислорода и элемен­тов «железного пика», к-рые в присут­ствии свободных нейтронов участвуют впоследствии в образовании более тя­жёлых элементов (см. Нуклеосинтез). С др. стороны, в окрестностях G. з. I типа создаются условия для нейт­ринного нуклеосинтеза и ускорения ч-ц (рождения космических лучей). Вра­щающаяся нейтронная звезда с силь­ным магн. полем в остатках С. з. I ти­па проявляет себя в дальнейшем как радиопульсар или рентг. пульсар в зависимости от возраста и окру­жающих условий.

• Шкловский И. С., Сверхновые звезды и связанные с ними проблемы, 2 изд., М., 1976; Псковский Ю. П., Новые и сверхновые звезды, М., 1974; Итоги науки и техники. Сер. Астрономия, т. 21 —Вспыш­ки на звездах, М., 1982.

В. С. Имшенник.

СВЕРХПРОВОДИМОСТЬ, свойство мн. проводников, состоящее в том, что их электрич. сопротивление скачком падает до нуля при охлаждении ниже определённой критич. темп-ры Т_к, характерной для данного материала. С. обнаружена у более чем 25 металлич. элементов, у большого числа сплавов и интерметаллич. соединений, а также у нек-рых ПП и полимеров. Рекордно высоким значением Т_к (ок. 23 К) обла­дает соединение Nb₃Ge (см. Сверхпро­водники).

Основные явления. Скачкообразное исчезновение сопротивления ртути при понижении темп-ры впервые наблюдал голл. физик X. Камерлинг-Оннес (1911) (рис. 1). Он пришёл к выводу, что ртуть при T=4,15 К переходит в новое состояние, к-рое было названо сверхпроводящим. Несколько позднее Камерлинг-Оннес обнаружил, что электрич. сопротивление ртути восста­навливается при Т<Т_к в достаточно сильном магн. поле (см. Критическое магнитное поле Н_к). Падение сопротивления до нуля происходит на про­тяжении очень узкого интервала темп-р, ширина к-рого для чистых образцов составляет 10^-3—10^-4 К и возрастает при наличии примесей и др. дефектов структуры.

 

Рис. 1. Зависимость сопротивления R от темп-ры Т для Hg и для Pt. Ртуть при T=4,15 К переходит в сверхпроводящее состояние. R_0°С — значение R при 0°С.

 

Отсутствие сопротивления в сверх­проводящем состоянии с наибольшей убедительностью демонстрируется опытами, в к-рых в сверхпроводящем кольце возбуждается ток, практически не затухающий. В одном из вариантов опыта используются два кольца из сверхпроводящего металла. Большее из колец неподвижно закрепляется, а меньшее концентрически подвеши­вается на упругой нити таким обра­зом, что когда нить не закручена, плос­кости колец образуют между собой нек-рый угол. Кольца охлаждаются в присутствии магн. поля ниже темп-ры Т_к, после чего поле выключается. При этом в кольцах возбуждаются токи, вз-ствие между к-рыми стремится уменьшить первоначальный угол меж­ду плоскостями колец. Нить закручи­вается, а наблюдаемое постоянство угла закручивания показывает, что токи в кольцах явл. незатухающими. Опыты такого рода позволили уста­новить, что сопротивление металла в сверхпроводящем состоянии меньше, чем 10^-20 Ом•см (сопротивление чи­стых образцов Cu или Ag составляет ок. 10^-9 Ом•см при темп-ре жидкого гелия). Однако сверхпроводник не явл. просто идеальным проводником. В 1933 нем. физики В. Мейснер и Р. Оксенфельд установили, что слабое магн. поле не проникает в глубь сверхпроводника независимо от того, было ли поле включено до или после перехода металла в сверхпроводящее состояние. В отличие от этого, идеаль­ный проводник (т. е. проводник с исчезающе малым сопротивлением) дол­жен захватывать пронизывающий его магн. поток (рис. 2, а, б, в).

Выталкивание магн. поля из сверх­проводящего образца (Мейснера эф­фект) означает, что в присутствии внеш. магн. поля такой образец ведёт

657

 

 

Рис. 2. Распределение магн. поля около сверхпроводящего шара и около шара с ис­чезающим сопротивлением (идеальный про­водник): а — при Т>Т_к; б — при Т<Т_к, внеш. поле H_вн¹0; в — при Т<Т_к, Н_вн=0.

 

себя, как идеальный диамагнетик той же формы с магнитной восприим­чивостью c=1/4p. В частности, если образец имеет форму длинного сплош­ного цилиндра, а внеш. поле Н одно­родно и параллельно оси цилиндра, то магн. момент, отнесённый к единице объёма, М=-Н/4p. Это примерно в 10⁵ раз больше по абс. величине, чем для металла в норм. состоянии. Эф­фект Мейснера связан с тем, что при Н<H_к в поверхностном слое (тол­щиной 10^-5—10^{-6 см) сверхпрово­дящего цилиндра появляется круговой незатухающий ток, сила к-рого как раз такова, что магн. поле этого тока компенсирует внеш. поле в толще сверхпроводника.}

По своему поведению в достаточно сильных полях сверхпроводники подразделяются на две большие груп­пы, т. н. сверхпроводники 1-го и 2-го рода. Кривые намагничивания М(Н), типичные для каждой из этих групп, приведены на рис. 3 и 4. Нач.

Рис. 3. Кривая намагничивания сверхпроводников 1-го рода. Образ­цы — цилиндриче­ские, длинные: намагничивающее поле на­правлено вдоль оси цилиндра (в этих усло­виях устранены эффекты размагничивания).

Рис. 4. Кривая намагничивания сверхпро­водников 2-го рода, полученная в тех же ус­ловиях, что и на рис. 3.

 

прямолинейный участок кривых на­магничивания, где М=-H/4p, соот­ветствует интервалу значений H, на к-ром имеет место эффект Мейснера. Дальнейший ход кривых М(Н) для

сверхпроводников 1-го и 2-го рода су­щественно   различается.

Сверхпроводники 1-го рода теряют С. в поле Н=Н_к, когда поле скачком проникает в металл и он во всём объёме переходит в норм. состояние. При этом уд. магн. момент также скачком уменьшается в 10⁵ раз. Критич. полю можно дать простое термодинамич. истолкование. При темп-ре Т<Т_к и в отсутствии магн. поля свободная энергия (см. Гельмгольца энергия) в сверхпроводящем состоянии F_c ниже, чем в нормальном F_н. При включении поля свободная энергия сверхпроводника возрастает на величину H²/8p, равную работе намагничивания, и при Н=Н_к срав­нивается с F_н (в силу малости магн. момента в норм. состоянии F_н практи­чески не изменяется при включении поля). Т. о., поле H_к определяется из условия:

F_c+H²_к/8p=F_н.               (1)

Критич. поле Н_к зависит от темп-ры: оно максимально при T=0 и монотонно убывает до нуля при Т ® Т_к.

Рис. 5. Фазовая диаграмма для сверхпро­водников 1-го и 2-го рода.

 

На рис. 5 приведена фазовая диаграм­ма на плоскости (Н, Т). Заштрихо­ванная область, ограниченная кривой Н_к(Т), соответствует сверхпроводя­щему состоянию. По измеренной за­висимости Н_к (Т) могут быть рассчи­таны все термодинамич. хар-ки сверх­проводника 1-го рода. В частности, из ф-лы (1) непосредственно получается (при дифференцировании по темп-ре) выражение для теплоты фазового перехода Q в сверхпроводящее состоя­ние:

где S — энтропия ед. объёма. Знак Q таков, что теплота поглощается сверх­проводником при переходе в норм. состояние. Поэтому, если разрушение С. магн. полем производится при адиабатич. изоляции образца, то последний будет охлаждаться. В действительно­сти скачкообразный характер фазо­вого перехода в магн. поле (рис. 3) наблюдается только в случае длинного цилиндра в продольном поле. При произвольной форме образца и др. ориентациях поля переход оказыва­ется растянутым по нек-рому интер­валу значений H: он начинается при Н<Н_к и заканчивается, когда поле

во всех точках образца превысит H_к. В этом интервале значений l сверх­проводник 1-го рода находится в т. н. промежуточном состоянии. Он рас­слаивается на чередующиеся области норм. и сверхпроводящей фаз, при­чём так, что поле в норм. фазе вблизи границы раздела параллельно этой границе и равно H_к. По мере увели­чения поля возрастает доля норм. фазы и происходит уменьшение магн. момента образца.

С магн. св-вами сверхпроводников тесно связаны и особенности протека­ния в них тока. В силу эффекта Мей­снера ток явл. поверхностным, он сосредоточен в тонком слое, определяе­мом глубиной проникновения магн. поля. Когда ток достигает нек-рой критич. величины, достаточной для создания критич. магн. поля, сверх­проводник 1-го рода переходит в промежуточное состояние и приобре­тает электрич. сопротивление.

Картина разрушения сверхпроводи­мости  магн.   полем  у сверхпроводни­ков 2-го рода сложнее. Даже в случае цилиндрич. образца (рис. 4) в продоль­ном    поле     происходит    постепенное уменьшение магн. момента на протя­жении   значит.   интервала   полей   от H_{к., 1} — ниж. критич. поля, когда оно начинает проникать в толщу образца, и до верх. критич. поля H_{к, 2}, при к-рой происходит полное разрушение сверх­проводящего состояния. В большинст­ве   случаев   кривая   намагничивания такого типа необратима (наблюдается магн.   гистерезис).   Поле   H_{к, 2}   часто оказывается весьма большим; достигая сотен   тысяч   эрстед.   Термодинамич. критич.   поле H_к, определяемое соот­ношением  (1),  для сверхпроводников 2-го рода не явл. непосредственно наб­людаемой хар-кой. Его можно рассчи­тать,  исходя  из  найденных  опытным путём  значений свободной энергии в норм. и сверхпроводящем состояниях в отсутствии магн. поля. Вычисленное таким способом значение H_к попадает в интервал между H_{к, 1} и H_{к, 2}. Т. о., проникновение   магн.   поля   в   сверх­проводник  2-го рода  начинается уже в поле, меньшем чем H_к, когда условие равновесия (1) ещё нарушено в пользу сверхпроводящего     состояния.     Свя­зано   это   с   поверхностной   энергией границы раздела норм. и сверхпрово­дящей фаз. В случае сверхпроводников 1-го рода эта энергия положительна, так что появление поверхности разде­ла   требует   энергетич.   затрат.      Это существенно     ограничивает     степень расслоения  в  промежуточном  состоя­нии.   Аномальные  магн.  св-ва  сверх­проводников 2-го рода можно качественно объяснить, если принять, что в  этом случае поверхностная энергия отрицательна. Именно к такому выводу приводит совр.  теория сверхпроводимости.    При   отрицат.   поверхностной энергии   уже   при   H<H_к   энергетически    выгодным    явл.     образование тонких   областей  норм.  фазы,   ориентированных  вдоль   магн.   поля.  Воз-

658

 

можность реализации такого состоя­ния сверхпроводника 2-го рода была предсказана А. А. Абрикосовым (1952) на основе теории сверхпроводимости В. Л. Гинзбурга и Л. Д. Ландау. Позднее Абрикосовым был произведён детальный расчёт структуры этого состояния. Оказалось, что норм. области зарождаются в форме нитей, пронизывающих образец и имеющих толщину, сравнимую с глубиной проникновения магн. поля. При увеличении внеш. поля концентрация нитей возрастает, что и приводит к постепенному уменьшению магн. мо­мента. Т. о., в интервале значений поля от Н_{к, 1} до Н_{к, 2} сверхпроводник находится в состоянии, к-рое принято называть смешанным.

Фазовый переход в сверхпроводящее состояние в отсутствии магнитного поля. Прямые измерения теплоём­кости сверхпроводников при Н=0 показывают, что при понижении темп-ры теплоёмкость в точке перехода Т_к испытывает скачок до величины, к-рая примерно в 2,5 раза превышает её

Рис. 6. Скачок теп­лоёмкости сверх­проводника в точ­ке перехода (Т_к) в           отсутствии внеш. магн. поля

(с_c и c_н — тепло­ёмкость в сверх­проводящем         и норм. состояниях).

значение в норм. состоянии в окрест­ностях Т_к (рис. 6). При этом теплота перехода Q=0, что следует, в част­ности, из ф-лы (2) (H_к=0 при T=T_к). Т. о., переход из нормального в сверхпроводящее состояние в отсут­ствии магн. поля — фазовый переход II рода. Из ф-лы (2) можно получить важное соотношение между скачком теплоёмкости и углом наклона кри­вой Н_к(Т) (рис. 5) в точке Т=Т_к:

где с_с и с_н — значения теплоемкости в сверхпроводящем и норм. состояниях. Это соотношение подтверждено экс­периментом.

Природа сверхпроводимости. Ис­следуя разл. возможности объяснения св-в сверхпроводников, особенно эф­фекта Мейснера, нем. учёные X. и Ф. Лондоны, работавшие в Англии, в 1934 пришли к заключению, что сверхпроводящее состояние явл. мак­роскопич. квант. состоянием металла. На основе этого представления они создали феноменологич. теорию, объяс­няющую эффект Мейснера и отсутствие сопротивления. Обобщение теории Лондонов, сделанное В. Л. Гинзбургом и Л. Д. Ландау (1950), позволило рассмотреть поведение сверхпроводни­ков в сильных магн. полях. При этом было объяснено огромное кол-во эксперим. данных и предсказаны новые важные явления. Подтверждением правильности исходных предпосылок

упомянутых теории явилось открытие эффекта квантования магнитного по­тока, заключённого внутри сверхпро­водящего кольца. Из ур-ний Лондонов следует, что магн. поток в этом случае может принимать лишь значе­ния, кратные кванту потока Ф₀=hc/e*, где е* — заряд носителей сверх­проводящего тока. В 1961 Р. Долл и М. Небауэр и независимо Б. Дивер и У. Фейрбенк (США) обнаружили этот эффект. Оказалось, что е*=2е. где е — заряд эл-на. Явление квантования магн. потока имеет место и в случае упомянутого выше состояния сверх­проводника 2-го рода в магн. поле, большем чем Н_{к, 1}. Образующиеся здесь нити норм. фазы несут квант потока Ф₀.

Найденная в опытах величина заря­да ч-ц, создающих своим движением сверхпроводящий ток (е*=2е), под­тверждает Купера эффект, на основе к-рого в 1967 Дж. Бардин, Л. Купер и Дж. Шриффер (США) и Н. Н. Бого­любов (СССР) построили последова­тельную микроскопич. теорию С. Со­гласно Куперу, два эл-на с противопо­ложными спинами, взаимодействуя че­рез посредство крист. решётки (обме­ниваясь фононами), могут образовы­вать связанное состояние (куперовскую пару). Заряд такой пары равен 2е. Пары обладают нулевым значением спина и подчиняются Бозе — Эйнштейна статистике. В сверхпроводя­щем металле пары испытывают т. и. бозе-конденсацию (см. Квантовая жидкость), и поэтому система куперовских пар обладает св-вом сверхте­кучести. Т. о., С. представляет собой сверхтекучесть электронной жидкости.

При Т=0 связаны в пары все эл-ны проводимости. Энергия связи эл-нов в паре весьма мала: она равна пример­но 3,5 kT_к. При разрыве пары, про­исходящем, напр., при поглощении кванта эл.-магн. поля (фотона) или кванта звука (фонона), в системе возникают возбуждения. При отлич­ной от нуля темп-ре имеется опреде­лённая . равновесная концентрация элем. возбуждений (квазичастиц), она возрастает с темп-рой, а концент­рация пар соответственно уменьша­ется. Энергия связи пары определяет т. н. щель в энергетич. спектре воз­буждений, т. е. миним. энергию, необ­ходимую для создания отд. возбужде­ния. Природа сил притяжения между эл-нами, приводящих к образованию пар, вообще говоря, может быть раз­личной, хотя у всех известных сверх­проводников эти силы определяются вз-ствием эл-нов с фононами. Тем не менее развитие теории С. стимулиро­вало поиски др. механизмов С. В этом плане особое внимание уделяется т. н. нитевидным (одномерным) и слоистым (двумерным) структурам, обладающим достаточно большой проводимостью, в к-рых можно ожидать более интенсив­ного притяжения между эл-нами, чем в обычных сверхпроводниках, а следо­вательно, и более высокой темп-ры

перехода в сверхпроводящее состоя­ние. Явления, родственные С., по-видимому, могут иметь место в ат. ядрах и в нек-рых косм. объектах, напр. в нейтронных звёздах.

Практич. применение С. непрерыв­но расширяется. Наряду с магнитами сверхпроводящими, сверхпроводящими магнитометрами существует целый ряд др. технич. устройств и измерит. приборов, основанных на использо­вании разл. св-в сверхпроводников (криоэлектроника). Построены сверх­проводящие резонаторы, обладающие рекордно высокой (до 10¹⁰) доброт­ностью; сверхпроводящие элементы для ЭВМ. Сверхпроводящие (туннель­ные) контакты (см. Джозефсона эф­фект) применяют в сверхчувствит. вольтметрах и т. д.

• Де Жен П., Сверхпроводимость металлов и сплавов, пер. с англ., М., 1968; Линтон Э., Сверхпроводимость, пер. с англ., 2 изд., М., 1971; Сверхпроводи­мость. Сб. ст., М., 1967; Роуз-Инс А. К., Родерик Е., Введение в физику сверхпроводимости, пер. с англ., М., 1972; Абрикосов А. А., Шарвин Ю. В., Сверхпроводимость, в кн.: Физический эн­циклопедический словарь, т. 4, М., 1965.

Г. М. Элиашберг.

СВЕРХПРОВОДНИКИ, вещества, у к-рых при охлаждении ниже определён­ной критич. темп-ры Т_к электрич. сопротивление падает до нуля, т. е. наблюдается сверхпроводимость. За исключением Cu, Ag, Au, Pt, ще­лочных (Li, Na, К и др.), щёлочно­земельных (Са, Sr, Ba, Ra) и ферро­магнитных (Fe, Co, Ni и др.) метал­лов, большая часть остальных метал­лич. элементов явл. С. (см. табл. в ст. Металлы). Элементы Si, Ge, Bi ста­новятся С. при охлаждении под дав­лением. Переход в сверхпроводящее состояние обнаружен также у неск. сот металлич. сплавов и соединений и у нек-рых сильнолегированных ПП. У ряда сверхпроводящих сплавов отд. компоненты или даже все компо­ненты сами по себе не явл. С. Открыты С.— полимеры (так, у полимера, состоящего из поочерёдно расположен­ных атомов S и N, Т_к »0,34 К). Значения Т_к почти для всех извест­ных С. лежат в диапазоне темп-р существования жидкого водорода и жидкого гелия (темп-ра кипения водо­рода T_кип=20,4 К).

Другой важнейший параметр, харак­теризующий св-ва С.,— значение критического магнитного поля Н_к, выше к-рого С. переходит в нормаль­ное (несверхпроводящее) состояние. С ростом темп-ры значение H_к моно­тонно падает и обращается в нуль при Т ³Т_к. Макс. значение H_к=H₀, определённое из эксперим. данных путём экстраполяции к нулю абс. температурной шкалы, для ряда С. приведено в таблице на стр. 660.

Несмотря на то что принципиаль­ные причины возникновения сверх­проводимости твёрдо установлены,

659

 

 

совр. теория не даёт возможности рас­считать значения Т_к или H_к для из­вестных С. или предсказать их для нового сверхпроводящего сплава. Од­нако ряд эмпирич. закономерностей — правил Маттиаса (1955) — позволяет определить направление поисков спла­вов с высокими Т_к и Н_к : наиболь­шая Т_к наблюдается у сплавов с числом z валентных эл-нов равным 3, 5, 7 на атом, причём для каждого z предпочтительней свой тип крист. решётки. Кроме того, Т_к растёт с увеличением объёма и падает с рос­том массы атома.

По магн. св-вам С. разделяются на две группы: С. 1-го и 2-го рода. С. 1-го рода явл. все чистые сверх­проводящие металлы, за исключением V и Nb, и нек-рые сплавы с низким содержанием одного компонента. Группа С. 2-го рода более многочислен­на. Сюда относится большинство со­единений с высокими Т_к, такие, как V₃Ga, Nb₃Sn, и сплавы с высоким содержанием легирующих примесей.

Среди С. 2-го рода выделяют группу т. н. жёстких С. Для них характерно большое кол-во дефектов структуры (неоднородности состава, вакансии, дислокации и др.), к-рые возникают благодаря спец. технологии изготов­ления. В жёстких С. движение магн. потока сильно затруднено дефектами и кривые намагничивания обнаружи­вают сильный гистерезис. По тем же причинам в этих материалах силь­ные сверхпроводящие токи могут про­текать вплоть до полей, близких к верхнему критич. полю H_{к, 2} при любой ориентации тока и магн. поля. Следует отметить, что в идеаль­ном С., полностью лишённом дефек­тов (к этому состоянию можно при­близиться в результате длит. отжига сплава), при любой ориентации поля

и тока, за исключением продольной, сколь угодно малый ток будет сопро­вождаться потерями на движение магн. потока уже при Н>Н_{к. 1} (H_{к, 1} — нижнее критич. поле). Значение H_{к. 1} обычно во много раз меньше Н_{к, 2}. Поэтому именно жёсткие С., у к-рых электрич. сопротивление практически равно нулю вплоть до очень сильных полей, представляют интерес с точки зрения техн. приложений. Их приме­няют для изготовления обмоток маг­нитов сверхпроводящих и др. целей. Существенным недостатком жёстких С. явл. их хрупкость, сильно затруд­няющая изготовление из них прово­лок или лент. Особенно это относит­ся к соединениям с самыми высокими значениями T_к и Н_к типа V₃Ga, Nb₃Sn, PbMo₆S₈; изготовление сверх­проводящих магн. систем из этих материалов — сложная технологич. за­дача.

• Сверхпроводящие материалы. Сб. ст., пер. с англ., М., 1965; Металловедение сверх­проводящих материалов, М., 1969; Физико-химия сверхпроводников, М., 1976.

И.   П.   Крылов.

СВЕРХПРОВОДЯЩИЙ МАГНИТО­МЕТР, магнитометр, действие к-рого основано на Джозефсона эффекте. Часто встречается ещё одно наимено­вание С. м.— «сквид» (от англ. Superconducting Quantum Interference Device — сверхпроводящий кванто­вый интерференционный прибор).

Чувствительность С. м. достигает 10^-11 Гс (10^-15Тл), а при измерениях градиента магн. поля ~10^-12 Гс/см (10¹⁴Тл/м). Чувствительный элемент (ЧЭ) С. м. представляет собой элек­трич. контур из сверхпроводника с контактами Джозефсона (ими могут быть разделяющие сверхпроводник тонкие, ~10 Å, плёнки изолятора, точечные контакты и т. п.). ЧЭ реа­гирует на изменение напряжённости (индукции) магн. поля, пронизываю­щего сверхпроводящий контур.

Рис. 1. Схема сверхпроводящего магнито­метра с двумя параллельно включёнными контактами Джозефсона для измерения на­пряжённости (индукции) магн. поля.

 

На рис. 1 приведена схема С. м., ЧЭ к-рого содержит два идентичных контакта Джозефсона, включённых параллельно в цепь источника пост. тока. Ток, разрушающий сверхпро­водимость в ЧЭ (I^k_c), зависит от элек­трич. хар-к контактов и величины магн. потока Ф, пронизывающего кон­тур:

I^k_c=2I_c |cos(pФ/Ф₀)|,

где Ф₀=2•10^-7 Гс•см²—квант магн. потока, I_c — ток разрушения сверх­проводимости каждого из контактов (критический ток) — должен быть мал (I_c~Ф₀/L, где L — индуктивность контура). С изменением потока Ф ток I^k_c в контуре испытывает ос­цилляции (рис. 2). Ток I^k_c достигает макс. значения всякий раз, как только изменяющийся поток Ф оказыва­ется равным целому числу квантов потока Ф₀, т. е. период осцилляции равен кванту магн. потока.

рис. 2. Запись осцилляции тока, текущего в сверхпроводящем контуре с двумя парал­лельными контактами Джозефсона.

 

Если через ЧЭ протекает пост. ток ~I^k_c, то электрич. напряжение на контуре также периодически зависит от Ф. По числу осцилляции можно опреде­лить Ф, а зная площадь S сверхпро­водящего контура, найти напряжён­ность Н измеряемого магн. поля: Н=Ф/S. Обычно для повышения на­дёжности работы С. м. в контуре до­полнительно возбуждают периодич. магн. поле модуляции. Возбуждаемое перем. поле имеет амплитуду £Ф/2S. При наличии поля модуляции на кон­туре появляется перем. напряжение. Во внеш. поле Н частота перем. на­пряжения совпадает с частотой моду­ляции, а амплитуда пропорц. Н.

 

 

Рис. 3. Схема сверхпроводящего магнито­метра для измерения градиента магн. поля (градиентометра).

 

Измерит. блок С. м. выполняет ф-ции усиления переменной составляющей напряжения на контуре и выработки сигнала управления обратной связью, так что вся схема работает как нуль-индикатор.

С. м. изготовляют также с источ­никами (генераторами) перем. тока частотой 10⁷—10⁹ Гц и с одним кон­тактом Джозефсона в ЧЭ (рис. 3). Ток в ЧЭ возбуждается индуктивно посредством резонансного контура, на­строенного на частоту генератора.

660

 

 

Одновременно перем. ток низкой часто­ты (~10³ Гц), протекающий через тот же контур, осуществляет модуляцию магн. поля в ЧЭ. Вольтамперная хар-ка ЧЭ нелинейна относительно магн. поля, к-рое пронизывает контур. Амп­литуда НЧ-модуляции на частоте тока низкой частоты пропорц. величине внеш. магн. поля. H ЧЭ внеш. поле подводится трансформатором магн. по­ля, к-рый состоит из приёмной петли и катушки, индуктивно связанной с ЧЭ (материалом для обмотки транс­форматора служит сверхпроводящая проволока, передача потока происходит без потерь). В С. м. рассматриваемого типа трансформатор имеет две вход­ные петли, включённые навстречу друг другу. При таком включении пе­тель ЧЭ реагирует на градиент поля и явл. градиентометром. Измерит. блок С. м. осуществляет усиление модули­рованного ВЧ сигнала и его детекти­рование. В результате выделяется сигнал НЧ, амплитуда к-рого про­порц. измеряемому градиенту поля. Очень высокая чувствительность С. м. позволила осуществить с их помощью ряд тонких экспериментов: уточнить значения ряда физических констант на основе измерений отноше­ния h/e, освоить измерения малых электрич. напряжений до значений 10^-18 В, зафиксировать магнитокардиограммы и магнитоэнцефалограммы человека.

•   Волков    А.   Ф., 3 а в а р и ц к и й Н. В., Надь Ф. Я., Электронные устройства на основе слабосвязанных сверх­проводников, М., 1978; Слабая сверхпрово­димость. Квантовые интерферометры и их применения, пер. с англ., М., 1980.

Я. В. Заварицкий.

СВЕРХРЕШЁТКИ, многослойные твер­дотельные структуры, в к-рых на эл-ны помимо периодич. потенциала крист. решётки действует искусствен­но создаваемый дополнит. периодич. потенциал с периодом, значительно превышающим постоянную решётки. Если длина свободного пробега носи­телей заряда превосходит период С., то возникает модуляция электронного энергетич. спектра, приводящая к расщеплению разрешённых энергетич. зон на ряд минизон. Вследствие такой перестройки электронного спектра возникновение С. сопровождается из­менением электрич., оптич. и др. св-в кристалла. В одномерных С. (допол­нит. периодичность в одном направле­нии) внутризонное оптич. поглощение резко анизотропно для света, поляри­зованного вдоль оси С., имеются поло­сы интенсивного межминизонного по­глощения, отсутствующие при иной поляризации. Анизотропия поглоще­ния и преломления даёт возможность использовать С. в кач-ве фильтров и поляризаторов ИК излучения. В пост. электрич. поле, параллельном оси С., вольтамперная хар-ка имеет падаю­щие N-образные участки. Благодаря наличию таких участков С. могут ис­пользоваться как усилители и генера­торы эл.-магн. колебаний, частота

к-рых перестраивается в широких пределах изменением пост. электрич. поля. Из-за малой ширины минизон нелинейные ВЧ явления (нелинейное поглощение, генерация высших гар­моник и комбинац. частот, усиление одной эл.-магн. волны в присутствии другой, самоиндуциров. прозрачность и др.) проявляются в С. при значи­тельно меньших интенсивностях эл.-магн. волн, нежели в обычных (одно­родных) кристаллах.

С. могут быть созданы искусственно, напр. в виде периодич. системы гете­ропереходов. Дополнительный перио­дич. потенциал с периодом, гораздо большим постоянной крист. решётки, наблюдается также в нек-рых клас­сах в-в — дихалькогенидах переход­ных металлов типа MoS₂, полупровод­никах типа A^IIIB^VI (напр., GaSe), упорядоченных сплавах благород­ных металлов с гранецентрированной кубич. решёткой (напр., Cu—Au), политипных ПП структурах (напр., SiC).

• Голубев Л. В., Леонов В. И., Сверхрешетки, М., 1977; Шик А. Я., Сверхрешетки — периодические полупро­водниковые структуры, в кн.: Физика и техника полупроводников, т. 8, № 10, М., 1974, с. 1841.                     

Э. М. Эпштейн.

СВЕРХСИЛЬНЫЕ МАГНИТНЫЕ ПОЛЯ, поля с напряжённостью Н³0,5~1,0 МЭ (граница условна). Нижнее значение С. м. п. соот­ветствует макс. значению стацио­нарного поля ~500 кЭ, к-рое может быть доступно средствам совр. тех­ники, верхнее — полю 1 МЭ, даже кратковрем. воздействие к-рого приво­дит к разрушению магн. катушек.

В природе встречаются значитель­но более сильные поля. Астрофиз. ис­следования указывают на существо­вание полей ~10⁶ МЭ у быстровращающихся нейтронных звёзд — пуль­саров. Сжатие магн. потока при грави­тационном коллапсе звёзд может при­вести к возникновению магн. полей до 10⁷ МЭ. С. м. п. (~10⁵—10⁷ Э) имеются вблизи ядер свободных ато­мов, на что указывает сверхтонкая структура энергетических уровней электронов. Магн. поля мегаэрстедного диапазона возникают при фо­кусировании мощных лазерных пуч­ков. Напр., если сфокусировать лазерное излучение мощностью Р=10¹² Вт на площади S=10^-4 см², то плотность эл.-магн. энергии P/cS в фокусе соответствует напряжённо­сти поля H=(8pP/cS)^1/2, т. е. ~10⁷ Э.

Начало использованию С. м. п. в физ. исследованиях было положено трудами П. Л. Капицы (в 1924—27 ему удалось получить в импульсном режиме поля до 320 кЭ). По мере со­вершенствования техники эксперимен­та С. м. п. всё шире используются как в фундам. науч. исследованиях, так и в технологии. В физике тв. тела С. м. п. применяются в исследованиях гальваномагнитных, термомагнитных, магнитооптич. и резонансных явлений. В магн. полях до 2 МЭ исследова­лись спектры поглощения и цикло­тронный резонанс в полупроводниках, Фарадея эффект в видимой и ИК об­ластях спектра, зеемановское рас­щепление спектр. линий, магнетосопротивление тонких висмутовых про­волок и др. В яд. физике и физике элем. ч-ц С. м. п. используют для идентификации ч-ц (см. Детекторы ядерных излучений), фокусировки и отклонения пучков заряж. ч-ц (см. Ускорители), для генерации мощного тормозного излучения и т. д. С. м. п. применяют для нагрева и удержания плазмы в исследованиях по управляе­мому термоядерному синтезу, а также для получения низких температур (ниже 10^-3 К) методом адиабатич. размагничивания парамагнитных со­лей.

Импульсные С. м. п.— источник для получения квазигидростатич. давле­ний до 10¹¹ Па и высоких плотностей энергии. Напр., плотность энергии магн. поля ~5—10 МЭ становится больше энергии связи ч-ц большинст­ва тв. тел, а магн. давление достигает значений, существующих в центре Земли. Импульсные поля в диапазоне 0,5—0,8 МЭ применяют для обработ­ки металлов давлением, напр. для магнитоимпульсной сварки металлов. Получение С. м. п. тесно связано с проблемой прочности материалов. Магн. давление (р~Н²/8p) поля на­пряжённостью 500 кЭ составляет ~10⁹ Па, что превышает статич. проч­ностные хар-ки большинства метал­лов. Высокая плотность энерговыде­ления в поверхностном слое материала катушки (соленоида, в к-ром получают С. м. п.) и громадные магн. давления приводят к сильному перегреву и пластич. течению поверхностного слоя, ударным волнам и сжатию мате­риала катушки. Всё это ведёт к её разрушению. Поэтому выбор матери­алов и конструкции катушек — одна из проблем получения С. м. п. Др. проблема — источники тока боль­шой мощности. Напряжённость поля Н₀ в центре катушки с однородным коэфф. заполнения l связана с мощ­ностью Р, рассеиваемой в катушке, соотношением

где l=V₁/(V₁+V₀) (V₁ — объём проводя­щей среды, V₀— объём пр-ва в об­мотке, незаполненной проводником), r₀— внутр. радиус катушки, r — уд. сопротивление проводника, G — кон­станта, характеризующая геометрию катушки. Чтобы получить, напр., поле H₀=100 кЭ в медной катушке с r₀=2 см при комнатной темп-ре, нужен источ­ник тока мощностью ³2 МВт, а для поля .ff₀=500 кЭ потребовалась бы мощность более 50 МВт. Отвод столь большого кол-ва теплоты, выделяю-

661

 

 

щегося в относительно малом объёме проводника, технически труден. Для снятия избыточных тепловых нагру­зок либо охлаждают катушки до крио­генных темп-р, либо сокращают дли­тельность импульса тока, т. е. перехо­дят к импульсным магн. системам. При охлаждении медной обмотки до темп-ры жидкого азота (77 К) её уд. сопротивление уменьшается в 8 раз, а при охлаждении до темп-ры жидкого водорода (20 К) — в 1000 раз! Это приводит к резкому снижению тепловыделения в катушке, а также повышает механич. прочность обмот­ки. Комбинированные магн. системы, в к-рых используются криогенные и сверхпроводящие катушки (см. Маг­нит сверхпроводящий), позволяют по­лучать рекордные при совр. уровне техники стационарные магн. поля до 500 кЭ. Мощность источников энергии для получения стационарных и ква­зистационарных С. м. п., как правило, составляет 2 —12 МВт.

Поля св. 500 кЭ получают практиче­ски только импульсными методами. Причём, чем сильнее поле, тем короче его длительность (рис. 1). При кратковрем. импульсах существенным ста­новится скин-эффект: токи протекают по скин-слою на внутр. поверхности витков, плотность тока повышается. За короткое время импульса тока теплоотвод из скин-слоя пренебрежимо мал, и процесс нагрева происходит адиабатически.

Рис. 1. Зависимость напряжённости магн. поля от длительности импульса.

 

Темп-ра поверхности в этом случае

T=H²/8c_Vγ »3000H²,         (2)

где су — уд. теплоёмкость, у — плот­ность материала катушки, а Н выра­жается в МЭ. Из (2) следует, что в поле ~1 МЭ поверхностный слой катушки, выполненной даже из тугоплавких ме­таллов, начинает плавиться.

Для получения полей до ~0,8 МЭ часто используют многовитковые одно­слойные катушки из прочного материа­ла с высокой электропроводностью,

напр. из бериллиевой или хромистой бронзы. Амер. физиком Ф. Биттером (1939) была предложена конструкция катушки, в к-рой металлич. диски с ра­диальными разрезами и изолирующие прокладки образуют при сборке двой­ную спираль (рис. 2). Охлаждающая вода прогонялась через перфорацию в дисках

Рис. 2. Конструкция катушки Биттера: 1 — охлаждающие отверстия; 2 — медные плас­тины: 3 — неизолированная поверхность контакта; 4 — изоляц. кольца; 5 — сечение катушки.

.

Перспективны катушки с «бессило­вой» конфигурацией обмоток, в к-рых векторы плотности тока j и поля H располагаются не взаимно перпенди­кулярно, как это имеет место в обыч­ных соленоидах, а должны быть па­раллельны. В этом случае пондеромоторные силы F~[j, H], приводящие к механич. напряжениям в витках, обращаются в нуль (для бесконечных систем). Для реальных (конечных) об­моток можно добиться существенного уменьшения действующих сил в од­ной части магнита, а др. его часть будет «удерживать» (обжимать) пер­вую. Такие «бессиловые» конфигура­ции преобразуют высокое давление в малой области в низкое давление, рас­пространённое на большую область. Существуют разл. «бессиловые» кон­фигурации; простейшая, позволяющая значительно снизить механич. на­пряжения, представляет собой обмот­ку, навитую на цилиндрический каркас под углом 45° к образующей цилиндра.

Одновитковые катушки, разруша­ющиеся при однократном использова­нии, явл. наиболее простой конструк­цией для получения импульсных С. м. п. св. 1 МЭ. Они обладают малой собств. индуктивностью, поэтому для их питания применяют импульсные источники тока большой силы (бата­реи конденсаторов, рис. 3). Мощ­ность батарей может превышать 10¹⁰ Вт, а генерируемые токи дости­гать неск. МА. При получении поля используются механич. и тепловая инерционность материала катушки, когда токовый слой не успевает суще­ственно увеличить свои размеры до момента достижения током макс. зна­чения. При разряде конденсаторных батарей с запасённой энергией 20— 800 кДж получают поля 1—3,5 МЭ в катушках с диаметром и длиной неск. мм. Время существования такого поля составляет 1—2 мкс.

В существенно больших объёмах С. м. п. можно получать сжатием магн. потока с использованием взрыв­чатых в-в (ВВ). Такие устройства наз. взрывомагнитными или магнитокумулятивными (МК-) генераторами (рис. 4,а). Начальный магн. поток в них создаётся при разряде конденса­торной батареи через нагрузочную катушку L и проходит через внеш.

Рис. 3. Одновитковый соленоид, включён­ный в цепь конденсаторной батареи: С -конденсаторная батарея; Р — разрядник; R — сопротивление контура; L — внеш. ин­дуктивность контура.

 

зазор А. При сжатии зазора, вызван­ного взрывом ВВ, магн. поток вытес­няется из зазора в катушку, увеличи­вая в ней напряжённость поля. Таким методом получают поля напряжён­ностью ~2,0 МЭ в объёмах до 1000 см³ при длительности импульса 1—5 мкс.

 

Рис. 4. Схематич. изоб­ражение методов получе­ния сверхсильных им­пульсных магн. полей. а — МК-генератор пло­ского типа: 1 — ВВ, 2— детонатор, 3—фронт детонац. волны; б — цилинд­рич. МК-генератор: Н₀— нач. магн. поле, L — лайнер; в — сжатие магн. потока лайнером L, ускоряемым электродинамич. силами.

 

Рекордные импульсные магн. поля получены в системах, принципиальная схема к-рых дана на рис. 4, б. Началь­ный магн. поток создаётся внутри проводящей цилиндрич. оболочки (лай­нера) L. Для создания нач. потока может быть использована либо кон­денсаторная батарея, либо МК-гене­ратор типа изображённого на рис. 4, а; затем взрывом ВВ лайнер подвергает­ся быстрому радиальному сжатию, при этом сжимается за хваченный магн. поток. Этим методом получены импуль­сные поля ~10 МЭ с хорошим вос­произведением результатов.

Сжатие магн. потока, заключённого внутри цилиндрич. лайнера, может производиться также и электродина-

562

 

 

мич. силами, когда вместо ВВ исполь­зуют давление внеш. магн. поля (рис. 4, в). Теоретически этот способ позволяет получать большие скорости радиального сжатия лайнера и, следо­вательно, большие поля, чем при взрыве ВВ. Практически в таких си­стемах получают поля ~2,8—3,1 МЭ. Измеряют С. м. п. прокалиброван­ными индукц. датчиками (магн. зон­дами), а также по величине Фарадея эффекта и Зеемана эффекта в С. м. п.

• Алексеевский Н. Е., Петр Леонидович Капица, «УФН», 1964, т. 83, в. 4, с. 761; Техника больших импульсных токов и магнитных полей, М., 1970; К н о п ф е л ь Г., Сверхсильные импульсные маг­нитные поля, пер. с англ., М., 1972.

В.  Ф.  Демичев.

СВЕРХТЕКУЧЕСТЬ, состояние кван­товой жидкости, при к-ром она про­текает через узкие щели и капилляры без трения.

Сверхтекучесть ⁴Не. Жидкий ге­лий ⁴Не становится сверхтекучим ниже темп-ры T_l=2,17 К, при дав­лении насыщенных паров p_s=38,8 мм рт. ст. Свехтекучий ⁴Не наз. Не II (см. Гелий жидкий), несверхтекучий жидкий ⁴Не наз. He I. С. Не II была открыта П. Л. Капицей в 1938. В 1972—74 было установлено, что С. обладает также жидкий ³Не при темп-ре ниже T_с=2,6•10^-3 К и давлении 2,58•10⁴ мм рт. ст. (34 атм). Переход жидких ⁴Не и ³Не в сверх­текучее состояние представляет собой фазовый переход II рода.

Сверхтекучую жидкость нельзя представлять как жидкость, не облада­ющую вязкостью, т. к. эксперименты с крутильными колебаниями диска, погружённого в Не II, показали, что вызываемое вязкостью затухание коле­баний при темп-ре, не слишком далё­кой от Т_l («лямбда-точки»), мало от­личается от затухания аналогичных колебаний в Не I.

Теория сверхтекучести Не II была создана Л. Д. Ландау в 1941. Эта теория, получившая название д в у х ж и д к о с т н о й  г и д р о д и н а м и к и, основана на представлении о том, что при низких темп-рах св-ва Не II как слабовозбуждённой квант. системы обусловлены наличием в нём элементарных возбуждений (ква­зичастиц).

Не II можно представить состоя­щим из двух взаимопроникающих ком­понент: нормальной и сверхтекучей. Норм. компонента при темп-рах, не слишком близких к Т_l, представляет собой совокупность квазичастиц двух типов — фононов и ротонов. При T=0 плотность норм. компоненты r_n=0, поскольку при этом любая квант. система находится в осн. состоянии и возбуждения (квазичастицы) в ней отсутствуют. При темп-рах от абс. нуля до 1,7—1,8 К совокупность элем. возбуждений в Не II можно рассма­тривать как идеальный газ квазича­стиц. С дальнейшим приближением к Т_l из-за заметно усиливающегося вз-ствия квазичастиц модель идеального газа для них становится неприме­нимой. Вз-ствие квазичастиц между со­бой и со стенками сосуда обусловливает вязкость норм. компоненты. Остальная часть Не II — сверхтекучая компо­нента — вязкостью не обладает и по­этому свободно протекает через узкие щели и капилляры; её плотность r_s=r-r_n, где r — плотность жидко­сти. При Т=0 r_s=r, с ростом темп-ры концентрация квазичастиц растёт, поэтому r_s уменьшается и, наконец, обращается в нуль при Т=Т_l (С. в l-точке исчезает, рис. 1). Согласно теории Ландау, жидкость перестаёт быть сверхтекучей и в случае, когда скорость её потока превышает критич. значение, при к-ром начинается спон­танное образование ротонов. При этом

Рис. 1. Диаграмма, ил­люстрирующая двухжидкостную модель Не II (r_n/r — отно­шение  плотности норм. компоненты к плотности Не II).

сверхтекучая компонента теряет им­пульс, равный импульсу испускае­мых ротонов, и, следовательно, тормо­зится. Однако эксперим. значение кри­тич. скорости существенно меньше того, к-рое требуется по теории Лан­дау для разрушения С.

С микроскопич. точки зрения появ­ление С. в жидкости, состоящей из атомов с целым спином (бозонов), напр. атомов ⁴Не, связано с переходом при T<T_l значит. числа атомов в состояние с нулевым импульсом. Это явление наз. Бозе — Эйнштейна кон­денсацией, а совокупность перешед­ших в новое состояние атомов — Бозе-конденсатом. Состояние всех ч-ц Бозе-конденсата описывается одной и той же квантовомеханич. волновой ф-цией (конденсатной ф-цией) y=n₀^1/2eij, где n₀ — плотность конден­сата, j — фаза волновой ф-ции. По­явление нового типа движения в жид­кости — когерентного движения ма­кроскопич. числа ч-ц с одной и той же фазой j приводит к двухжидкостной гидродинамике Ландау (Н. Н. Бо­голюбов; 1947, 1963). В случае, если атомы слабо взаимодействуют между собой, r_s совпадает с n₀. В Не II вз-ствие атомов приводит к тому, что n₀ составляет лишь неск. процентов r_s. Тем не менее скорость движения всей сверхтекучей компоненты v_s свя­зана с j соотношением v_s=(ћ/m)∆j, где ∆j — градиент функции j, m -масса атома ⁴Не, ћ=h/2p. Это озна­чает, что сверхтекучая компонента дви­жется потенциально (см. Потенциаль­ное течение) и, следовательно, не испытывает сопротивления со сто­роны обтекаемых ею предметов и сте­нок канала или сосуда.

Конденсатная ф-ция y должна быть непрерывной, поэтому её фаза j при обходе по замкнутому контуру может меняться лишь на 2pN, где N — целое число. Это означает, что циркуляция скорости сверхтекучей компоненты по любому замкнутому контуру может принимать только дискретные значе­ния N•hlm. Поэтому сверхтекучая компонента — это не просто идеаль­ная жидкость с потенц. течением, она обладает особыми макроскопич. кван­товыми св-вами. Во-первых, при те­чении сверхтекучей компоненты по каналу, замкнутому в кольцо, цир­куляция скорости v_s вдоль канала квантуется с квантом циркуляции h/m. Под влиянием внеш. воздействия скорость течения не может уменьшать­ся непрерывно, а только скачком. В процессе скачкообразного перехода от течения с N квантами циркуляции к течению с N-1 квантами требуется разрушить сверхтекучее состояние (об­ратить r_s в нуль) в нек-рой области и, следовательно, преодолеть большой потенц. барьер. Поэтому течение в зам­кнутом канале чрезвычайно устойчи­во. Во-вторых, в сверхтекучей ком­поненте могут существовать т. н. кван­тованные вихри (Л. Онсагер, 1948; Р. Фейнман, 1955, США) с циркуля­цией вокруг оси вихря, принимающей дискретные значения. В отличие от вихрей в обычной жидкости (см. Вих­ревое движение), эти вихри устойчивы и не исчезают под влиянием вязкости норм. компоненты. На оси этих вих­рей y, а вместе с ней и r_s обращаются в нуль. Квантованные вихри осуще­ствляют вз-ствие между сверхтекучей и норм. компонентами сверхтекучей жидкости. Их рождение приводит хотя и к слабому, но конечному затуха­нию потока сверхтекучей жидкости в замкнутом канале. При нек-рой ско­рости движения сверхтекучей компо­ненты относительно норм. компонен­ты или стенок сосуда квантованные вихри образуются столь интенсивно, что сверхтекучая компонента начинает испытывать трение со стороны норм. компоненты или стенок сосуда. В рам­ках этой теории С. пропадает при скоростях, существенно меньших ско­ростей по теории Ландау и более близ­ких к реальным значениям критич. скорости. Квантованные вихри наблю­даются экспериментально при враще­нии сосуда с Не II. При достаточно большой угл. скорости w вращения сосуда они образуют вихревую систе­му со ср. скоростью ,v_s, совпадающей со скоростью твердотельного враще­ния [w, r]. Кроме того, в эксперимен­тах с ионами, инжектируемыми в Не II, обнаружены квантованные вихри, имеющие форму кольца.

Сверхтекучесть ³Не. Атомы ³Не об­ладают полуцелым спином, т. е. они— фермионы, а ³Не — ферми-жидкость. Если между фермионами имеются си-

663

 

 

лы притяжения, приводящие к обра­зованию попарно связанных фермионов, т. н. куперовских пар (см. Ку­пера эффект), то такие пары обладают целочисленным спином. По этому приз­наку они — бозоны и могут образо­вывать Бозе-конденсат. Силы вз-ствия между ч-цами в ³Не таковы, что лишь при темп-рах порядка неск. мК в ³Не создаются условия для образования куперовских пар и возникновения С. Открытию С. у ³Не способствовало освоение эфф. методов получения низ­ких темп-р — Померанчука эффекта и магнитного охлаждения. С их по­мощью удалось выяснить характерные особенности диаграммы состояния ³Не при сверхнизких темп-рах (рис. 2).

Рис. 2. Диаграмма состояния ³Не при низ­ких темп-рах, р — давление, Н — магн. поле.

 

В отличие от ⁴Не (см. рис. 1 в ст. Гелий жидкий), на диаграмме состоя­ния ³Не обнаружены две сверхтеку­чие фазы (А и В). Переход норм. ферми-жидкости в любую из этих фаз представляет собой фазовый переход II рода. Переход из сверхтекучей фазы А в сверхтекучую фазу В относится к фазовым переходам I рода. В магн. поле линия перехода из несверхте­кучей фазы в фазу А расщепляется на две линии, каждая из к-рых явл. ли­нией перехода 2-го рода. В области между линиями возникает ещё одна фаза (A₁). Во всех трёх фазах образо­вавшиеся куперовские пары обладают спином s=1 и орбитальным квант. числом L=1. Фазы различаются по структуре волновой ф-ции куперовской пары, к-рая определяет как сверх­текучие, так и магн. св-ва фазы. В фа­зе В у куперовских пар в среднем нет выделенных направлений спина и ор­бит. момента импульса. По сверхте­кучим св-вам B-фаза эквив. Не II, а по магн. св-вам напоминает изо­тропный антиферромагнетик. В фазе А куперовская пара имеет ср. нап­равление l орбит. момента импульса, к-рое в равновесии одинаково для всех пар в жидкости, поскольку эти пары образуют Бозе-конденсат. В случае, если l не меняется в пр-ве (напр., фиксируется границей сосуда или внеш. полями), сверхтекучие св-ва фазы А отличаются от св-в Не II лишь тем, что фаза А анизотропна с осью анизотропии вдоль l и коэфф., вхо­дящие в ур-ния двухжидкостной гидро­динамики Ландау, в т. ч. плотности норм. и сверхтекучей компонент, явл. тензорами. В общем случае, когда l может меняться в пр-ве, осн. отличие фазы А от Не II заключается в том, что скорость сверхтекучей компоненты v_s не явл. потенциальной. Циркуля­ция v_s по замкнутому контуру зависит от изменения в пр-ве вектора l. Это приводит к тому, что торможение по­тока сверхтекучей компоненты может осуществляться не только за счёт образования квантованных вихрей, как в Не II, но и непрерывно, путём осцилляции вектора l в канале. На поверхности канала, где вектор l фиксирован, торможение осуществля­ется посредством движения точечных дефектов — буджумов. При вращении сосуда может возникать как система квантованных вихрей, так и периодич. структура с непрерывным распределе­нием l и v_s. По магн. св-вам фаза А напоминает одноосный антиферромаг­нетик. Кроме того, поскольку орбит. момент куперовских пар частично пере­даётся эл-нам атомов ³Не, фаза А обладает также слабым (10^-11 магне­тонов Бора на атом) спонтанным магн. моментом, направленным по l, и явл. пока единственным известным жид­ким ферромагнетиком.

Эффекты, сопутствующие сверхтеку­чести. В сверхтекучей жидкости, кроме обычного (первого) звука (ко­лебаний плотности), может распростра­няться т. н. второй звук, представля­ющий собой звук в газе квазичастиц (колебания плотности квазичастиц, следовательно, и темп-ры). Возможны и иные виды колебаний: капиллярные волны, звук. колебания сверхтекучей части жидкости в узких капиллярах (т. н. четвёртый звук) и др. Сверхте­кучая жидкость обладает аномально высокой теплопроводностью, причи­ной к-рой явл. конвекция — теплота переносится макроскопич движением газа квазичастиц. При нагревании Не II в одном из сообщающихся (через капилляр) сосудов между сосудами возникает разность давлений (термо­механический эффект). Этот эффект объясняется тем, что в сосуде с боль­шей темп-рой повышена концентрация квазичастиц. Из-за того, что узкий капилляр не пропускает вязкого по­тока норм. компоненты, возникает избыточное давление газа квазичастиц, подобное осмотическому давлению в р-ре. Существует и обратный эффект (т. н. механокалорический эффект): при быстром вытекании Не II из сосуда через капилляр темп-ра внутри сосу­да повышается (в нём увеличивается концентрация квазичастиц), а выте­кающий гелий охлаждается. Интерес­ными св-вами обладает сверхтекучая

плёнка гелия, образующаяся на твёр­дой стенке сосуда. Так, напр., она может выравнивать уровни Не II в сосудах, имеющих общую стенку.

• Капица П. Л., Эксперимент, тео­рия, практика, 2 изд., М., 1977; Квантовые жидкости и кристаллы. Сб. ст., пер. с англ., М., 1979; Паттерман С., Гидродина­мика сверхтекучей жидкости, пер. с англ., М., 1978; Халатников И. М., Тео­рия сверхтекучести, М., 1971; Мендель­сон К., На пути к абсолютному нулю, пер. с англ., М., 1971; Quantum liquids, ed. by 3. Ruvalds and T. Regge, Amst,—N.Y.— Oxf., 1978.                               Г. Е. Воловик.

СВЕРХТОНКАЯ СТРУКТУРА (сверх­тонкое расщепление уровней энергии),

расщепление уровней энергии атома на близко расположенные подуровни, вызванное вз-ствием магн. момента ядра с магн. полем атомных эл-нов. Энергия dξ этого вз-ствия зависит от возможных взаимных ориентации спи­на ядра и электронных спинов. Число этих ориентации определяет число компонент С. с. Уровни энергии могут также расщепляться и смещаться в ре­зультате вз-ствия квадрупольных мо­ментов ядер с электрич. полем эл-нов.

Расстояние между подуровнями С. с. ~ в 1000 раз меньше, чем между уровнями тонкой структуры, т. к. dξξ~ в 1000 раз меньше энергии спин-орбитального взаимодействия, вызы­вающего тонкое расщепление. Вслед­ствие С. с. уровней в спектре атома вместо одной спектральной линии по­является группа близко расположен­ных линий — С. с. спектр. линии.

С. с. спектр. линии может услож­няться также вследствие отличия ча­стот спектр. линий изотопов хим. эле­мента — изотопич. смещения. При этом происходит наложение спектр. линий разл. изотопов, из смеси к-рых состоит элемент. Изотопич. смещение для тяжёлых элементов того же поряд­ка, что и dξ. С. с. может наблюдаться также в спектрах молекул и кристал­лов.

СВЕТ, 1) в узком смысле — то же, что и видимое излучение, т. е. эл.-магн. волны в интервале частот, восприни­маемых человеческим глазом (7,5X10¹⁴—4,0•10¹⁴ Гц), что соответствует длинам волн в вакууме от ~400 до ~760 нм. С. очень высокой интенсив­ности глаз воспринимает в несколько более широком диапазоне. Световые волны разл. частот воспринимаются человеком как разл. цвета (подроб­нее см. в ст. Колориметрия).

2) С. в широком смысле — сино­ним оптического излучения, включаю­щего, кроме видимого, излучение УФ и ИК областей спектра.

А.   П.  Гагарин.

СВЕТИМОСТЬ в точке поверхности. одна из световых величин, отношение светового потока, исходящего от эле­мента поверхности, к площади этого элемента. Единица С. (СИ) — люмен с квадратного метра (лм/м²). Анало­гичная величина в системе энергетич. величин наз. энергетической С. (и злучательностью) и из­меряется В Вт/М².          

Д. Н. Лазарев.

664

 

 

СВЕТОВАЯ ОТДАЧА. 1) С. о. атома, одно из пондеромоторных действий света, заключающееся в том, что атом, испускающий фотон, приобре­тает импульс отдачи, направленный в сторону, противоположную вылету фо­тона. При спонтанном испускании раз­ные атомы ансамбля получают импуль­сы отдачи в разл. произвольных на­правлениях; при вынужденном испу­скании — в одном определ. направле­нии. См. Световое давление.

2) С. о. источника света, отно­шение излучаемого источником све­тового потока к потребляемой им мощности. Измеряется в люменах на Ватт (лм/Вт).. Служит хар-кой эко­номичности источников; С. о. совр. ламп накаливания общего назначе­ния 8—20 лм/Вт, люминесцентных ламп — до 90 лм/Вт, металлогалогенных и натриевых — до 130 лм/Вт. См. также Световая эффективность, Источники оптического излучения.

Д.  Н.  Лазарев.

СВЕТОВАЯ ЭНЕРГИЯ, одна из осн. световых величин, равная произведе­нию светового потока на длительность освещения. Единица С. э.— люмен-се­кунда (лм•с). См. также Спектраль­ная световая эффективность излуче­ния. В системе энергетич. величин аналогичная величина — энергия из­лучения (лучистая энергия), единица

измерения — Дж.             

Д. Н. Лазарев.

СВЕТОВАЯ ЭФФЕКТИВНОСТЬ из­лучения, отношение светового потока к соответствующему потоку излуче­ния. Единица С. э.—лм•Вт^{-1. См. также Спектральная световая эффек­тивность.                         Д. Н. Лазарев.}

СВЕТОВОД (светопровод, волновод оптический), закрытое устройство для направленной передачи (канализации) света. В открытом пр-ве его передача возможна только в пределах прямой видимости и связана с потерями, обу­словленными нач. расходимостью из­лучения, поглощением и рассеянием в атмосфере. Переход к С. позволяет значительно уменьшить потери све­товой энергии при её передаче на боль­шие расстояния, а также передавать световую энергию по криволинейным трассам.

Одним из типов С. явл. л и н з о в ы й   в о л н о в о д — система за­ключённых в трубу и расположенных на определ. расстояниях (обычно через 50—100 м) стеклянных линз, к-рые служат для периодич. коррекции волн. фронта светового пучка. В кач-ве корректоров могут также приме­няться газовые линзы или зеркала определённой формы.

Наиболее перспективный тип С.— гибкий волоконный С. с низ­кими оптич. потерями, позволяющий передавать свет на большие расстоя­ния. Он представляет собой тонкую нить из оптически прозрачного мате­риала, сердцевина к-рой радиуса а₁ имеет показатель преломления n₁, а внеш. оболочка с радиусом а₂ имеет по­казатель преломления n₂<n₁ (рис. 1).

Поэтому лучи, распространяющиеся под достаточно малыми углами к оси С., испытывают полное внутреннее отражение на поверхности раздела сердцевины и оболочки и распростра­няются только по сердцевине. В за­висимости от назначения С. его диа­метр 2a₁ составляет от неск, мкм до неск. сотен мкм, а 2а₂— от неск. десятков до неск. тысяч мкм. Величи­ны 2а₁ и n₁ -n₂ определяют число типов волн (мод), к-рые могут распро­страняться по С. при заданной длине волны света.

Рис.  1. Поперечное  сечение волоконного  световода.

 

Выбирая 2a₁ и n₁-n₂ достаточно малыми, можно добиться, чтобы С. работал в одномодовом ре­жиме. Волоконные С. находят широ­кое применение в системах оптической связи, в вычислит. технике, в датчи­ках разл. физ. полей и т. д.

Важнейшими хар-ками С., предназ­наченных для подобных применений, являются оптич. потери, обусловлен­ные поглощением и рассеянием света в С., и информац. полоса пропуска­ния. В 70-х гг. 20 в. созданы волокон­ные С. с малыми потерями: затухание сигнала ~1 дБ/км в ближней ИК об­ласти спектра. Типичный спектр оп­тич. потерь в таких С. представлен на рис. 2. Материалом для этих С.

Рис. 2. Спектр оптич. потерь в стеклянном волоконном световоде.

 

служит кварцевое стекло; различия показателей преломления сердцеви­ны и оболочки достигают легировани­ем стекла (напр., бором, германием, фосфором). Минимально возможные потери в таких С. составляют ~0,2 дБ/км на волне 1,55 мкм. Полоса пропускания типичных многомодовых волоконных С. со ступенчатым про­филем показателя преломления сос­тавляет величину 20—30 МГц•км, с градиентным  профилем — 400—600 МГц•км. Наиболее широкополос­ны одномодовые С. в области длин волн 1,26—1,32 мкм, где материаль­ная дисперсия кварцевых стёкол ближе к 0; полоса пропускания сос­тавляет —10¹¹ Гц•км.

Волоконные С. с самыми низкими потерями изготавливают методом хим. осаждения из газовой фазы. В кач-ве исходных соединений используют­ся хлориды кремния, германия и др. Получаемая этим методом заготовка диаметром 10—20 мм и длиной 200— 400 мм перетягивается в волоконный С. диаметром 125—150 мкм с одноврем. покрытием его защитно-упрочняю­щей полимерной оболочкой.

Разработаны волоконные С. более сложной конструкции, напр. мно­гослойные С. и С. с эллиптической сердцевиной. Одномодовые С. по­следнего типа перспективны для применений, где требуется сохра­нение поляризации распространяю­щегося света. Перспективными явл. волоконные С. для среднего ИК диапа­зона длин волн (2—11 мкм), в к-рый попадают длины волн генерации хи­мических, СО и СО₂-лазеров. Име­ются материалы, такие, как халькогенидные стёкла, флюоридные стёкла, щёлочно-галоидные кристаллы, в к-рых оптич. потери могут составлять величину ~10^-1—10^-3 дБ/км в ука­занном диапазоне.

Для целей интегральной оптики разработаны тонкоплёночные и диф­фузные диэлектрич. волноводы — С., представляющие собой тонкую (по­рядка длины световой волны) одно­родную плёнку, нанесённую на одно­родную подложку. Необходимое ус­ловие волноводного режима, т. е. существования поверхностных свето­вых волн, заключается в том, что показатель преломления плёнки боль­ше показателей преломления подлож­ки и среды над волноводом. Световая волна в таком С. распространяется в процессе многократных полных отра­жений от её стенок. Диэлектрич. С. изготавливают методом катодного рас­пыления стекла или др. материала (ZnS, CdS, ZnSe) на кварцевой под­ложке, методом эпитаксиального на­ращивания из жидкой или газообраз­ной фазы, методом ионной имплан­тации (подложка бомбардируется иона­ми Li, T1 или протонами).

• Маркузе Д., Оптические волно­воды, пер. с англ., М., 1974; Основы воло­конно-оптической связи, под ред. М. Бар-носки, пер. с англ., М., 1980; Д и а н о в Е. М., Волоконные световоды для оптической связи. Справочник по лазерам, т. 2, М., 1978; Девятых Г. Г., Дианов Е. М., Волоконные световоды с малыми оп­тическими потерями, «Вестник АН СССР», 1981, №10, с. 54.                 

Е. М. Дианов.

СВЕТОВОЕ ДАВЛЕНИЕ (давление све­та), давление, производимое светом на отражающие и поглощающие тела, ч-цы, а также отд. молекулы и атомы, частный случай пондеромоторного дей­ствия света.

Гипотеза о С. д. впервые была вы­сказана нем. учёным И. Кеплером (1619) для объяснения отклонения хвостов комет, пролетающих вблизи Солнца. В 1873 англ. физик Дж. К. Максвелл, исходя из эл.-магн. теории, предсказал величину С. д., к-рая оказалась исключительно малой даже

665

 

 

для самых сильных источников света (Солнце, электрич. дуга). В земных условиях С. д. маскируется побоч­ными явлениями (конвекционными то­ками, радиометрич. силами; см. Ра­диометрический эффект), к-рые могут превышать величину С. д. в тысячи раз. Поэтому измерить величину С. д. было чрезвычайно трудно. Впервые экспериментально измерить С. д. уда­лось П. Н. Лебедеву в 1899,

Осн. частью прибора Лебедева слу­жили плоские лёгкие крылышки (диа­метром 5 мм) из разл. металлов и слюды, к-рые подвешивались на тон-

Рис. 1. Схема опыта Лебедева: В — источ­ник света (угольная дуга); С — конденса­тор; D — металлич. диафрагма; К — линза; W — светофильтр; S₁—S₆ — зеркала; L₁ и L₂ — линзы; R — изображение диафрагмы D на крылышках (на рис. крылышки не показаны) внутри стеклянного баллона G; P₁ и Р₂ — стеклянные пластинки; Т — тер­мобатарея; R, — изображение диафрагмы D на поверхности термобатареи.

 

кой стеклянной нити и помещались внутри стеклянного вакуумиров. со­суда G (рис. 1). На крылышки с по­мощью спец. оптич. системы и зеркал направлялся свет от сильной элект­рич. дуги В. Перемещение зеркал S₁, S₄ давало возможность изменять направление падения света на кры­лышки. Устройство прибора и мето­дика измерения позволили свести до минимума мешающие радиометрич. силы и обнаружить С. д. на отражаю­щие или поглощающие крылышки, к-рые под его воздействием отклоня­лись и закручивали нить. В 1907—10 Лебедев исследовал С. д. на газы, что было ещё труднее, т. к. оно в сотни раз меньше С. д. на тв. тела.

Результаты экспериментов Лебедева и более поздних исследований полно­стью согласовывались с величиной С. д., рассчитанной Максвеллом, что явилось ещё одним подтверждением эл.-магн. теории света.

Согласно этой теории, давление, к-рое оказывает на поверхность тела плоская эл.-магн. волна, падающая

перпендикулярно к поверхности, рав­но плотности и эл.-магн. энергии около поверхности. Эта энергия скла­дывается из энергии падающих и энергии отражённых от тела волн. Если мощность эл.-магн, волны, па­дающей на 1 см² поверхности тела, равна Q эрг/см²•с, а коэфф. отражения R, то вблизи поверхности плотность энергии u=Q(1+R)/c. Этой величине и равно С. д. на поверхности тела: p=Q(1+R)/c (эрг/см³ или Дж/м³). Напр., мощность солнечного излу­чения, приходящего на Землю, равна 1,4•10⁶ эрг/см²•с или 1,4•10³ Вт/м²; следовательно, для абсолютно погло­щающей поверхности р=4,3•10^-5 дин/см=4,3•10^-6 Н/м². Общее дав­ление солнечного излучения на Землю равно 6•10¹³ дин (6•10⁸ Н), что в 10¹³ раз меньше силы притяжения Солнца.

Существование С. д. показывает, что поток излучения обладает не только энергией (следовательно, и массой), но и импульсом. С точки зрения квант. теории, С. д.— резуль­тат передачи телам импульса фотонов в процессах поглощения или отраже­ния света. Квант. теория даёт для С. д. те же формулы.

С. д. играет важную роль в двух противоположных по масштабам об­ластях явлений — астрономич. и атом­ных. В астрофизике С. д. наряду с давлением газов обеспечивает стабиль­ность звёзд, противодействуя силам гравитац. сжатия. С. д. существенно для динамики околозвёздного и меж­звёздного газа: так, напр., высоко­скоростное (2•10⁸ см/с) испускание газа горячими звёздами объясняется превышением С. д. над гравитац. при­тяжением. К эффектам С. д. в ат. области близко явление передачи вы­сокоэнергичными фотонами (γ-квантами) части своего импульса эл-нам, на к-рых они рассеиваются (см. Комптона эффект), или ядрам атомов кри­сталла в процессах излучения и по­глощения (см. Мёссбауэра эффект).

Возможности использовать С. д. в решении целого ряда практич. земных задач появились после создания лазе­ров. Лазерный луч, обладающий вы­сокой монохроматичностью и прост­ранств. когерентностью, можно фоку­сировать в пятно с радиусом, близким к теор. пределу,— порядка длины волны. При этом в результате кон­центрации световой энергии возникает сила С. д., достаточная для удержания маленьких ч-ц (0,1 —100 мкм) в воз­духе или иной среде

(о п т и ч е с к а я   л е в и т а ц и я) и даже их перемеще­ния. Т. к. ч-цы одного и того же в-ва, но разных размеров будут испытывать разл. С. д. и поэтому двигаться с разл. скоростями, их можно разде­лять по размерам. Возможно также разделение ч-ц с разл. (относительно среды) показателями преломления. На рис. 2 изображены две сферы с раз­ными показателями преломления, на­ходящиеся на краю пучка, имеющего гауссовское распределение интенсивности. Лучи а и b, расположенные симметрично относительно центра сфе­ры, проходя через неё, искривляются т. о., что возникают две силы С. д. F_a и F_b, направленные вдоль изме­нения импульса лучей. Т. к. луч о расположен ближе к центру сечения пучка, то F_a>F_b и существует ре­зультирующая поперечная компонен­та, направленная к центру пучка, если показатель преломления сферы больше показателя преломления сре­ды (рис. 2, вверху), и от центра — в обратном случае (рис. 2, внизу). Такой способ разделения может оказаться очень удобным для разделения биол. объектов (вирусы, макромоле­кулы, клетки), находящихся в жид­кости (при предотвращении чрезмер­ного нагрева).

 

Рис. 2. Схема действия лазерного пучка на ч-цы с разными показателями преломле­ния. На верхнем рис. ч-ца втягивается ла­зерным лучом на нижнем — выталкивается.

 

Двумя встречными лазерными пуч­ками можно создать т. н. «оптич. ло­вушку», в к-рой ч-цы в воздухе, име­ющие высокий показатель преломле­ния, находятся в устойчивом равно­весии, т. к. любое смещение приводило бы к появлению возвращающей оп­тич. силы (оптич. левитация). Будучи захваченной, ч-ца остаётся в воздухе, пока на неё сфокусирован свет. Дви­жением линзы можно очень точно перемещать фокус луча и тем самым положение ч-цы. Точная микромани­пуляция с ч-цами очень ценна, напр., в проблеме термоядерных исследова­ний: с помощью лазера можно вво­дить и поддерживать на весу малень­кую ч-цу, играющую роль мишени для мощного импульсного лазера.

Возможным использованием С. д. в высоком вакууме явл. ускорение микрочастиц в-ва до больших скоро­стей. Ограничением предельно дости­жимых скоростей явл. плавление и испарение ч-цы. Если считать плавле­ние предельным случаем, то при из­вестных показателе преломления и коэфф. поглощения можно найти пре­дельно допустимую мощность луча и рассчитать предельную скорость. Для ч-ц диаметром 0,5 мкм, имеющих коэфф. поглощения 3•10^-5 см^-1, ко­нечная скорость может быть 3•10⁸ см/с. Если такую ч-цу направить на мишень или др. ч-цу таких же размеров и скорости, то была бы получена мощ-

666

 

 

ность ~10¹¹ Вт в течение 10^-13 с. Ч-ца испарилась бы и образовала высокотемпературную плазму, в к-рой возможны термоядерные реакции. По­этому эта методика может представлять интерес в термоядерных исследова­ниях, однако здесь имеются техн. трудности, связанные с подавлением нелинейного поглощения, и др.

Сила С. д. на отд. атомы невелика, но вследствие малости массы атома, эффект механич. воздействия света может быть значительным. Особенно велико такое воздействие, если ча­стота лазерного излучения равна ча­стоте ат. перехода (оптич. резонанс). Поглощая фотон, атом получает им­пульс в направлении лазерного пучка и переходит в возбуждённое состоя­ние, в к-ром находится конечное время. При спонтанном испускании фотона атом приобретает импульс (световая отдача) в произвольном направлении. При последующих поглощениях и спонтанных испусканиях фотонов про­извольно направленные импульсы све­товой отдачи взаимно гасятся, и в конечном итоге резонансный атом по­лучает импульс, направленный вдоль светового луча — резонансное световое давление. С увеличением мощности оптич. излучения резонанс­ное С. д. насыщается, что связано с конечным временем жизни возбуждён­ного состояния. Если ср. время жизни ~10^-8 с, то атом в среднем может рассеять не более 10⁸ фотонов в 1 с. В действительности из-за наличия вынужденного излучения в возбуждён­ном состоянии атом может рассеять лишь половину этого кол-ва. Однако при насыщении резонансное С. д. может создавать ускорение атомов до 10⁵ g (где g — ускорение свободного падения).

Одним из возможных применений резонансного С. д. явл. разделение газов: при облучении двухкамерного сосуда, наполненного смесью двух газов, один из к-рых находится в резонансе с излучением, резонансные атомы под действием С. д. перейдут в дальнюю камеру 7 (рис. 3). При

Рис. 3. Схема разделения газов при помощи резонансного светового   давления.

помощи резонансного С. д. можно даже получить разделение изотопов за счёт сдвига резонансной частоты у изотопов. С помощью резонансного С. д. можно селектировать атомы с определённой скоростью из много­скоростного ат. пучка.

• Лебедев П. Н., Избр. соч., М.— Л., 1949; Э ш к и н А., Давление ла­зерного излучения, «УФН», 1973, т. 110, в. 1; К а з а н ц е в А. П., Резонансное све­товое давление, «УФН», 1978, т. 124, в. 1.

СВЕТОВОЕ ПОЛЕ, поле светового вектора, пространств. распределение световых потоков. Теория С. п.— раздел теор. фотометрии. Осн. хар-ки С. п.— световой вектор, определяю­щий величину и направление переноса лучистой энергии, и скалярная вели­чина — ср. сферич. освещённость, оп­ределяющая объёмную плотность све­товой энергии в исследуемой точке поля. Распределение освещённости на­ходят, применяя общие методы рас­чёта пространств. распределения све­тового потока. В теории С. п. ис­пользуют понятие о световых линиях, аналогичное понятию силовых линий в классич. теории эл.-магн. поля. С. п. исследуют методами фотометрии; при этом не учитывают квант. при­роду света, принимая, что распреде­ление энергии в С. п. непрерывно во времени и пространстве.

Л.  Н.  Капорский.

СВЕТОВОЙ ВЕКТОР, вектор плотнос­ти светового потока, определяет ве­личину и направление переноса све­товой энергии. Абс. величина С. в.— отношение переносимой через площад­ку AS, перпендикулярную направ­лению переноса, в ед. времени све­товой энергии к величине этой пло­щадки. Понятие «С. в.» используется гл. обр. в теор. фотометрии для количеств. описания световых полей и явл. фотометрич. аналогом Пойнтинга вектора. Так, напр., дивер­генция С. в. определяет объёмную плотность поглощения или испускания света в данной точке светового поля. Проекция С. в. на любое направление, проходящее через точку, равна раз­ности освещённостей двух сторон ма­лой площадки, помещённой в этой точке перпендикулярно данному на­правлению. Размер и положение С. в. не зависят от системы координат.

Иногда С. в. наз. вектор Е напря­жённости электрического поля эл.-магн. волны. Это связано с тем, что именно действие электрического по­ля на вещество приводит к погло­щению, излучению, поляризации и др. оптическим явлениям.

Л. Н. Капорский.

СВЕТОВОЙ ГОД, внесистемная еди­ница длины, применяемая в астроно­мии; 1 С. г. равен расстоянию, про­ходимому светом за 1 год. 1 С. г.= 0,3068 парсек=9,4605•10¹⁵ м.

СВЕТОВОЙ КОНУС, понятие исполь­зуемое при описании геом. св-в четы­рёхмерного пространства-времени в частной (специальной) и общей теории относительности. С. к., соответствую­щим данной точке пространства-вре­мени, наз. трёхмерное подпростран­ство в этом четырёхмерном пр-ве, об­разованное совокупностью мировых линий свободно распространяющихся световых сигналов (или любых ч-ц с нулевой массой покоя), проходящих через эту точку (вершину конуса). Т. о., каждой точке четырёхмерного пространства-времени соответствует свой С. к.

В случае, если справедлива частная теория относительности, геометрия пространства-времени явл. псевдоев­клидовой, наз. г е о м е т р и е й  М и н к о в с к о г о, в к-рой все точки пространства-времени равноправны. Поэтому достаточно рассмотреть С. к. с вершиной в начале координат О: х=0, y=0, z=0, t=0 (где х, у, z — пространств. координаты, t — время). Ур-ние поверхности С. к. с вершиной в О имеет вид: c²t²-х²-y²-z²=0; оно инвариантно относительно Лоренца преобразований. Точки (события) с x²+y²+z²£c²t² и t>0, t<0 образуют

верхнюю и нижнюю полости С. к., соответственно — области I, II; со­бытия с x²+y²+z²>c²t² образуют об­ласть III вне С. к. Пересечение С. к. с плоскостью y=0, z=0 изображено на рис. Поверхность С. к. пересекает эту плоскость по прямым x=±ct. События А, лежащие в области 1, образуют т. н. абс. будущее по от­ношению к событию О; событие О может оказать непосредств. воздей­ствие на любое событие А, т. к. они могут быть связаны с О сигналами или вз-ствиями. События в области II образуют абс. прошедшее для собы­тия О; любое событие В может влиять на событие О, сигналы из В могут достичь О. События в области III не могут быть связаны с О никаким вз-ствием, т. к. никакие ч-цы и сиг­налы не распространяются быстрее света. Т. о., поверхность С. к. отде­ляет события, к-рые могут находиться в причинной связи с О, от событий для к-рых это невозможно,— с этим связано фундам. значение понятия «С. к.». Наблюдатель, находящийся в О, может знать только о событиях в области II и воздействовать только на события в области I.

При наличии полей тяготения ми­ровые линии, образующие поверх­ность С. к., уже не явл. прямыми; св-ва С. к. вблизи вершины такие же. как в частной теории относительности, но в целом они могут отличать­ся.                                       

И. Ю. Кобзарее.

СВЕТОВОЙ ПОТОК, световая ве­личина, оценивающая поток излуче­ния, т. е. мощность оптич. излучения, по вызываемому им световому ощуще­нию, точнее, по его действию на се-

667

 

 

лективный приемник света, спектр. чувствительность к-рого определяется ф-цией относит. спектральной светоsoй эффективности излучения V (К) (l — длина волны света в вакууме). Ед. С. п.— люмен. С. п. Ф_v связан с потоком излучения Ф_е соотношением

где К _m — максимальное значение спектральной световой эффективности, равное »683 лм/Вт (при длине вол­ны 555 нм).                        

Д. Н. Лазарев.

СВЕТОВОЙ ПРОБОЙ (оптический про­бой, оптический разряд, лазерная иск­ра), переход вещества в результате интенсивной ионизации в состояние плазмы под действием эл.-магн. полей оптич. частот. Впервые С. п. наблю­дался в 1963 при фокусировке в воз­духе излучения мощного импульсного лазера на кристалле рубина, работаю­щего в режиме модулированной доб­ротности. При С. п. в фокусе линзы возникает искра, эффект воспринима­ется наблюдателем как яркая вспыш­ка, сопровождаемая сильным звуком. Для пробоя газов на оптич. ча­стотах требуются огромные электрич. поля порядка 10⁶—10⁷ В/см, что соот­ветствует интенсивности светового по­тока в луче лазера ~10⁹—10¹¹ Вт/см² (для сравнения, СВЧ-пробой атм. воздуха происходит при напряжён­ности поля ~10⁴ В/см). Возможны два механизма С. п. газа под дейст­вием интенсивного светового излуче­ния. Первый из них не отличается по своей природе от пробоя газов в полях не очень больших частот (сюда относится и СВЧ-диапазон). Пер­вые затравочные эл-ны, появившиеся по тем или иным причинам в поле, сначала набирают энергию, поглощая фотоны при столкновениях с атомами газа,— этот процесс явл. обратным по отношению к тормозному испуска­нию квантов при рассеянии эл-нов нейтр. возбуждёнными атомами. На­копив энергию, достаточную для иони­зации, эл-н ионизует атом, и вместо одного появляются два медленных эл-на, процесс повторяется. Так раз­вивается лавина (см. также Лавинный разряд). В сильных полях такой про­цесс осуществляется достаточно быстро и в газе вспыхивает пробой. Второй механизм возникновения С. п., ха­рактерный именно для оптич. ча­стот, имеет чисто квантовую природу. Эл-ны могут отрываться от атомов в результате многоквантового фотоэф­фекта, т. е. при одновременном по­глощении сразу неск. фотонов. Одно-квантовый фотоэффект в случае ча­стот видимого диапазона невозможен, т. к. потенциалы ионизации атомов в несколько раз превышают энергию кванта. Так, напр., энергия фотона рубинового лазера равна 1,78 эВ, а

ионизационный потенциал аргона ра­вен 15,8 эВ, т. е. для отрыва эл-на требуется 9 фотонов. Обычно многофо­тонные процессы маловероятны, но скорость их резко повышается при увеличении плотности числа фотонов, а при тех высоких интенсивностях, при к-рых наблюдают С. п., вероятность их достигает значительной величины. В плотных газах, при давлениях порядка атмосферного и выше, всегда происходит лавинная ионизация, мно­гофотонные процессы явл. здесь лишь причиной появления первых эл-нов. В разреженных же газах и в полях пикосекундных импульсов, когда эл-ны вылетают из области действия поля, не успев испытать много столк­новений, лавина не развивается и С. п. возможен только за счёт непо­средственного вырывания эл-нов из атомов под действием света. Это воз­можно только при очень сильных световых полях >10⁷ В/см. При высоких давлениях С. п. наблюдается в гораздо более слабых полях. Весь механизм С. п. сложен и многооб­разен.

ОСНОВНЫЕ СВЕТОВЫЕ ВЕЛИЧИНЫ

 

С. п. наблюдается и в конденсирован­ных средах при распространении в них мощного лазерного излучения и может явиться причиной разрушения материалов и оптич. деталей лазерных устройств.

О возможных применениях плазмы, возникающей при С. п., см. в ст. Лазерная плазма.

• Райзер Ю.П., Лазерная искра и распространение разрядов, М., 1974; Барынин В. А., Хохлов Р. В., К воп­росу о механизме светового пробоя в газе, «ЖЭТФ», 1966, т. 50, в. 2.

СВЕТОВОЙ ПУЧОК, совокупность световых лучей, испускаемых элемен­том поверхности источника dS в пре­делах малого телесного угла dW. Если яркость поверхности источника равна I, а ось пучка и нормаль к dS совпа­дают, то поток энергии, переносимой С. п., равен dФ=IdSdW.

СВЕТОВЫЕ ВЕЛИЧИНЫ, система редуцированных фотометрических ве­личин, характеризующих свет в про­цессах его испускания, распростране­ния и преобразования (отражение, пропускание и пр.). С. в. определяют по отношению к т. н. ср. человече­скому светоадаптированному глазу (см. Адаптация глаза). Относительной спектр. чувствительностью этого услов­ного приёмника света считают ф-цию относит. спектральной световой эф­фективности, нормализованную в ре­зультате эксперим. статистич. иссле­дований (в них усреднение произве­дено как по большой совокупности глаз отдельных людей с нормальным

зрением, так и по реакциям глаз од­ного и того же человека в разл. мо­менты времени). В табл. приведены осн. С. в. и единицы С. в. в Между­народной системе единиц (СИ). Их определения см. также в отд. статьях (Световой поток, Люмен и др.).

Д.   Н.  Лазарев.

СВЕТОВЫЕ ЕДИНИЦЫ, единицы световых величин: силы света, осве­щённости, яркости, светового потока и т. д. Ед. силы света наз. кандела (кд, ранее свеча); она воспроизводится по световым эталонам и входит в качестве осн. единицы в Междунар. систему единиц (СИ). С. е. в этой

668

 

 

системе приведены в табл. к ст. Све­товые величины. Употребляются также др. единицы освещённости и яркости: 1 фот=10⁴ люксов; 1 люмен на кв. фут (лм/фут² или 1 фут-свеча) =10,764 люкса; 1 стильб=10⁴ кд/м²; 1 ламберт=10⁴/p кд/м²; 1 фут-ламберт=3,426 кд/м².         

Д. Н. Лазарев.

СВЕТОВЫЕ ИЗМЕРЕНИЯ, количест­венные определения величин, харак­теризующих оптическое излучение, оп­тич. св-ва материалов (прозрачность, отражат. способность) и пр. С. и. производятся приборами, в состав к-рых входят приёмники света. В про­стейших случаях в диапазоне видимо­го света приёмником, с помощью к-рого оцениваются световые вели­чины, служит человеческий глаз. Под­робно о С. и. см. в ст. Фотометрия.

СВЕТОВЫЕ ЭТАЛОНЫ, меры, вос­производящие с наивысшей достижи­мой точностью единицы световых ве­личин для их хранения и передачи; обеспечивают единство световых из­мерений. В качестве С. э. в разное время применялись: пламя свечи или лампы с заданными хар-ками (разме­ры пламени, топливо и пр.); 1 см² поверхности платины при темп-ре затвердевания; электрич. лампы нака­ливания. Различают первичный и вто­ричные С. э. Первичный С. э. еди­ницы силы света — канделы, был осу­ществлён в 8 национальных лабора­ториях в виде т. н. полного излуча­теля, обладающего свойствами абсо­лютно чёрного тела, при темп-ре за­твердевания платины. Его яркость 6•10⁵ кд/м², междунар. согласован­ность ок. 0,6% при внутрилабораторной погрешности ±0,2%. Этот С. э. действовал по междунар. соглашению с 1948 по 1979. В 1979 междунар. решением принято новое определение канделы, устанавливающее её связь с ваттом монохроматического излуче­ния вне зависимости от способа вос­произведения. Вторичные С. э. для единиц силы света и освещённости и для единицы светового потока пред­ставляют собой группы светоизмерит. ламп накаливания разл. устройства и разной цветовой темп-ры.

В.   Е.   Карташевская.

СВЕТОДАЛЬНОМЕР (дальномер оп­тический), прибор для измерения рас­стояний по времени прохождения оп­тическим излучением (светом) изме­ряемого расстояния. С. содержит ис­точник оптич. излучения, устройство управления его параметрами, пере­дающую и приёмную системы, фотоприёмное устройство и устройство измерения временных интервалов. С. делятся на импульсные и фазовые в зависимости от методов определения времени прохождения излучением рас­стояния от объекта и обратно (см. Светодальнометрия).

В импульсном С. источником излучения чаще всего является ла­зер, излучение к-рого формируется в виде коротких импульсов. Для изме­рения медленно меняющихся расстоянии используют одиночные импульсы, при быстро изменяющихся расстоя­ниях применяется импульсный режим излучения. Твердотельные лазеры до­пускают частоту следования импуль­сов излучения до 50—100 Гц, полу­проводниковые — до 10⁴—10⁵ Гц. Фор­мирование коротких импульсов из­лучения в твердотельных лазерах осу­ществляется механич., электрооптич. или акустооптич. затворами или их комбинациями (см. Оптический за­твор). Инжекционные лазеры управ­ляются током инжекции.

В фазовых С. в качестве ис­точников света применяются накальные или газосветные лампы, светодиоды и почти все виды лазеров. С. со светодиодами обеспечивают даль­ность действия до 2—5 км, с газовыми лазерами при работе с оптич. отража­телями на объекте — до 100 км, а при диффузном отражении от объек­тов — до 0,8 км; аналогично, С. с полупроводниковыми лазерами обес­печивает дальность действия 15 и 0,3 км. В фазовых С. излучение мо­дулируется интерференционными, аку­стооптич. и злектрооптич. модуля­торами (см. Модуляция света). В СВЧ фазовых С. преим. применяются элект­рооптич. модуляторы на резонаторных и волноводных СВЧ структурах.

В импульсных С. обычно в каче­стве фотоприёмного устройства при­меняются фотодиоды, в фазовых С. фотоприём осуществляется на фото­электронные умножители. Чувстви­тельность фотоприёмного тракта С. может быть увеличена на неск. по­рядков применением оптич. гетеродинирования. Дальность действия тако­го С. ограничивается длиной коге­рентности (см. Когерентность) пере­дающего лазера, при этом возможна регистрация перемещений и колебаний объектов до 0,2 км.

Измерение временных интервалов чаще всего осуществляется счётно-импульсным методом.

Ю. В. Попов.

СВЕТОДАЛЬНОМЕТРИЯ, измерение расстояний по времени распростране­ния оптического излучения (света) от точки, в к-рой расположен источник излучения, до объекта, отражающего или рассеивающего это излучение. При этом измеряемое расстояние D =(v/2)t, где v — скорость распростра­нения света в среде, а t — время прохождения им двойного измеря­емого расстояния.

Величина t может измеряться и м п у л ь с н ы м  или  ф а з о в ы м  ме­тодом. В первом случае излучение посылается короткими импульсами и измеряется интервал между фронтами или энергетич. максимумами излучён­ного и отражённого импульсов. Во втором случае непрерывное излучение модулируется с высокой частотой f и значение t определяется по запаздыва­нию фазы принимаемого отражённого излучения Dj по отношению к фазе

испускаемого: D=(v/4pf)Dj.   При этом однозначный результат получается лишь при измерении расстояний, да­ющих сдвиг фазы Dj<2p. Для одно­значного определения больших рас­стояний измерения производятся по­следовательно на неск. разл. частотах модуляции.

Существенным для С. явл. значение скорости распространения оптич. из­лучения вдоль измеряемого расстоя­ния, определяемой показателем пре­ломления. Последний изменяется с темп-рой (ок. 10^-6 на 1 К), давлением и влажностью и зависит от длины волны излучения. Определить его ср. значение в момент измерения по­зволяет последоват. измерение рас­стояния на неск. длинах волн излу­чения (т. н. р е ф р а к т о м е т р и ч е с к а я С.).

Идея С. была высказана А. Майкельсоном (США), первый светодальномер был реализован А. А. Лебеде­вым в 1936, большое развитие С. получила после разработки лазеров. Импульсная лазерная С. обеспечи­вает при длительности импульсов из­лучения 20—100 нс ошибку измере­ния 5—10 м. Применение систем с накоплением сигнала даёт ошибку менее 1 м. При энергии излучения в импульсе ок. 0,3 Дж достигается дальность действия по протяжённым объектам до 20 км.

Лазерная импульсная С. применя­ется для измерения высоты облаков, для измерения высот полёта летатель­ных аппаратов при аэрофотосъёмке, для точного определения орбиты ИСЗ, снабжённого уголковым отражателем, что важно для геодезич. целей, и т. д.

Фазовая С. находит применение в основном в топографо-геодезич. рабо­тах, инженерных изысканиях, маши­ностроении, гляциологии, гидротех­нике (СВЧ светодальномеры, позво­ляющие при частоте модуляции выше 10⁸ Гц снизить инструментальную ошибку до 0,2—0,5 мм).

Дифференцирование данных о рас­стоянии до объекта как в фазовой, так и в импульсной С. позволяет получить значение радиальной ско­рости его перемещения (светодальномерные системы стыковки в космосе). Определяя пространств. распределе­ние расстояний до отражающих по­верхностей, получают данные о про­филе этих поверхностей (светодальномерная профилометрия). Последняя используется для определения профиля антенн радиотелескопов, корпусов су­дов, при изучении подвижек льда и т. д. Светодальномерный профилометр применим для автономного ори­ентирования планетоходов.

• В а ф и а д и В. Г., П о п о в Ю. В., Скорость света и ее значение в науке и тех­нике, Минск, 1970; Прилепин М. Т., Голубев А. Н., Оптические квантовые генераторы в геодезических измерениях, М., 1972.                                        

Ю. В. Попов.

669

 

 

СВЕТОДИОД (светоизлучающий диод), полупроводниковый прибор, преобра­зующий электрич. энергию в энергию оптич. излучения на основе явления инжекционной электролюминесценции, происходящей в ПП кристалле с электронно-дырочным переходом или гетеропереходом либо контактом ме­талл — полупроводник. В С. при протекании в нём пост. или перем. тока в область полупроводника, при­легающую к такому переходу (кон­такту), инжектируются избыточные носители тока — эл-ны и дырки; их рекомбинация сопровождается оптич. излучением. С. испускают некоге­рентное излучение с узким спектром. Длина волны излучения зависит от ПП материала и его легирования. Яр­кость излучения большинства С. на­ходится на уровне 10³—10⁵ кд/м². Кпд С. видимого излучения состав­ляет от 0,01% до неск. процентов. В С. ИК излучения с целью понижения потерь на полное внутр.. отражение и поглощение в теле кристалла для последнего выбирают полусферич. фор­му, а для улучшения хар-к направ­ленности излучения С. помещают в параболич. или конич. отражатель. Кпд С. с полусферич. формой кри­сталла достигает 40 %.

Пром-сть выпускает дискрет­ные и интегральные (многоэлемеитные) С. Дискретные С. ви­димого излучения используют в ка­честве сигнальных индикаторов; ин­тегральные С.— цифро-знаковые ин­дикаторы, многоцветные панели -применяют в разл. системах отобра­жения информации. С. ИК излучения находят применение в устройствах оптической локации, оптической связи, в с ветодальномерах и т. д. В ряде областей применения С. конкурирует с родственным ему прибором — инжекционным лазером (см. По­лупроводниковый лазер), к-рый в от­личие от С. генерирует когерентное излучение.

•    Б е р г    А.,   Д и н    П.,        Светодиоды, пер. с англ., М.,  1979.          

П.  Г.  Елисеев.

СВЕТОЛОКАЦИЯ, см. Оптическая локация.

СВЕТОПРОВОД, то же, что световод.

СВЕТОСИЛА, величина, позволяющая сравнивать освещённости в плоскостях изображений разл. оптич. систем. Без учёта потерь световой энергии на поглощение и отражение в оптич. системе т. н. геометрическая С. есть квадрат относительного от­верстия системы, т. е. (D/f)², где D -диаметр входного зрачка си­стемы (см. Диафрагма в оптике), f — её фокусное расстояние. Умножение геом. С. на коэфф, t, характеризу­ющий потери, даёт физическую (или эффективную) С. Её повышают, уменьшая потери света с помощью просветления оптики. В плоскости изображения осесимметричной оптич.

системы освещённость Е есть отно­шение светового потока, прошедшего систему, к площади изображения и выражается формулой: Е=pBtsin²u', где В — яркость объекта, u' — угло­вая апертура пространства изобра­жении. Для достаточно (практически бесконечно) удалённых объектов пло­скость их изображений совпадает с фокальной плоскостью (см. Фокус в оптике). В этом случае sih'=D/2f, и для расчёта освещённости и, следо­вательно, С. получают соотношение

Е=(p/4)Bt(D/f)².           

Л.   Н.   Капорский.

СВЕТОФИЛЬТР, устройство, меняю­щее спектральный состав и энергию падающего на него оптического излу­чения. Осн. хар-ка С.— спектральная зависимость его пропускания коэф­фициента t (или оптич. плотности D =-Igt) от частоты (длины волны l) излучения. Селективные С. предназначены для отрезания (погло­щения) или выделения к.-л. участка спектра. В сочетании с приёмниками оптического излучения эти С. изменяют спектральную чувствительность

приёмников. Нейтральные С. равномерно ослабляют поток излу­чения в определённой области спект­ра. Действие С. может быть основано на любом оптич. явлении, обладающем спектральной избирательностью,— на поглощении света (абсорбционные С.), интерференции света (интерференци­онные С.), отражении света (отража­тельные С.), дисперсии света (диспер­сионные С.) и пр.

Наиболее распространены стек­лянные абсорбционные С., к-рые отличаются постоянством спектральных хар-к, устойчивостью к воздействию света и темп-ры, высо­кой оптич. однородностью. Пром-стью выпускается более 100 марок цветных стёкол для С. На рис. 1 приведены спектральные кривые пропускания нек-рых из них. Используя одно, два, а иногда и три стекла и меняя их толщину, можно получать С. с раз­нообразными спектральными св-вами. Абсорбционные С. из ок­рашенной желатины и др. органич. материалов применяются ре­же вследствие низких механич. проч­ности и термич. устойчивости, а так­же довольно быстрого выцветания. Положит. качества таких С.— боль­шое разнообразие спектральных хар-к и простота изготовления. Жидкост­ные абсорбционные С. ис­пользуют сравнительно редко. К их достоинствам относится возможность изготовления в лабораторных усло­виях и плавное изменение хар-к С. при изменении концентраций компо­нентов раствора. В нек-рых случаях, напр. для выделения УФ области спектра, применяют газовые аб­сорбционные С. Полупро­водниковые С. иногда исполь­зуют в ИФ области спектра, где они обладают резкими границами пропу­скания.

Рис. 1. Спектральные кривые пропускания нек-рых стеклянных абсорбционных свето­фильтров толщиной 3 мм.

 

Отражающие селективные и нейтральные С. изготовляют нанесе­нием металлич. плёнок на кварцевую или стеклянную подложку. Селектив­ные отражающие С. с разл. кривыми отражения получают также, комбини­руя слои разной толщины в многослой­ных диэлектрич. зеркалах (см. Оптика тонких слоев).

Интерференционные С. (рис. 2) состоят из двух полупрозрач­ных зеркал (напр., слоев серебра) и помещённого между ними слоя ди­электрика оптич. толщины l/2, l, 3l/2 (l — длина волны в максимуме пропускания). В проходящем свете

Рис. 2. Схема интерференционного свето­фильтра.

интерферируют лучи, непосредственно прошедшие через С. и отражённые чёт­ное число раз от полупрозрачных слоев, в отражённом свете интерфе­рируют лучи, отражённые 1, 3, 5 и более раз. В результате в проходящем свете остаются лучи с длиной волны, равной удвоенной толщине слоя ди­электрика, а в отражённом свете эти лучи отсутствуют. Кривые пропуска­ния таких С. показаны на рис. 3. Интерференционные С. выделяют уз­кие области спектра (до 1,5—2 нм) с меньшими потерями света, чем аб­сорбционные. Их недостаток — нали­чие значительного фона вне полое пропускания и зависимость положе­ния этих полос от угла падения лучей света. Интерференционно-

670

 

 

Рис. 3. Кривые пропускания интерферен­ционных светофильтров: R — коэфф. отра­жения серебряных слоев.

 

поляризационные С., в к-рых используется явление интер­ференции поляризованных лучей, могут выделять сверхузкие спектральные об­ласти (до 10^-2 нм) при полном от­сутствии фона. Однако такие С. при­меняют редко (гл. обр. в астрофиз. исследованиях), т. к. они представ­ляют собой сложные оптич. системы, очень чувствительные к темп-ре и дру­гим внеш. влияниям.

В дисперсионных С. мак­симум пропускания (минимум отра­жения) приходится на ту длину волны l₀, для к-рой равны преломления показатели n₁ и n₂ двух сред. Чем больше спектральное удаление от l₀, тем больше отличаются n₁ от n₂ и тем меньше пропускание (см. Френеля формулы). Выделение спектрального интервала более эффективно, если в-во с n₂ (погружённое в среду с n₁) размельчить. Обычно дисперсионные С. изготовляют из порошков бесцвет­ных стёкол, залитых органич. жид­костями. Изменяя n₁, изменяют l₀. То же происходит при изменении темп-ры. Высокая температурная чув­ствительность приводит к необходи­мости термостатирования дисперсион­ных С., что ограничивает их исполь­зование.

С. служат для выделения или уст­ранения определённой спектральной области в науч. исследованиях, в фотометрии, спектрофотометрии, ко­лориметрии; сочетаются почти со все­ми оптич. приборами и спектраль­ными приборами. В фотографич. и кинематографич. практике их приме­няют для уменьшения рассеяния дым­кой, улучшения цветопередачи и пере­дачи светотени, съёмки в ИК лучах. В светотехнике они употребляются для сигнализации, цветного освеще­ния и т. п. С. необходимы для предот­вращения нежелательного нагреват. действия ИК излучения, фотохим. и иных действий УФ излучения.

• Зайдель А. Н.,          Островская Г. В., Островский Ю. И., Техника и практика спектроскопии, М., 1972; Каталог цветного стекла, М., 1967; Оптические материалы для инфракрасной техники, М., 1965; Крылова Т.Н., Альбом спектральных кривых коэффициента отражения тонких непоглощающих слоев на поверхности стекла, Л., 1956.

Т. И. Вейнберг.

СВЕЧА, старое название ед. силы света СИ, совр. название кандела.

СВИСТКИ, газоструйные излучатели, преобразующие кинетич. энергию струи в энергию акустич. колебаний. В отличие от сирен, в С. нет движу­щихся деталей, поэтому они более

просты по конструкции и удобны в эксплуатации. По типу рабочего тела и среды, для к-рой они предназна­чены, С. подразделяются на газовые и жидкостные.

Наиболее распространены три типа газовых С. — вихревые, Гальтона свистки и неск. разновидностей «губ­ных» С. (напр., свисток Левавассёра). Вихревой С. представляет собой ци­линдрич. камеру 2 (рис. 1), в к-рую газ подаётся через тангенциально распо­ложенную трубку 1. Образовавшийся в камере вихревой поток поступает в находящуюся на оси выходную труб­ку 3 меньшего диаметра, где интен­сивность вихря резко возрастает и благодаря этому давление в его ядре становится значительно ниже атмо­сферного; перепад давлений перио­дически выравнивается в результате

Рис.  1.  Схема вих­ревого свистка.

Рис. 2. Схема губно­го свистка.

 

проскока газа из атмосферы в выход­ную трубку и нарушения структуры вихря. Мощность вихревых С. в УЗ диапазоне (до 30 кГц) обычно неск. Вт. Вихревые С. используются в га­зовых горелках для распыления топ­лива в форсунках или для обработки суспензий. Жидкостные вихревые С., выполненные по принципу газовых, применяются для получения эмуль­сий.

Губной С. (рис. 2) состоит из щеле­вого сопла 1 и резонансной камеры 2 (чаще всего цилиндрич. типа). Воз­дух, подаваемый в сопло, разбивается острым краем 3 резонатора на два потока: один выходит в окружающую среду, другой попадает в камеру, повышая в ней давление. Через оп­ределённые промежутки времени, за­висящие от размеров камеры, второй поток прерывает осн. струю, вслед­ствие чего возникают периодич. сжа­тия и разрежения воздуха, распрост­раняющиеся в виде акустич. волн. Обычно губные С. работают при дав­лениях воздуха, не превышающих 0,4 кг/см², с акустич. мощностью порядка 1 Вт. Существуют конструк­ции, позволяющие получить мощность до неск. кВт.

Из жидкостных С. наибольшее рас­пространение получили пластинчатый и стержневой типы (подробнее см. Гидродинамический излучатель).

• Бергман Л., Ультразвук и его применение в науке и технике, пер. с нем., 2 изд., М., 1957; Ультразвук, М., 1979 (Маленькая энциклопедия).

Ю.   Я.   Борисов.

СВИСТЯЩИЕ АТМОСФЕРИКИ, импульсные сигналы, генерируемые в земной атмосфере при разряде мол­ний. С. а. имеют широкий частотный спектр с максимумом в области частот w~1—10 кГц. Генерируемые у поверхности Земли радиоволны такой частоты распространяются вдоль си­ловых линий магн. поля Земли, про­никают через ионосферу и достигают снова поверхности Земли в магнитосопряжённой точке. Скорость рас­пространения радиоволн при этом пропорц. Öw (см. Дисперсия волн). Поэтому широкополосный приёмник, находящийся на большом расстоянии от источника сигналов, фиксирует сна­чала высокочастотные компоненты спектра сигнала, затем — более низ­кие. Наблюдатель воспринимает эти сигналы на слух как характерные «свисты» с постепенно понижающейся частотой.

СВОБОДНАЯ ЭНЕРГИЯ, одно из наз­ваний изохорно-изотермического тер­модинамич. потенциала или Гельмеольца энергии. С. э. (А или F) оп­ределяется как разность между внут­ренней энергией термодинамич. си­стемы (U) и произведением её энтропии (S) на темп-ру (Т): F=U-TS. Вели­чину TS, вычитаемую при нахож­дении С. э. из значения внутр. энер­гии, иногда наз. связанной энергией.

СВОБОДНАЯ ЭНТАЛЬПИЯ, см. Гиббса энергия.

СВОБОДНЫЕ КОЛЕБАНИЯ (собст­венные колебания), колебания в ме­ханич., электрич. или к.-л. др. си­стеме, совершающиеся при отсутст­вии внеш. воздействия за счёт перво­начально внесённой энергии (потен­циальной или кинетической, напр. в механич. системах через нач. сме­щения или нач. скорости). В реаль­ных системах вследствие рассеяния энергии С. к. всегда затухающие. В линейных системах С. к. представ­ляют собой суперпозицию нормаль­ных колебаний. Подробнее см. Коле­бания.

СВЯЗАННОЕ СОСТОЯНИЕ, состоя­ние системы ч-ц, при к-ром их отно­сит. движение происходит в ограни­ченной области пр-ва (явл. финит­ным) в течение длит. времени по срав­нению с характерными для данной си­стемы периодами. Природа изобилует С. с.: от звёздных скоплений и мак­роскопич. тел до микрообъектов — молекул, атомов, ат. ядер. Многие т. н. элем. ч-цы (адроны), по-види­мому, являются С. с. более фундам. ч-ц материи — кварков.

Для образования С. с. необходимо наличие сил притяжения, по крайней мере между частью ч-ц системы на нек-рых расстояниях между ними. Для стабильных С. с. масса системы меньше суммы масс состав­ляющих её ч-ц; разность Dm между ними определяет энергию связи си­стемы: ξ_св=Dmc².

В класс и ческой механи­ке С. с. описываются финитными ре-

671

 

 

шениями ур-ний движения системы, когда траектории всех её ч-ц сосре­доточены в ограниченной области пр-ва. Пример — задача Кеплера о движении ч-цы (или планеты) в поле тяготения. В классич. механике си­стема из двух притягивающихся ч-ц всегда может образовать С. с. Если область расстояний, на к-рых ч-цы

Пример зависимости потенц. энергии U от расстояния r между ч-цами, иллюстриру­ющий существование областей стабильных и квазистабильных связанных состояний.

Стабильные связанные состояния лежат в области энергий ξ<0 (меньших значения V при г®¥); им соответствуют дискр. уровни энергии. При ξ>0 стабильных связанных состояний не существует, однако в области 0<ξ<U_б, где U_б—высота потенц. ба­рьера, при нек-рых значениях ξ могут су­ществовать квазистабильные связанные со­стояния, время жизни к-рых определяется вероятностью туннельного перехода через потенц. барьер и может быть (особенно для ч-ц большой массы) весьма велико. Для макроскопич. тел (движение к-рых описы­вается законами классич. механики) ста­бильные связанные состояния могут иметь любую энергию в области U₀<ξ<U_б.

 

притягиваются, отделена энергетич. потенциальным барьером от области, в к-рой они отталкиваются (рис.), то ч-цы также могут образовывать стабильные С. с.

В квантовой механике, в отличие от классической, для обра­зования С. с. ч-ц необходимо, чтобы потенц. энергия притяжения и радиус действия сил были достаточно велики (см. Потенциальная яма, Нулевая энергия). Кроме того, в потенц. яме типа изображённой на рис. из-за возможности вылета ч-ц из области притяжения вследствие туннельного эффекта не образуется стабильных С. с., если энергия ч-цы больше по­тенц. энергии на бесконечности. Од­нако если вероятность туннельного перехода мала (в классич. пределе она равна нулю), то ч-ца в такой потенц. яме может находиться достаточно длит. время (по сравнению с перио­дами движения в яме). Поэтому на­ряду со стабильными С. с. сущест­вуют нестабильные (мета- или квази­стабильные) С. с., к-рые с течением времени распадаются. Напр., неста­бильными С.с. по отношению к a-распаду или (и) делению явл. ядра нек-рых тяжёлых элементов.

В крайне релятив. случае, когда энергия связи системы сравнима с энергией покоя её ч-ц, решение про­блемы С. с. требует привлечения квант. теории поля (КТП). Точного решения такой задачи в совр. КТП не существует; нек-рые из развива­емых приближённых методов позво­ляют одинаковым образом рассматривать как стабильные, так и неста­бильные адроны, включая резонансы.

В.   Я.   Файнберг.

СВЯЗАННЫЕ КОЛЕБАНИЯ, сво­бодные колебания связанных систем, состоящих из взаимодействующих оди­ночных (парциальных) колебат. си­стем. С. к. имеют сложный вид вслед­ствие того, что колебания в одной парциальной системе влияют через связь (в общем случае диссипативную и нелинейную) на колебания в дру­гой. В линейных системах С. к. могут быть представлены в виде суперпози­ции нормальных колебаний, число к-рых равно числу парциальных си­стем, но частоты не совпадают с соб­ственными частотами уединённых пар­циальных систем. С. к., являющиеся суперпозицией двух или неск. нор­мальных колебаний с близкими ча­стотами, воспринимаются как биения.

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

СВЯЗАННЫЕ СИСТЕМЫ колебатель­ные, колебат. системы с двумя и более степенями свободы, рассматриваемые как совокупность систем с одной степенью свободы каждая (парциаль­ных систем), взаимодействующих меж­ду собой. Пример С. с.— два или неск. колебательных контуров (рис.), у к-рых колебания в одном контуре из-за наличия связи вызывают колебания в других. В С. с. происходит переход энергии из одного контура в другой.

б

Схемы простейших колебат. систем: а — индуктивная связь; б — ёмкостная связь; С — ёмкости; L — индуктивности.

Наличие связи изменяет характер резонансных явлений в С. с. по срав­нению с одиночным контуром. В С. с. резонанс наступает всякий раз, когда частота внеш. воздействия совпадает с одной из частот собственных коле­баний всей системы, отличающихся от парциальных частот отдельных контуров. Напр., в С. с., состоящей из двух контуров, резонанс наступает на двух разл. частотах.

СВЯЗИ МЕХАНИЧЕСКИЕ, ограни­чения, налагаемые на положение или движения механич. системы. Обычно С. м. осуществляются с помощью к.-н. тел. Примеры таких С. м.— поверхность, по к-рой скользит или катится тело; нить, на к-рой подвешен груз; шарниры, соединяющие звенья механизмов, и т. п. Если положения точек механич. системы по отношению к данной системе отсчёта определять их декартовыми координатами х_k,y_k, z_k (k=1, 2, . . ., n, где n — число точек системы), то ограничения, на­лагаемые С. м., могут быть выражены в виде равенств (или неравенств), связывающих координаты x_k, y_k, z_k, их первые производные по времени

x^._k,y^._k,z^._k (т. e. скорости точек си­стемы) и время t.

С. м., налагающие ограничения толь­ко на положения (координаты) точек системы и выражающиеся ур-ниями вида

f(...,x_k, y_k, z_k, t)=0,     (1)

наз. геометрическими. Если же С. м. налагают ограничения ещё и на скорости точек системы, то они наз. кинематическими, а их ур-ния имеют вид:

Когда ур-ние (2) может быть про­интегрировано по времени, соответ­ствующая кинематич. связь наз. ин­тегрируемой и эквивалентна геом. связи. Геом. и интегрируемые кинема­тич. связи носят общее назв. г о л о н о м н ы х С. м. (см. Голономные системы). Кинематич. неинтегриру­емые С. м. наз. н е г о л о н о м н ы м и (см. Нееолономные системы).

С. м., не изменяющиеся со време­нем, наз. стационарными (их ур-ния не содержат явно время t), а С. м., изменяющиеся со временем, наз. нестационарными. Наконец, С. м., при к-рых каждому возможному перемещению точек системы соответ­ствует перемещение прямо противопо­ложное по направлению, наз. удер­живающими [их ур-ния выра­жаются равенствами вида (1), (2)], а С. м., не удовлетворяющие этому условию (напр., гибкая нить, допу­скающая перемещение вдоль нити только в одном направлении), наз. неудерживающими и их ур-ния выражаются неравенством ви­да f(. . ., x_k, y_k, z_k, . . .)³0.

Методы решения задач механики существенно зависят от характера С. м., налагаемых на систему. Эффект действия С. м. можно учитывать введе­нием соответствующих сил, наз. ре­акциями связей; при этом для оп­ределения реакций (или для их ис­ключения) к ур-ниям равновесия или движения системы должны присоеди­няться ур-ния связей вида (1) или (2). С. м., для к-рых сумма элементарных работ всех реакций на любом возмож­ном перемещении системы равна ну­лю, наз. идеальными (напр., лишённая трения поверхность или гибкая нить). Для механич. систем с идеальными С. м. можно сразу полу­чить ур-ния равновесия или движения, не содержащие реакций связей, ис­пользуя возможных перемещений прин­цип, Д'Аламбера — Лагранжа прин­цип или Лагранжа уравнения.

• См. лит. при ст. Механика и Динамика.

С. М.  Тарг.

СГС СИСТЕМА ЕДИНИЦ, система единиц физ. величин с 3 осн. едини­цами: длины — сантиметр, массы — грамм, времени — секунда; принята 1-м Междунар. конгрессом электриков (Париж, 1881) в качестве системы единиц, охватывающей механику и

672

 

 

электродинамику. Для электродина­мики первоначально были приняты две СГС с. е.: эл.-магн. (СГСМ) и электростатическая (СГСЭ). В основу построения этих систем был положен Кулона закон вз-ствия электрич. за­рядов (СГСЭ) и магн. зарядов (СГСМ). В СГСМ с. е. магн. проницаемость вакуума (магнитная постоянная) m₀=1, а электрич. проницаемость ва­куума (электрическая постоянная) e₀=1/с² с²/см², где с — скорость света. Единицей СГСМ магнитного потока явл. максвелл (Мкс, Мх), магнитной индукции — гаусс (Гс, Gs), напряжён­ности магн. поля — эрстед (Э, Ое), магнитодвижущей силы — гильберт (Гб, Gb). Электрич. единицам в этой системе собств. наименований не при­своено. В СГСЭ с. е. e₀=1, m₀=l/c² с²/см². Электрич. единицы СГСЭ собств. наименований не имеют; размер их, как правило, неудобен для измере­ний; применяют их гл. обр. в теор. работах.

Со 2-й пол. 20 в. наибольшее рас­пространение получила т. н. симметричная СГС с. е. (её наз. также смешанной или системой единиц Га­усса). В симметричной СГС с. е. m₀=1 и e₀=1. Магн. единицы этой системы равны единицам СГСМ, а электриче­ские — единицам системы СГСЭ.

На основе СГС с. е. были созданы также система тепловых единиц СГС °С (см — г — с — °С), световых еди­ниц СГСЛ (см — г — с — люмен) и единиц радиоактивности и ионизу­ющих излучений СГСР (см — г — с — рентген). Применение СГС с. е. до­пускается в теор. работах по физике и астрономии.

Соотношения    важнейших    единиц трёх указанных   выше систем СГС и соответственных   единиц СИ приве­дены в таблице.

• Сена Л. А., Единицы физических величин и их размерности, 2 изд., М., 1977.

СДВИГ, простейшая деформация тела, вызываемая касат. напряжениями t. С. явл. мерой искажения углов эле­ментарных параллелепипедов (рис.),

на к-рые можно раз­бить однородное тв. тело, — прямоуголь­ный параллелепипед abcd превращается в косоугольный abc₁d₁. Перемещение d₁d наз. абсолютным С. грани dc относительно грани ad; угол g наз.

углом С., а tgg — относитель­ным С. Ввиду малости g можно считать tgg=g. Если по граням па­раллелепипеда действуют только ка­сат. напряжения т, С. наз. чистым. В пределах упругости для изотроп­ного материала относит. С. связан с  Гука законом: t=Сg, где G — мо­дуль С. для данного материала (см. Модули упругости). На практике С. часто сопутствует растяжению и сжа­тию, когда одновременно с нормаль­ными возникают и касат. напряжения.

СДВИГ УРОВНЕЙ, небольшое откло­нение тонкой структуры уровней энергии атома водорода и водородоподобных атомов от предсказаний ре­лятив. квант. механики, основанных на Дирака уравнении. Согласно точ­ному решению этого ур-ния, ат. уров­ни энергии двукратно вырождены: энергии состояний с одинаковым гл. квант. числом n=1, 2, 3, ... и оди­наковым числом полного момента j=¹/₂, ³/₂ ... должны совпадать не­зависимо от двух возможных значе­ний орбит. квант. числа l=j±¹/₂. Однако в 1947 амер. учёные У. Лэмб

и Р. Ризерфорд методом радиоспект­роскопии измерили расщепление вы­рожденных уровней 2S_1/2 (n=2, l=0, f =1/2) и 2P_1/2 (n=2, l=1, j=1/2) в атоме водорода — т. н. л э м б о в с к и й сдвиг. Эксперим. значение этой величины (в ед. частоты Dn=Dξ/h) Dξ_L= 1057,86(2) МГц. Тео­ретически лэмбовский сдвиг объяснён и вычислен в рамках квант. электро­динамики. Осн. вклад дают два радиац. эффекта (радиационные поправ­ки): 1) испускание и поглощение связ. эл-ном виртуальных фотонов (см. Вир­туальные частицы), что приводит к изменению эфф. массы эл-на и воз­никновению у него аномального магн. момента; 2) возможность виртуального рождения и аннигиляции в вакууме электрон-позитронных пар (поляриза­ция вакуума), что искажает кулоновский потенциал ядра на расстояниях порядка комптоноеской длины волны  эл-на (~10^{-11 см). Найден также вклад эффектов движения и структуры ядра атома водорода (протона). Совр. теор. значение лэмбовского сдвига в атоме водорода} Dξ^теор_L=1057,87(2) МГц полностью согласуется с эксперимен­тальным, что блестяще подтверждает осн. положения квант. электродина­мики. Хорошо согласуются измерен­ные и вычисленные сдвиги др. уров­ней, а также в др. водородоподобных атомах (D, Не⁺ и т. п.).

Р. Н. Фаустов.

СДВИГА МОДУЛЬ, см. Модули уп­ругости.

СДВИГОВЫЕ ВОЛНЫ, поперечные упругие волны, распространяющиеся в тв. телах. Смещения ч-ц в С. в. перпендикулярны направлению рас­пространения волны, а деформации явл. деформациями сдвига. Фазовая скорость С. в. c_t=ÖG/r, где G -модуль сдвига материала, r — его плотность. В анизотропных тв. телах (кристаллах) С. в. могут распростра­няться только в определённых направ­лениях, причём их фазовая скорость зависит от направления. При произ­вольном направлении распростране­ния волны в кристалле движение ч-ц в ней усложняется и она превраща­ется в квазипоперечную волну. На гиперзвуковых частотах >10⁹ Гц С. в. могут существовать и в жидкости за счёт наличия у неё в этом частотном диапазоне модуля сдвига.

•    См.  лит. при ст.   Упругие волны.

Н.   А.   Викторов.

СЕГНЕТОВА СОЛЬ, двойная натриево-калиевая соль винной кислоты NaKC₄H₄O₆•4H₂O. Названа в честь от­крывшего её франц. аптекаря Э. Сеньета (Е. Seignette). Бесцветные кристал­лы, растворимые в воде. Плотность 1,776 г/см³, t_пл=55,6°С, мол. м. 282,12. От назв. «С. с.» происходит термин сегнетоэлектрики. Точечная группа сим­метрии в неполярной фазе 222. В ин­тервале темп-р 18°—24°С обладает сегнетоэластич. св-вами точечная группа симметрии 2 (см. Сегнетоэластик). Об­ладает оптической активностью, при­меняется как пьезоэлектрич. материал

673

 

 

в электромеханич. преобразователях. Применение ограничено из-за высокой гигроскопичности и хрупкости.

СЕГНЕТОПОЛУПРОВОДНИКИ, по­лупроводники, обладающие св-вами сегнетозлектриков. Типичные С.: SbSI, BaTiO₃. Сегнетоэлектрич. и полупроводниковые св-ва у С. вза­имно связаны: при изменении кон­центрации носителей заряда (освеще­нием, нагреванием или легированием) наблюдается изменение сегнетоэлектрич. свойств (напр., изменение домен­ной структуры, сдвиг точки Кюри и др.). В частности, в С. наблюдается быстрое изменение оптич. хар-к при ос­вещении, напр. двойного лучепрелом­ления (фоторефрактивный эффект), остающееся и после прекращения ос­вещения. В С. (напр., в LiNbO₃) об­наружено появление электрич. тока при освещении (без поля).

• Фридкин В. М., Сегнетоэлектрики — полупроводники, М., 1976; его же, Фотосегнетоэлектрики, М., 1979.

Б.   Б.   Сандомирский.

СЕГНЕТОЭЛАСТИК, диэлектрич. монокристалл, отдельные области к-ро­го (сегнетоэластические домены) отличаются разл. спон­танной деформацией крист. решётки относительно нек-рой исходной. Спон­танная деформация возникает при понижении темп-ры в результате фа­зового перехода из исходной (параэластической) фазы в менее симметричную сегнетоэластич. фазу, а разбиение кристалла на домены при этом соответствует минимуму упругой энергии кристалла. В отличие от линейно-упругих материалов (см. Гу­ка закон, Упругость) зависимость де­формации и С. от приложенного механич. напряжения s имеет вид петли гистерезиса, причём при не­к-ром напряжении s_c, наз. коэрцитив­ным, происходит переход кристалла в однодоменное состояние, сопровож­дающийся сменой знака спонтанной деформации.

Примерами С. явл. кристаллы KH₃(SeO₃)₂ (темп-ра перехода в сег­нетоэластич. состояние T_c=-61,6°С) и КО₃(SеO₂)₂(T_с=+24°С); Nb₃Sn и V₃Si, DyVO₄ и TbVO₄, RbMnCl₃. Нек-рые С. одновременно являются сегнетоэлектриками. С. перспектив­ны для акустоэлектрич. и акустооптич. устройств (см. Акустозлектроника, Акустооптика].         

Н. Р. Иванов.

СЕГНЕТОЭЛЕКТРИКИ, кристаллич. диэлектрики, обладающие в опреде­лённом интервале темп-р спонтанной (самопроизвольной) поляризацией, к-рая существенно изменяется под влиянием внеш. воздействий. Сегнето­электрич. св-ва были впервые обна­ружены у кристаллов сегнетовой соли KNaC₄H₄O₆•4H₂O в 1920, затем у дигидрофосфата калия (KDP) КН₂РО₄). Известно неск. сотен С. Наличие спонтанной поляризации, т. е. элект­рич. дипольного момента P в отсутствии электрич. поля, явл. отличи­тельной особенностью более широкого класса в-в — пироэлектриков.

ХАРАКТЕРИСТИКИ НЕКОТОРЫХ СЕГНЕТОЭЛЕКТРИКОВ

Особен­ность С. состоит в сравнительно лёг­ком изменении величины P под вли­янием электрич. полей, упругих нап­ряжений, изменения темп-ры и др. (см. табл.).

Обычно С. не явл. однородно поля­ризованными, а состоят из доменов — областей с разл. направле­ниями поляризации (рис. 1). В ре­зультате суммарный электрич. дипольный момент образца практически отсутствует.

Рис. 1. Схематич. изображение доменов тет­рагональной модификации ВаТiO₃.,; стрелки и знаки (•) и (+) указывают на направление вектора Р.

 

Равновесная доменная структура С. отвечает минимуму сво­бодной энергии кристалла. В иде­альном кристалле она определяется балансом между уменьшением при образовании доменов энергии за счёт электростатич. вз-ствия разл. частей кристалла и увеличением энергии доменных границ. Доменная струк­тура реального кристалла опреде­ляется природой и характером распре­деления его дефектов, а также ис­торией образца. Число различных доменов, взаимная ориентация их спонтанной поляризации зависят от симметрии кристалла.

Под действием электрич. поля ξ доменные границы смещаются так, что объёмы доменов, поляризованных по полю, увеличиваются за счёт до­менов, поляризованных против поля. В реальных кристаллах доменные границы обычно «закреплены» на де­фектах и неоднородностях, и необхо­димы достаточно сильные электрич. поля, чтобы их перемещать по об­разцу. В сильном поле крист. обра­зец становится однодоменным. После

выключения поля в течение длитель­ного времени образец остаётся поля­ризованным. Для того чтобы сум­марные объёмы доменов противопо­ложного знака сравнялись, необхо­димо приложить достаточно сильное поле противоположного направления (коэрцитивное поле). Зависимость по­ляризации Р от напряжённости элект­рич. поля Е нелинейна и имеет вид петли гистерезиса.

Резкое изменение поляризации об­разца под действием электрич. поля за счёт смещения доменных границ обусловливает большую величину ди­электрич. проницаемости 8 многодомённого С. Значение e тем больше, чем слабее закреплены доменные гра­ницы на дефектах и на поверхности кристалла. Величина 8 в С. сущест­венно зависит от напряжённости электрич. поля. Все С. в полярной фазе — пьезоэлектрики, причём их пьезоэлектрич. константы велики из-за больших e. Пироэлектрич. постоян­ные С. также велики из-за сильной зависимости Р(Т).

При нагревании С. спонтанная по­ляризация, . как правило, исчезает при определённой темп-ре Т_с, наз. точкой Кюри. В этой точке происходит фазовый переход С. из полярного состояния (полярной фазы) в неполярную (п а р а э л е к т р и ч е с к у ю) фазу. В разных С. T_c сильно различается (см. табл.). Вели­чина спонтанной поляризации обычно сильно зависит от темп-ры в области фазового перехода и в самой точке перехода T_с исчезает либо скачком (фазовый переход первого рода, напр. в ВаТiO₃), либо непрерывно (фазовый переход второго рода, напр. в сегне­товой соли). Сильная температурная зависимость (в полярной и неполяр­ной фазах) наблюдается у диэлект­рич. проницаемости e, пьезоэлектрич. и др. констант С. С приближением к точке Кюри диэлектрич. проница­емость e резко возрастает (рис. 2). В большинстве С. выше точки Кюри зависимость диэлектрич. проницаемо­сти от темп-ры имеет вид: e=В(Т-T₀), где В, Т₀ — константы в-ва (Кюри —

674

 

 

Рис. 2. Зависимость Р(Т) и e (T) для триглицинсульфата; индексы a, b, с соответст­вуют направлениям вдоль трёх кристалло­графич. осей; спонтанная поляризация воз­никает вдоль оси b.

 

Вейса закон для С.). Температура Кюри — Вейса Т₀ совпадает с кри­тической темп-рой Т_с для фазовых переходов второго рода и T₀<T_с для фазовых переходов первого рода.

Переход в полярную фазу может быть вызван либо смещением ионов (рис. 3), приводящим к изменению структур, либо упорядочением ориентации электрич. диполей, существо­вавших и в неполярной фазе. В нек-рых С. поляризация может возникать как вторичный эффект, сопровождающий перестройку структуры кристалла, не

Рис. 3. Элементарная ячейка сегнетоэлектрика в полярной фазе (а, б) и в неполярной фазе (в); стрелки указывают направление спонтанной поляризации.

 

связанную непосредственно с поляризацией. В таких С., наз. несобствен­ными (напр., молибдат гадолиния), e слабо зависит от T и в точке фазового перехода невелико.

Вблизи точки фазового перехода наблюдаются изменения в фононном спектре кристалла. Во многих кри­сталлах частота одного из оптич. колебаний крист. решётки сущест­венно уменьшается при приближении к T_c, особенно, если это фазовый переход второго рода.

Сегнетоэлектрич. материалы (моно­кристаллы, керамика, плёнки) ши­роко применяются в качестве материа­лов с большими значениями e (конденсаторы) и пьезоэлектрич. констант (см. Пьезоэлектрические материалы). Резкое изменение проводимости вбли­зи фазового перехода в нек-рых С. используется для контроля и измере­ния темп-ры. Большая величина пироэлектрич. констант позволяет ис­пользовать С. в детекторах эл.-магн. волн (от видимого диапазона до суб­миллиметрового). Благодаря сильной зависимости e от Е С. используют в нелинейных конденсаторах (в а р и к о н д а х). Зависимость показателя преломления n от Е обусловливает использование С. в качестве электрооптич. материалов.

• Иона Ф., Ширане Д., Сегнетоэлектрические кристаллы, пер. с англ., М., 1965; Сегнетоэлектрики и антисегнетоэлектрики, Л., 1971; Ж е л у д е в И. С., Ос­новы сегнетоэлектричества, М., 1973; Б л и н ц Р., Ж е к ш Б., Сегнетоэлект­рики и антисегнетоэлектрики, пер. с англ., М., 1975; Л а й н с М., Г л а с с Д., Сег­нетоэлектрики и родственные им материалы, пер. с англ., М., 1981; С т р у к о в Б. А., Сегнетоэлектричество, М., 1979.

А. П. Лееанюк.

СЕГНЕТОЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ ГИС­ТЕРЕЗИС, см. Гистерезис.

СЕКТОРНАЯ СКОРОСТЬ, величина, характеризующая скорость возраста­ния площади, к-рую ометает радиус-вектор r движу­щейся точки, про­ведённый в эту точку из нек-рого фиксированного центра О. Если за элементарный про­межуток времени dt площадь получает приращение da (рис.), то численно С. с. v_s=ds/dt.

 Co скоростью точки v С. с. связана соотно­шением v_s=vh/2, где h — длина пер­пендикуляра, опущенного из центра О на направление вектора v, т. е. С. с. равна ¹/₂ момента вектора скорости относительно центра О. С. с. можно представить в виде вектора v_s=[rv]/2. Производная от С. с. по времени наз. секторным ускорением точки w_s= [rw]/2, где w — ускорение точки.

Понятие «С. с.» играет важную роль при изучении движения под дейст­вием центральной силы, напр. силы тяготения; в этом случае С. с. ос­таётся величиной постоянной, что имеет место, напр., при движении планет (2-й закон Кеплера), искусств. спутников Земли (если силу тяготе­ния считать направленной к её цент­ру) и косм. летат. аппаратов. При движении точки по плоской кривой v_s=¹/₂r²dj/dt, где r и j — полярные координаты точки.

СЕКУНДА [от лат. secunda divisio — второе деление (первоначально гра­дуса, а затем и часа)] (с, s), 1) единица времени СИ. Различают атомную С., воспроизводимую цезиевыми эта­лонами частоты и времени, и эфемеридную С., размер к-рой свя­зан с периодом обращения Земли во­круг Солнца (определяется на осно­вании астр. наблюдений). 1с равна 9192631770 периодам излучения, соот­ветствующего энергетич. переходу ме­жду двумя уровнями сверхтонкой структуры осн. состояния атома це­зия ¹³³₅₅Cs (резолюция 13-й Генераль­ной конференции по мерам и весам, 1967). Гос. эталон времени и частоты СССР (включающий атомно-лучевую трубку с пучком атомов Cs и радио­устройство, дающее набор электрич. колебаний фиксированных частот) по­зволяет воспроизводить ед. времени и частоты с относит. погрешностью ±1•10^-11.

За эфемеридную С. при­нята 1/31556925,9747 доля тропич. года. Оценки ат. времени и эфемеридного времени совпадают с точностью 2•10^-9. 2) Звёздная С. равна 1/86400 звёздных суток, или 0,99726966 с. 3) Угловая С. (") — внесистемная еди­ница плоского угла. 1"= (1/3600)°=4,848137•10^-6 радиан.

СЕН-ВЕНАНА ПРИНЦИП в теории упругости, принцип, согласно к-рому уравновешенная система сил, прило­женная к к.-л. части поверхности однородного упругого тела, вызы­вает в нём напряжения, очень быстро убывающие по мере удаления от этой части и на расстояниях, существенно превышающих наибольший линейный размер области приложения нагру­зок, напряжения и деформации оказы­ваются пренебрежимо малыми. Сфор­мулирован франц. учёным А. Сен-Венаном (A. Saint- Venant) в 1855.

Согласно С.-В. п., если усилия, действующие на небольшую часть поверхности упругого тела, заменить др. статически эквивалентной системой усилий (т. е. системой, имеющей ту же равнодействующую и тот же мо­мент), действующей на ту же часть поверхности тела, то изменение в напряжённом состоянии произойдёт лишь в непосредств. близости к обла­сти приложения нагрузки. Это по­зволяет одни граничные условия (дей­ствующие силы) заменять другими (напр., более удобными для статич. расчёта) при условии, что гл. вектор и гл. момент новой заданной системы сил сохраняют прежние значения (ме­тод смягчения граничных условий). С.-В. п. применяется также при на­личии упругопластич. деформаций.

СЕНСИБИЛИЗИРОВАННАЯ ЛЮМИНЕСЦЕНЦИЯ, люминесценция, при к-рой энергия возбуждения поглоща­ется одними атомами (молекулами, ионами) в-ва и передаётся другим ч-цам, к-рые затем люминесцируют. При С. л. большую роль играют про­цессы переноса энергии от поглощаю­щих атомов к излучающим.

С. л. наблюдается как в газовых, так и в конденсированных средах. В последнем случае С. л. обусловлена введением в основное в-во помимо ак­тиваторов, являющихся центрами лю­минесценции, новых центров — сенси­билизаторов, что расширяет спектраль­ную область поглощения люминофора. К С. л. можно отнести и процессы, при к-рых поглощение происходит в основном в-ве люминофора, а излуче­ние — в примесных атомах или моле­кулах, получающих энергию от атомов основного в-ва. В этом случае, наряду с безызлучательным перено­сом энергии, она может передаваться в процессе рекомбинации разделённых зарядов (эл-нов и дырок) на примес­ных центрах. Интенсивность С. л.

675

 

 

выше, чем обычной люминесценции при одинаковом возбуждении.

О    См. лит. при ст. Люминесценция.

М.   Д.   Галанин.

СЕРОЕ ТЕЛО, тело, поглощения ко­эффициент к-рого меньше 1 и не за­висит от длины волны излучения l и абс. темп-ры Т. Коэфф. поглощения a_l,T (наз. также коэфф. черноты С. т.) всех реальных тел зависит от l (се­лективное поглощение) и Т, поэтому их можно считать серыми лишь в интервалах l и Т, где a_l,T прибл. постоянен. В видимой области спектра св-вами С. т. обладают каменный уголь a_l,T =0,80 при 400—900 К), сажа a_l,T =0,94—0,96 при 370— 470 К); платиновая и висмутовая черни поглощают и излучают как С. т. в наиб. широком интервале l — от видимого света до 25—30 мкм (a_l,T=0,93—0,99).

С. т. явл. источником т. н. серого излучения — теплового излучения, оди­накового по спектр. составу с излу­чением абсолютно чёрного тела, но отличающегося от него меньшей энер­гетич. яркостью. К серому излучению применимы законы излучения абсо­лютно чёрного тела — Планка за­кон излучения, Вина закон излучения, Рэлея — Джинса закон излучения. По­нятие «С. т.» применяется в оптич. пирометрии.

СЕЧЕНИЕ (эффективное сечение), величина, характеризующая вероят­ность перехода системы двух стал­кивающихся ч-ц в результате их рас­сеяния (упругого или неупругого) в определённое конечное состояние. С. s равно отношению числа dN таких переходов в ед. времени к плотности nv потока рассеиваемых ч-ц, падаю­щих на мишень, т. е. к числу ч-ц, проходящих в ед. времени через еди­ничную площадку, перпендикуляр­ную к их скорости v (n — плотность числа падающих ч-ц): a=dN/nv. Т. о., С. имеет размерность площади. Разл. типам переходов, наблюдаемых при рассеянии ч-ц, соответствуют разные С. Упругое рассеяние ч-ц характе­ризуют дифференциальным сечением ds/dW, равным отноше­нию числа ч-ц, упруго рассеянных в ед. времени в ед. телесного угла, к потоку падающих ч-ц (dW— элемент телесного угла), и полным се­чением s, равным интегралу дифф. сечения, взятому по полному телес­ному углу W=4p стер. На рис. схе­матически изображён процесс упруго­го рассеяния точечных «классич.» ч-ц на шарике радиуса R₀ с «абсолютно жёсткой» поверхностью; полное С. рассеяния равно геом. сечению ша­рика: s=pR²₀.

При наличии неупругих процессов полное С. складывается из С. упругих и неупругих процессов. Для более детальной хар-ки рассеяния вводят С. для отд. типов (каналов) неупругих

реакций. Для множественных про­цессов важное значение имеют т. н. инклюзивные сечения, опи­сывающие вероятность появления в данном столкновении к.-л. определён­ной ч-цы или группы ч-ц.

Если вз-ствие между сталкивающи­мися ч-цами велико и быстро падает с увеличением расстояния, то С. по порядку величины, как правило, рав­но квадрату радиуса действия сил или геом. сечению системы (см. рис.);

Схема, поясняющая упругое рассеяние «классич.» ч-цы на «абсолютно твёрдом» ша­рике. Рассеянию на угол q=p-a отвечает прицельный параметр r=R₀sin(a/2)=R₀cos(q/2), а сечение ds рассеяния в те­лесный угол dW=2psinqdq равно площади заштрихованного кольца: ds=2prdr=(p/2)R²₀sinqidq, т.е. дифф. сечение ds/dW=R²₀/4, а полное сечение упругого рассея­ния равно геом. сечению шарика: s=pR²₀. При учёте квант. (волн.) св-в ч-ц сечение получается иным. В предельном случае l>>R₀ (l=ћ/р — длина волны де Бройля ч-цы, р — её импульс) рассеяние сфериче­ски симметрично, а полное сечение в 4 раза больше классического: s_кв=4pR²₀. При l<<R₀ рассеяние на конечные углы (q¹0) на­поминает классическое, однако под очень малыми углами dq~l/R₀ происходит вол­новое «дифракц.» рассеяние с сечением pR²₀; т. о., полное сечение с учётом дифрак­ции вдвое больше классического: s=2pR²₀.

однако вследствие специфич. квантовомеханич. явлений С. могут сущест­венно отличаться от этих значений (напр., в случаях резонансного рас­сеяния и Рамзауэра эффекта).

Эксперим. измерения С. рассеяния дают сведения о структуре сталки­вающихся ч-ц. Так, измерения сече­ния упругого рассеяния a-частиц ато­мами позволили открыть ат. ядро, а упругого рассеяния эл-нов нукло­нами — определить радиусы нуклонов и распределение в них электрич. заряда и магн. момента (т. н. эл.-магн. формфакторы). Понятие «С.» ис­пользуется также в кинетич. ур-ниях, описывающих неравновесные процес­сы в статистич. физике.

С.  С.  Герштейн.

СЖАТИЕ, см. Растяжение.

СЖИМАЕМОСТЬ, способность в-ва изменять свой объём под действием всестороннего давления. С. обладают все в-ва. Если в-во в процессе сжатия не испытывает хим., структурных и др. изменений, то при возвращении внеш. давления к исходному значению нач. объём восстанавливается. Именно обратимое изменение занимаемого в-вом объёма V под равномерным гидростатич. давлением р и наз. обыч­но С. (объёмной упругостью). Величину С. характеризует коэфф. С. b, к-рый выражает уменьшение единич­ного объёма (или плотности r) тела при увеличении р на единицу: b=-(1/V)(DV/Dp)=1/r(Dr/Dp), где DV и Dr — изменения V и r при изменении р на величину Dp. K=1/b — мо­дуль объёмной упруго­сти (модуль объёмного сжатия, объ­ёмный модуль), для тв. тел К=EG/3(3G-E), где E - Юнга  модуль, G — модуль сдвига. Для иде­альных газов К=р при любой темп-ре Т. В общем случае С. в-ва, а следо­вательно, К и b зависят от р и Т. Как правило, b убывает при увели­чении р и растёт с Т. Часто С. харак­теризуют относит. плотностью d = r/r₀, где r₀ — плотность при T=0°С и р=1 атм.

Сжатие может происходить как при пост. Т (изотермически), так и с одноврем. разогревом сжимаемого тела (напр., в адиабатном про­цессе). В последнем случае значе­ния К будут большими, чем при изотермич. сжатии (для большинства тв. тел при обычной Т — на неск. %).

Для оценки С. в-в в широком диа­пазоне р используют уравнения со­стояния, выражающие связь между р, V и Т. Определяют С. непосред­ственно по изменению V под давлением (см. Пьезометр), из акустич. изме­рений скорости распространения уп­ругих волн в в-ве. Эксперименты в ударной волне позволяют установить зависимость между r и р при макс. эксперим. полученных давлениях. С. находят также из измерений парамет­ров крист. решётки под давлением, производимых методами рентгенов­ского структурного анализа. С. можно определить, измеряя линейную де­формацию твёрдого тела под гидро­статич. давлением (по т. н. линейной С.). Для изотропного тела коэфф.

линейной С. (1/L)(DL/Dp) »¹/₃b, где  L — линейный размер тела.

С. газов, будучи очень большой при р<1 кбар, по мере приближения их плотности к плотности жидкостей ста­новится близкой к С. жидкостей. Последняя с ростом р уменьшается сначала резко, а затем меняется весь­ма мало: в интервале 6—12 кбар b уменьшается примерно так же, как в интервале от 1 атм (10^-3 кбар) до 1 кбар (примерно в 2 раза), и при 10—12 кбар составляет 5—10% от начального значения. При 30—50 кбар модули К жидкостей по порядку величины близки к К твёрдых тел. Для твёрдых тел при 100 кбар Dr/r₀»15—25%. Для отдельных в-в, напр. для щелочных металлов, Dr/r~40%, для большинства др. металлов — ~6—15%. Линейная С. анизотроп­ных в-в зависит от кристаллографич. направлений (во всяком случае до давлений в десятки кбар), причём вдоль направлений со слабым меж-

676

 

 

атомным взаимодействием она может в 8—10 раз превосходить С. по на­правлениям, вдоль к-рых в крист. решётке имеет место более сильная связь; изменение параметра решётки в этих направлениях в определённом интервале р может быть даже положи­тельным (теллур, селен). С.— важнейшая характеристика в-ва, к-рая позволяет судить о зависимости физ. «в-в от межатомных (межмолекуляр­ных) расстояний.

Знание С. газов (паров), жидкостей и твёрдых тел необходимо для рас­чёта работы тепловых машин, химико-технологич. процессов, действия взры­ва, аэро- и гидродинамич. эффектов, наблюдающихся при движении с боль­шими скоростями, и т. д.

• Варгафтик Н. Б., Справочник по теплофизическим свойствам газов и жид­костей, 2 изд., М., 1972; Таблицы физиче­ских величин. Справочник, под ред. И. К. Кикоина, М., 1976. См. также лит. при ст. Давление высокое.                     

Л. Д. Лившиц.

СИЛА в механике, мера механич. дей­ствия на данное материальное тело других тел. Это действие вызывает изменение скоростей точек тела или его деформацию и может иметь место как при непосредств. контакте (дав­ление прижатых друг к другу тел, трение), так и через посредство со­здаваемых телами полей (поле тяго­тения, электромагн. поле). С.— вели­чина векторная и в каждый момент времени она характеризуется числен­ным значением, направлением в про­странстве и точкой приложения; сло­жение сил производится по правилу параллелограмма сил. Прямая, вдоль к-рой направлены С., наз. линией действия С. Если тело можно рас­сматривать как недеформируемое (абс. твёрдое), то С. можно считать прило­женной и любой точке на её линии действия.

Измерение С. производят статич. или динамич. методами. Статич. ме­тод основан на уравновешивании из­меряемой С. другой, ранее известной. Динамич. метод основан на законе динамики mw=F, позволяющем, если известна масса m тела и измерено ускорение w его свободного поступат. движения относительно инерциальной системы отсчёта, найти силу F. Единицы измерения С.—1 ньютон (1 Н), равный С., к-рая сообщает мас­се в 1 кг ускорение 1 м/с², а также 1 дин =10^-5 Н и 1 кгс=9,81 Н.

С.   М.   Тарг.

СИЛА ЗВУКА, то же, что интенсив­ность звука.

СИЛА ИЗЛУЧЕНИЯ (энергетическая сила света), пространственно-угловая плотность потока излучения. Равна отношению потока излучения, рас­пространяющегося от источника внут­ри телесного угла, к величине этого телесного угла. Единица измерения С. и.— Вт/ср. В системе световых величин аналогом С. и. явл. сила света.                             

Л. Н. Капорский.

СИЛА ИНЕРЦИИ, векторная величи­на, численно равная произведению массы m материальной точки на её ускорение w и направленная проти­воположно ускорению. При криволи­нейном движении С. и. можно разло­жить на касательную, или тангенци­альную составляющую J_t, направ­ленную противоположно касат. уско­рению w_t , и на нормальную состав­ляющую J_n, направленную вдоль нормали к траектории от центра кри­визны; численно J_t=mw_t, J_n=mv²/r, где v — скорость точки, r — радиус кривизны траектории. При изучении движения по отношению к инерциальной системе отсчёта С. и. вводят для того, чтобы иметь формальную возможность составлять ур-ния ди­намики в форме более простых ур-ний статики (см. Д'Аламбера принцип). Понятие о С. и. вводится также при изучении относительного движения. В этом случае присоединение к дей­ствующим на материальную точку си­лам взаимодействия с др. телами С. и.— переносной J_пер и Кориолиса силы J_кор — позволяет составлять ур-ния движения этой точки в под­вижной (неинерциальной) системе от­счёта так же, как и в инерциальной.

С.   М.   Тарг.

СИЛА СВЕТА, одна из осн. световых величин, характеризующая свечение источника видимого излучения в нек-ром направлении. Равна отноше­нию светового потока, распространяю­щегося от источника внутри элем. те­лесного угла, содержащего данное на­правление, к этому телесному углу. Единица С. с. в Междунар. системе единиц (СИ) — кандела (кд). Понятие «С. с.» применимо на расстояниях от источника, намного превышающих его

размеры.                            

Д.   Н.   Лазарев.

СИЛА ТОКА, скалярная хар-ка электрического тока; равна отноше­нию заряда Dq, переносимого через сечение проводника за интервал вре­мени Dt, к этому интервалу: i=Dq/Dt. Единица С. т.— ампер. Для измерения С. т. используют амперметры.

СИЛА ТЯЖЕСТИ, сила Р, действу­ющая на любую материальную ча­стицу, находящуюся вблизи земной поверхности, и определяемая как геом. сумма силы при­тяжения Земли F (рис.) и перенос­ной силы инерции J_пер, учитывающей эффект суточного вращения Земли (аналогично опре­деляется понятие «С. т.» на др. не­бесных телах). В данной точке земной поверхности С. т. направлена верти­кально, а перпендикулярная к ней плоскость является горизонт. пло­скостью; углы l и j определяют соот­ветственно геоцентрич. и астрономич. широты.

Величина J_пер=mhw² (где m — мас­са ч-цы, h — её расстояние от земной оси, w — угловая скорость вращения Земли) ввиду малости w² очень мала

по сравнению с F, поэтому С. т. мало отличается от силы притяжения Зем­ли. При перемещении вдоль поверх­ности Земли от полюса к экватору значение С. т. несколько убывает вследствие возрастания J_пер и умень­шения F из-за несферичности Земли; на экваторе С. т. примерно на 0,5% меньше, чем на полюсе. Разность между углами j и l тоже невелика (наибольшая около 11' при l=45°). Под действием С. т. ч-ца получает ускорение g=P/m, наз. ускорени­ем силы тяжести, к-рое из­меняется с широтой так же, как С. т. Вес тела численно равен С. т.

Во всех точках области, размеры к-рой малы по сравнению с радиусом Земли, С. т. можно считать равными и параллельными друг другу, т. е. образующими однородное силовое по­ле. Действие С. т. существенно вли­яет почти на все явления и процессы, происходящие на Земле как в при­роде (включая живую), так и в тех­нике.                                     

С. М. Тарг.

СИЛОВАЯ ОПТИКА, раздел оптики, в к-ром изучается воздействие на твёрдые среды интенсивных потоков оптического излучения (света), в ре­зультате к-рого может нарушаться механич. целостность этих сред. В оптотехнике под С. о. понимают оптич. устройства и системы, предназначен­ные для работы с интенсивными све­товыми потоками. С. о. развилась после появления лазеров в связи с использованием интенсивных свето­вых потоков для оптич. обработки материалов, а также с необходимостью создания формирующих и передающих оптич. систем, к-рые не теряют ра­ботоспособности при большой плот­ности энергии излучения.

В С. о. исследуют процессы выде­ления энергии в прозрачных (слабопоглощающих), поглоща­ющих и отражающих сре­дах, подвергающихся действию ин­тенсивных световых потоков, и ре­зультаты такого воздействия, а также определяют параметры излучения (плотность мощности, энергии, дли­тельность), при к-рых происходит разрушение того или иного типа (оп­тический пробой, плавление, испаре­ние, растрескивание). При этом су­ществ. значение могут иметь изме­нения оптич. хар-к в-ва в процессе воздействия лазерного излучения (напр., коэфф. отражения и показа­теля поглощения, возникновения са­мофокусировки света, появление по­глощения в продуктах световой эро­зии в-ва и др.). Определённые т. о. параметры излучения и режим его воздействия на в-во кладут в основу разработки лазерных установок для оптич. обработки материалов (сварка и резка, получение микроотверстий, изготовление элементов микроэлект­роники и т. д.). Для хар-ки работо-

677

 

 

способности прозрачных оптич. ма­териалов (стёкол, кристаллов, по­крытий и т. п.) и диэлектрич. зеркал вводят по аналогии с механич. или электрич. прочностью понятие луче­вой прочности. Данные о лучевой прочности материалов и изготовляемых из них оптич. элементов используют при постройке лазерных систем разл. назначения.

9 Действие излучения большой мощ­ности на металлы, под ред. А. М. Бонч-Бруевича и М. А. Ельяшевича, М., 1970; Алешин И. В., И м а с Я. А., Комолов В. П., Оптическая прочность слабопоглощающих материалов, Л., 1974; Р э д и Дж., Действие мощного лазерного излучения, пер. с англ., М., 1974.

А.    М.    Бонч-Бруевич.

СИЛОВОЕ ПОЛЕ, часть пространства (ограниченная или неограниченная), в каждой точке к-рой на помещённую туда материальную ч-цу действует сила, величина и направление к-рой зависят либо только от координат х, у, z этой точки, либо от координат и от времени t. В первом случае С., п. наз. стационарным, а во вто­ром — нестационарным. Ес­ли сила во всех точках С. п. имеет одно и то же значение, т. е. не за­висит от координат, то С. п. наз. однородным.

С. п., в к-ром работа сил поля, дей­ствующих на перемещающуюся в нём материальную ч-цу, зависит только от начального и конечного положения ч-цы и не зависит от вида её траек­тории, наз. потенциальным. Эту работу можно выразить через потенциальную энергию ч-цы П (х, у, z):

A=П(x₁, y₁, z₁)-П(x₂, y₂, z₂),

где x₁, y₁, z₁ и х₂, y₂, z₂ — координа­ты начального и конечного положе­ний частицы соответственно. При движении ч-цы в потенциальном С. п. под действием только сил поля имеет место закон сохранения механич. энергии, позволяющий установить за­висимость между скоростью ч-цы и её положением в С. п.

Примеры С. п.; поле тяготения, электромагнитное поле и др. См. Поля физические.                   

С. М. Тарг.

СИЛОВЫЕ ЛИНИИ, воображаемые линии, к-рые проводят для изображе­ния к.-л. силового поля (электрич., магн., гравитац.). С. л. располага­ются т. о., что касательные к ним в каждой точке пр-ва совпадают по направлению с вектором, характери­зующим данное поле (напряжённостью электрич. или гравитац. полей, магн. индукцией). Т. к. напряжённости полей и магн. индукция — однознач­ные ф-ции координат точки пр-ва, то через каждую точку может проходить только одна С. л. Густота С. л. обыч­но выбирается так, чтобы число С. л., проходящих через единичную пло­щадку, перпендикулярную к С. л., было пропорц. напряжённости поля (или магн. индукции) на этой площадке. Т. о., С. л. дают наглядную картину распределения поля в пр-ве: густота С. л. и их направление ха­рактеризуют величину и направление вектора напряжённости поля. С. л. электростатич. поля всегда не замк­нуты: они начинаются на положит. зарядах и оканчиваются на отрица­тельных (или уходят на бесконеч­ность). С. л. вектора магн. индукции всегда замкнуты, т. е. магн. поле явл. вихревым. Железные опилки, поме­щённые в магн. поле, выстраиваются вдоль С. л.; благодаря этому можно экспериментально определять вид С. л. магн. индукции. Вихревое электрич. поле, порождаемое изменяющимся магн. полем, также имеет замкнутые С. л. Впервые понятие «С. л.» для электрич. и магн. полей ввёл англ. учёный М. Фарадей.

СИЛЬНОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ, одно из четырёх фундам. вз-ствий элем. ч-ц. Три остальных вз-ствия — сла­бое, электромагнитное и гравитаци­онное — гораздо слабее С. в. В от­личие от двух последних, С. в. явл. короткодействующим: его радиус ~10^{-13 см (ожидаемый радиус сла­бого вз-ствия ок. 2•10-16 см).}

В обычном стабильном в-ве при не слишком высокой темп-ре С. в. не вызывает никаких процессов и его роль сводится к созданию прочной связи между нуклонами в ядрах (энер­гия связи составляет в ср. ок. 8 МэВ на нуклон). Однако при столкнове­ниях ядер или нуклонов, обладаю­щих достаточно высокой энергией, С. в. приводит к многочисл. ядерным реакциям. Особенно важную роль в природе играют реакции слияния (тер­моядерного синтеза), в результате к-рых четыре нуклона объединяются в ядро гелия. Эти реакции (при су­ществ. участии также и слабого вз-ствия) идут на Солнце и явл. осн. источником используемой на Земле энергии. Начиная с энергий сталки­вающихся нуклонов порядка неск. сотен МэВ, С. в. приводит к рожде­нию p-мезонов, а при ещё больших энергиях — к рождению странных ча­стиц (К-мезонов, гиперонов), «очаро­ванных» частиц, «красивых» частиц и множества мезонных и барионных резонансов. Все эти сильно взаимо­действующие ч-цы наз. адронами.

На опыте установлен ряд законо­мерностей С. в. и участвующих в нём ч-ц. Так, было обнаружено, что су­ществуют группы адронов с близки­ми св-вами — изотопические мультиплеты. Входящие в один такой мультиплет ч-цы имеют одина­ковые значения барионного заряда, странности, «очарования», «красоты», одинаковые спины, близкие (с точ­ностью от 0,1% до 3%) массы и отли­чаются лишь значениями электрич. зарядов. Напр., протон и нейтрон образуют изотопич. дуплет, а p⁺-, p⁰-, p^--мезоны — изотопич. триплет. С. в. обладает св-вом изотопической инвариантности; у всех ч-ц, входящих в один изотопич. мультиплет, С. в.

одинаково. Изотопич. инвариантность нарушается эл.-магн. вз-ствием и ма­лыми разностями масс ч-ц, принадле­жащих данному изотопич. мультиплету.

По мере обнаружения новых адро­нов (большинство адронных резонан­сов было открыто в 60-х гг.) выясни­лось, что изотопич. мультиплеты груп­пируются в ещё большие семейства — т. н. SU(3)-мультиплеты (см. Эле­ментарные частицы). Массы ч-ц, вхо­дящих в один такой мультиплет, раз­личаются довольно сильно. Это явл. одним из проявлений того, что SU(3)-симметрия, ответственная за комплек­тование SU(3)-мультиплетов, нару­шается сильнее, чем изотопич. инва­риантность.

В классификации адронов чётко проявляется и др. закономерность: ч-цы с данными барионным зарядом, странностью, изотопич. спином и электрич. зарядом, отличающиеся толь­ко значениями спина, также образуют семейства. Если по оси абсцисс от­кладывать квадраты масс ч-ц, М², а по оси ординат — значения их спи­нов J, то ч-цы, принадлежащие дан­ному семейству, располагаются на прямой линии: J~М². Такие линии, изображающие зависимость J от М², получили назв. траекторий Редже (см. Редже полюсов метод).

Процессы С. в. так же, как и про­цессы, обусловленные др. типами вз-ствий, подчиняются таким фундам. принципам, как причинность (см. При­чинности принцип) и перекрёстная симметрия (кроссинг-симметрия). Матем. следствием причинности явл. то, что амплитуды, описывающие про­цессы вз-ствия элем. ч-ц (сечение про­цесса пропорц. квадрату модуля ам­плитуды),— аналитич. ф-ции своих аргументов. Аналитичность амплитуд приводит, в частности, к дисперсион­ным соотношениям, связывающим меж­ду собой действнт. и мнимые части амплитуд (к-рые могут быть незави­симо измерены опытным путём). Кроссинг-симметрия заключается в том, что одна и та же аналитич. ф-ция при разл. значениях своих переменных описывает амплитуды неск. процес­сов, напр. p^-+р®p^-+р, p⁺+р®p⁺+р и р+р^~®p⁺+p^-, к-рые полу­чаются один из другого путём пере­носа ч-цы из левой части реакции в правую (и наоборот) с одноврем. за­меной её на соответствующую антича­стицу. В результате св-ва амплитуды

процесса аннигиляции р+р^~®p⁺+p^- имеют тесную связь со св-вами амплитуды рассеяния p^±-мезонов про­тонами. Аналогичные связи сущест­вуют и для др. реакций.

Подход, основанный на общих св-вах амплитуд процессов, особенно плодотворен при высоких энергиях, когда энергии сталкивающихся ч-ц много больше их энергий покоя mc (m — масса ч-цы). В области асимп­тотически больших энергий ξ

678

 

 

(ξ/mc²®¥) имеется ряд фундам. тео­рем, из к-рых наиб. важны теорема Фруассара и теорема Померанчука. Согласно теореме Фруассара, сечения процессов С. в. адронов не могут асимптотически расти быстрее, чем ln²ξ. Согласно теореме Померанчу­ка, если сечение вз-ствия адронов с ростом энергии стремится к конечному пределу, то полное сечение вз-ствия ч-цы и соответствующей античастицы с данной мишенью асимптотически должны быть равными, напр.

s^полн(р^~р)=s^полн(рр), s^полн(К⁺р) =s^полн(K^-р), где s^полн(ab) обозна­чает полное сечение вз-ствия ч-ц а и b.

На опыте характерные значения полных сечений С. в. адронов при высоких энергиях лежат в области 20—25 мбарн для вз-ствия К- и p-мезонов с нуклонами и 40—45 мбарн для вз-ствия нуклонов с нуклонами и обнаруживают тенденцию к медл. росту. Сечение упругого рассеяния составляет ок. ¹/₅ полного сечения.

При сближении адронов высоких энергий на расстояния порядка ра­диуса действия С. в. доминируют мно­жественные процессы. В этих условиях упругое рассеяние по своему хар-ру аналогично дифракции света на пол­ностью поглощающем («чёрном») или, точнее, частично прозрачном («тёмно-сером») шарике (с радиусом порядка радиуса действия С. в.). В частности, угл. распределение упруго рассеян­ных ч-ц имеет острый максимум вперёд (по направлению падающих ч-ц), по­добный максимуму при дифракц. рас­сеянии света. При этом характерные углы q составляют величину порядка l/R, где l — длина волны де Бройля рассеиваемой ч-цы (l=ћ/p, р — им­пульс ч-цы), а R — радиус нуклона (~10^{-13 см).}

Детальная теор. картина упругого рассеяния адронов, а также двух­частичных неупругих реакций (напр., реакции перезарядки p^-+р®p°+n) основывается на представлении о том, что в процессе рассеяния сталкиваю­щиеся ч-цы обмениваются своеобраз­ными адронными комплексами с пе­рем. спином и массой. Эти комплексы ведут себя как своего рода квазичастицы и наз. реджеонами. В ре­зультате устанавливается глубокая связь между процессами рассеяния и траекториями Редже. При этом ока­зывается, что радиус ч-цы (радиус «тёмно-серого» шарика) меняется с ростом энергии.

Как отмечалось, осн. доля процес­сов при высоких энергиях — мно­жеств. рождение ч-ц. Ср. множествен­ность (ср. число ч-ц, рождённых в одном столкновении) при энергиях в системе центра инерции (с. ц. и.) порядка десятков ГэВ равна прибл. 10—12 (в основном это p-мезоны) и медленно растёт с ростом энергии (ок. 27 при энергии 540 ГэВ). Поперечные импульсы рождённых ч-ц практически не зависят от энергии сталкивающихся ч-ц и в основном составляют при­мерно 0,3—0,5 ГэВ/с. Этот факт, об­наруженный впервые при изучении космических лучей, был подтверждён опытами на ускорителях. Ч-цы с боль­шими поперечными импульсами (³1ГэВ/с) рождаются очень редко, однако не так редко, как можно было бы ожидать, если бы нуклоны были абсолютно «рыхлыми» образованиями размером порядка 10^{-13 см. Рождение ч-ц с большими поперечными импуль­сами подтверждает картину строения нуклона, полученную при исследо­вании глубоко неупругих процессов вз-ствия эл-нов и нейтрино с нук­лонами. Согласно этой картине, при больших передачах импульса нуклон ведёт себя как совокупность лёгких точечных (бесструктурных) ч-ц, полу­чивших назв. партонов. В реакциях множеств. рождения распределения вторичных ч-ц по продольным импуль­сам подобны при разл. энергиях столк­новения. Они совпадают друг с дру­гом, если использовать в кач-ве пере­менной отношение р/р}_какс, где р — импульс вторичной ч-цы, а р_макс — её макс. возможный импульс при данной энергии сталкивающихся ч-ц. Такое поведение, когда распределения зависят от безразмерного параметра (р/p_макс), наз. с к е й л и н г о м Фейнмана (см. Масштабная ин­вариантность),

Законченная теория адронов и С. в. между ними пока отсутствует, однако имеется теория, к-рая, не являясь ни законченной, ни общепризнанной, позволяет объяснить осн. св-ва ад­ронов. Эта теория — квантовая хромодинамика, согласно к-рой адроны состоят из кварков (мезоны из кварка и антикварка, а барионы — из трёх кварков), а силы между кварками обусловлены обменом глюонами. Все обнаруженные адроны состоят из квар­ков пяти разл. типов («ароматов»): u, d, s, с, b.

Нуклоны и p-мезоны содержат лишь и- и d-кварки, странные ч-цы содер­жат наряду с u и d также и s-кварки, «очарованные» ч-цы — с-кварки, а от­крытые в 1977 ипсилон-частицы (Г) — b-кварки. В сильном и эл.-магн. вз-ствиях «аромат» сохраняется, в слабом вз-ствии кварки одного типа («аромата») превращаются в кварки др. типа. В процессах С. в. сталки­вающиеся адроны могут обмениваться содержащимися в них кварками, и, кроме того, происходит также рож­дение и аннигиляция пар кварк-ан­тикварк (см. Квантовая теория поля).

Кварки обладают дробными элект­рич. зарядами Q: Q_u=Q_c=+²/₃, Q_d=Q_s=Q_b=-¹/₃ (в ед. элем. электрич. заряда е). Массы лёгких кварков u, d, s выражаются через массы p- и К-мезонов, а массы с и b — соответственно через массы y частиц и ¡-частиц. Теор. оценки дают: m_u~4 МэВ, m_d~7 МэВ, m_s~150 МэВ, m_с~1,3 ГэВ, m_b~4,5 ГэВ. Ожидают, что сущест­вуют ещё более тяжёлые кварки, t.

Свободные кварки, несмотря на тщат. поиски, не обнаружены. Согласно квант. .хромодинамике, кварки не могут быть освобождены из адронов: они находятся внутри адронов в области размером ~10^{-13 см. Такое необычное поведение кварков (оно наз. англ. словом «конфайнмент» — заключение, пленение) связано со св-вами глюонов и с существованием ещё одного квант. числа — «цвет». Кварк каждого «аромата» может на­ходиться в трёх «цветовых» состоя­ниях, или обладать тремя разл. «ц в е} т о в ы м и  з а р я д а м и». Во всех наблюдаемых адронах «цветовые за­ряды» кварков в совокупности ком­пенсируются, так что «цветовые за­ряды» адронов равны нулю (обычно говорят, что адроны «бесцветные», «белые»). Подобно тому как электрич. заряд явл. источником фотонного по­ля, «цветовые заряды» явл. источ­никами глюонных полей. Имеется восемь разл. глюонов. Все они — без­массовые, электрически нейтр. ч-цы со спином 1 и отличаются друг от друга комбинациями «цветовых за­рядов». Наличие у глюонов «цвето­вых зарядов» делает их св-ва не­обычными. В частности, силы, обус­ловленные обменом глюонами, растут с ростом расстояния между двумя «цветовыми зарядами», что, по-види­мому, приводит в конечном счёте к «пленению» кварков внутри адронов (т. н. удержание «цвета»). «Пленён­ными» оказываются и сами глгюоны, так что свободных «цветных» частиц не существует.

«Цветовые заряды» кварков не за­висят от их «ароматов», и если бы массы всех кварков были одинаковы, то и массы адронов были бы вырож­дены по «ароматам». Напр., были бы одинаковые массы p-, К- и D-мезонов. Малая величина разности масс u- и d-кварков по сравнению с их кинетич. энергиями внутри ад­ронов явл. причиной изотопич. ин­вариантности. Малая величина самих масс u- и d-кварков явл. причиной т. н. киральной инвариантности С. в. (см. Киральная симметрия).

Системы, состоящие из u-, d-, s-кварков, адекватно описывают ч-цы, входящие в известные мезонные и барионные SU(3)-мультиплеты. Если бы масса s-кварка была того же мас­штаба, что и массы u- и d-кварков, то SU(3)-симметрия С. в. была бы такой же хорошей симметрией, как и изотопич. инвариантность.

Когда адрон участвует в процессе, в к-ром он получает большой импульс (глубоко неупругое рассеяние, рож­дение ч-ц с большими поперечными импульсами), то осн. вз-ствие разы­грывается на малых расстояниях, глу­боко внутри адрона. Здесь С. в. квар­ков с глюонами, а следовательно, и кварков между собой ослабевает и на

679

 

 

столкновение кварка с энергичной ч-цей (с эл-ном или др. кварком) соседние кварки влияют очень слабо. Т. о., при больших передачах им­пульса кварки (и глюоны) сталкива­ются как практически свободные ч-цы (т. е. явл. партонами). Это св-во квар­ков и глюонов, предсказываемое квант. хромодинамикой, наз. асимптотиче­ской свободой. При удалении партона на большие расстояния от той точки, где он получил большой импульс, он превращается в струю летящих в одном направлении адронов. При этом происходит обмен «цветовым зарядом» с оставшимися кварками, так что как струя, так и остаток получаются «бе­лыми». На опыте такие адронные струи наблюдались в ряде процессов.

Теория С. в. на малых расстояниях, связанная с асимптотич. свободой, практически завершена, но динамика вз-ствия на больших расстояниях и, в частности, механизм «пленения» поняты пока не столь хорошо. Здесь важную роль, по-видимому, играют глюонные флуктуации физ. вакуума (см. Инстантон). Возможно, что адроны явл. как бы пузырьками кваркового газа в плотном вакууме, создаваемом флуктуациями глюонного поля. Качественно такой вывод со­гласуется с описанием адронов на основе т. н. «модели мешков» (см. Квантовая теория поля).

Существует ряд теоретич. схем, в к-рых делается попытка создать еди­ную теорию сильного, слабого и эл.-магн. вз-ствий (т. н. «Великое объеди­нение»), В этих схемах на единой основе рассматриваются лептоны и кварки, промежуточные векторные бо­зоны, фотоны и глюоны.

• Фейнман Р., Взаимодействие фо­тонов с адронами, пер. с англ. M., 1975; Зельдович Я. Б., Классификация элементарных частиц и кварки «в изложении для пешеходов», «УФН», 1965, т. 86, в. 2; Мандельстам С., Растущие траекто­рии Редже и динамика резонансов, там же, 1970, т. 101, в. 3; Д р е л л С., Партоны и глубоко неупругие процессы при высоких энергиях, там же, 1972, т. 106, в. 2; Н а м 6 у И., Почему нет свободных кварков, там же, 1978, т. 124, в. 1; Г л э ш о у Ш., . Квар­ки с цветом и ароматом, там же, 1976, т. 119, в. 4; А з и м о в Я. И., Д о к ш и ц е р Ю. Л., Х о з е В. А., Глюоны, «УФН», 1980, т. 132, в. 3; Д р ё м и н И. М., О глюонных струях, там же, т. 131, в. 4; Вайнштейн А. И. [и др.], Чармоний и квантовая хромодинамика, там же, 1977 т. 123., в. 2.                            

Л. Б. Окунь.

СИЛЬНОЛЕГИРОВАННЫЙ ПОЛУ­ПРОВОДНИК, полупроводник с очень большой концентрацией примесей (или структурных дефектов крист. решёт­ки), когда расстояние между сосед­ними примесными атомами столь мало, что перекрываются их силовые поля и волновые функции локализованных вблизи них электронов. В результате в С. п. возникает примесная зона, сливающаяся с ближайшей к ней собств. зоной проводимости или валентной зоной. Потенциальная энергия ξ носителя заряда в С. п. зависит от ко­ординат сразу многих атомов примеси и из-за флуктуации в распределении примесных ато­мов оказывает­ся случайной величиной. Из-за наличия слу­чайного поля квазиимпульс р носителей не со­храняется, так что понятие дисперсии закона ξ(р) имеет смысл лишь на достаточно больших расстояниях от краёв зон.

В С. п. даже при Т=0 К электро­проводность s¹0. Плотность состоя­ний постепенно убывает в глубь за­прещённой зоны («хвост» плотности состояний), В С. п. возможно погло­щение света частоты w<ξ_g/ћ, ξ_g— ширина запрещённой зоны. Коэфф. поглощения в этой области частот экс­поненциально убывает с ростом ве­личины ξ_g-ћw (п р а в и л о У р б а х а). При отсутствии компенсации (см. Компенсированный полупровод­ник) С. п. вырождены. С. п. исполь­зуются в туннельных диодах, светоэлектрических диодах, инжекционных лазерах, датчиках Холла, устойчивых к ядерному излучению, тензометрах и т. д.

• Ф и с т у л ь В. И., Сильно легиро­ванные полупроводники, М., 1967; Бонч-Бруевич В. Л., Вопросы электронной теории сильно легированных полупровод­ников, в кн.: Физика твердого тела, под ред. С. В. Тябликова, М., 1965 (Итоги науки. Физика); Электронная теория неупорядо­ченных полупроводников, М., 1981.

Э. М. Эпштейн.

СИЛЬНОТОЧНЫЕ      УСКОРИТЕЛИ, устройства для получения мощных потоков заряженных ч-ц, создающих ток I>10⁴А при энергии ч-ц выше 10⁵ эВ. Характерным масштабом тока в теории С. у. принято считать вели­чину I₀=m₀с³/е=17кА, составленную из мировых констант: скорости света с, заряда электрона е и его массы покоя m₀. При токах, существенно превышающих это значение, собств. электромагн. поля электронного пуч­ка определяющим образом влияют на его динамику. Производной масштаб­ной величиной является мощность

W₀=m²₀c⁵/e²=8,7 ГВт.

С. у. содержит источник импульс­ного высокого напряжения и вакуум­ный диод (рис. 1). В большинстве С. у. первичное накопление энергии осу­ществляется в конденсаторах С при сравнительно низком напряжении (~100 кВ), после чего следует уве­личение напряжения на 1—2 порядка по схеме Аркадьева — Маркса (или с помощью импульсного трансформа­тора) и «обострение» импульса напря­жения в одном или неск. каскадах.

Рис. 1. Схема сильноточного ускорителя: 1 — высоковольтный выпрямитель; 2 — промежуточный накопительный элемент; 3 — электроды двойной формирующей ли­нии; 4 — трансформирующая линия пе­редачи; Р — разрядники; C — ёмкости.

 

Эти каскады выполнены обычно в виде отрезков линий передачи, погружён­ных в диэлектрик для увеличения уд. энергоёмкости. Для этого использу­ются жидкие диэлектрики (трансфор­маторное масло в случае высокого напряжения, вода — низкого), не «за­поминающие» пробоев и имеющие по­вышенную электрич. прочность при длительности импульса, меньшей ~1 мкс. Для малых напряжений и больших токов используются одинар­ные линии, в обратном случае — двой­ные (т. н. л и н и и Б л ю м л я й н а), создающие удвоение напряжения на нагрузке, к-рой служит диод. Его катод работает в режиме взрывной электронной эмиссии, когда электрич. поле порядка 10⁵ В/см, усиливаясь на микронеоднородностях катода, вы­зывает их тепловой взрыв и образо­вание поверхностной плазмы, обла­дающей практически бесконечной эмис­сионной способностью.

Ускорение электронов происходит в диоде под действием высокого на­пряжения до тех пор, пока диодный промежуток (размером от неск. мм до неск. см) не закоротится распро­страняющейся с электродов плазмой. Диоды С. у. работают в режиме огра­ничения тока пространств. зарядом. При относительно небольших напряжениях V в диоде с электродами в виде двух плоских дисков радиуса R, разделённых зазором d (рис. 2), течёт равномерно распределённый электрон­ный ток:

Рис. 2. Траекто­рии электронов в диоде с малым (а) и большим (б) то­ками.

 

W₀=7,3•М^3/2(МВ)R²/d²(кА).      (1)

Если же ток столь велик, что ларморовский радиус электрона (см. Лармора прецессия) в собств. магн. поле, создаваемом пучком, мал по срав­нению с зазором d (рис. 2, б), то это поле обусловливает динамику пучка,

680

 

 

и ток  определяется  соотношением:

I=8,5gR/darchg(кA),         (2)

где g»2V+1(MB) — полная энергия электронов в ед. энергии покоя m₀c². При этом эффективно эмиттирующие участки расположены по периферии катода, а ток на аноде сфокусирован в центр. пятно малого размера.

В существующих С. у. энергия ч-ц пучка ограничена (10—15 МэВ) труд­ностями высоковольтной техники. Дли­тельность импульса варьируется в диапазоне от 30 нс до 10 мкс. Нижний предел определяется возможностями формирования мощного импульса ус­коряющего напряжения, а верхний — конечным энергозапасом накопит. эле­мента и заполнением ускоряющего промежутка образующейся на элект­родах плазмой. Электронный пучок используется либо внутри диода, либо выводится в дрейфовое пространство через окно в аноде из тонкой фольги, прозрачной для электронов. Распро­странены также коаксиальные диоды с продольным магн. полем, вдоль к-рого распространяется пучок.

Для генерации ионных пучков анод диода делают из диэлектрика соот­ветствующего хим. состава. Эмиссия ионов происходит из плазмы под дей­ствием внеш. поля и поля пространств. заряда электронов (см. Ионная эмис­сия). Плазма образуется в результате электрич. пробоя анода вдоль его поверхности. Чтобы увеличить долю энергии, передаваемую в ионный пу­чок, ток электронов через диод дол­жен быть уменьшен при условии сохранения большого отрицат. про­странств. заряда. Для этого исполь­зуется либо магн. поле (т. н. диоды с магн. изоляцией, рис. 3, а), либо

Рис. 3. Схемы ионных диодов с магн. изо­ляцией (а) и рефлексных диодов (б): К — катод; А — анод; П — поверхностная плаз­ма; H—поперечное магн. поле; Тр_- — траектории электронов; Тр₊ —траектории ионов; В — виртуальный катод (плоскость остановки электронов).

 

полупрозрачные для ускоренных элект­ронов аноды (т. н. рефлексные диоды и триоды, рис. 3, б). В по­следнем случае электроны осцилли­руют вблизи анода, создавая увели­ченный пространств. отрицат. заряд. Эффективность таких источников 50— 60% при импульсном токе ионов I₀~1 МА и напряжении ~1 MB. С. у. характеризуются большими значениями запасённой энергии (до неск. МДж), мощности (до десятков ТВт) и сопутствующих электромагн. полей пучка в сочетании с высоким (десятки %) коэфф. передачи ему энергии от накопит. элемента. С. у. применяются гл. обр. для нагрева плазмы, создания с помощью полей пучка магнитных ловушек и для сжа­тия микромишеней в системах уп­равляемого термоядерного синтеза с инерциальным удержанием. Кроме то­го, пучки, создаваемые С. у., исполь­зуются для генерации сверхмощных импульсов СВЧ-колебаний в диапазоне от субмиллиметровых до дециметро­вых волн, для накачки химических лазеров и газовых лазеров высокого давления, в коллективных методах ускорения ионов и т. д. Транспорти­ровка пучков С. у. возможна в газе при низком давлении либо в вакууме в продольном магн. поле. Токи больше или порядка 17 кА могут переноситься лишь тонкостенным трубчатым пучком. Для ионов этот предел выше.

• Смирнов В. П., Получение силь­ноточных пучков электронов, «ПТЭ», 1977, № 2, с. 7; Накопление и коммутация энер­гии больших плотностей, пер. с англ., М., 1979.                                       

А. Н. Лебедев.

СИМЕНС (См, S), ед. СИ электрич. проводимости. Названа в честь нем. учёного Э. В. Сименса (Е. W. Sie­mens). 1 См равен электрич. проводи­мости проводника, имеющего сопро­тивление 1 Ом.

СИММЕТРИЯ (от греч. symmetria — соразмерность) законов физики. Если законы, устанавливающие соотноше­ние между величинами, характеризу­ющими физ. систему, или определя­ющие изменение этих величин со временем, не меняются при опреде­лённых операциях (преобразованиях), к-рым может быть подвергнута система, то говорят, что эти законы обладают С. (или инвариантны) относительно данных преобразований. В матем. отношении преобразования С. состав­ляют группу. Опыт показывает, что физ. законы симметричны относитель­но след. наиб. общих преобразований.

Непрерывные преобразования пространства-времени

1)   Перенос  (сдвиг) систе­мы    как    целого    в    прост­ранстве. Это и последующие про­странственно-временные   преобразова­ния можно понимать в двух смыслах: как    активное    преобразование — ре­альный перенос физ. системы относи­тельно    выбранной    системы    отсчёта или как пассивное преобразование -параллельный   перенос   системы   от­счёта.   С.   физ.   законов   относительно сдвигов в пр-ве означает эквивалент­ность всех точек пр-ва, т. е. отсутствие в   нём   выдел.    точек    (однородность пр-ва).

2)   Поворот   системы   как целого     в     пространстве. С.   физ.   законов   относительно   этого преобразования  означает эквивалент­ность всех направлений в пр-ве (изо­тропию пр-ва).

3)  Изменение   начала   от­счёта    времени   (сдвиг    во

времени). С. относительно этого преобразования означает, что физ. законы не меняются со временем.

4) Переход к системе отсчёта, движущейся отно­сительно данной систе­мы с постоянной (по на­правлению и величине) скоростью. С. относительно этого преобразования означает, в частности, эквивалент­ность всех инерциальных систем от­счёта.

Все указанные С. отражают псев­доевклидову геометрию четырёхмер­ного Минковского пространства-вре­мени.

Дискретные  преобразования пространства-времени

Создание релятив. квант. теории привело к открытию нового типа С., являющейся, в отличие от перечисл. выше, дискретной С. Это — С. за­конов природы относительно одноврем. проведения преобразований про­странственной инверсии (Р), обра­щения времени (Т) и зарядового со­пряжения (С) — замены ч-ц на со­ответствующие античастицы (см. Тео­рема СРТ). Существование СРТ-симметрии явл. следствием релятивист­ской инвариантности и локальности физ. вз-ствий. Относительно отд. диск­ретных преобразований С, Р и Т оказываются симметричными процес­сы, обусловленные сильными и эл.-магн. вз-ствиями. В процессах сла­бого вз-ствия нарушается С. отно­сительно пространств. инверсии и зарядового сопряжения, однако со­храняется С. относительно преобразо­вания комбинированной инверсии (СР) и, следовательно, согласно СРТ-теореме, относительно обращения вре­мени (Т). Исключением явл. нару­шение СР-симметрии в распадах долгоживущих K⁰_L-мезонов (см. К-мезоны), природа к-рой ещё не выяс­нена.

Симметрия относительно перестановки одинаковых   частиц

При квантовомеханич. описании си­стем, содержащих одинаковые ч-цы, эта С. приводит к принципу неразли­чимости одинаковых ч-ц, к полной их тождественности. Волн. ф-ция систе­мы симметрична относительно пере­становки любой пари одинаковых ч-ц с целым спином (т. е. их пространст­венных и спиновых переменных) и антисимметрична относительно такой перестановки для ч-ц с полуцелым спином. Связь спина и статистики явл. следствием релятив. инвариант­ности теории и тесно связана с СРТ-теоремой.

Внутренние   симметрии Изотопическая  инвариантность сильного взаимодействия и унитарная SU(3)-симметрия. Сильное вз-ствие

681

 

 

симметрично относительно поворотов в особом «изотопическом пр-ве». С матем. точки зрения, изотопич. С. отве­чает преобразованиям группы уни­тарной симметрии SU(2). Одним из проявлений этой С. явл. зарядовая независимость яд. сил (см. Изотопи­ческая инвариантность). Изотопич. инвариантность не явл. точной С. природы, т. к. она нарушается эл.-магн. вз-ствием ч-ц и различием в массах u- и d-кварков.

Изотопич. С. представляет собой часть более широкой приближённой С. сильного взаимодействия — уни­тарной SU(3)-С., объединяющей в се­мейства частицы, принадлежащие к различным изотопич. мультиплетам и обладающие разл. значениями странности. Унитарная С. оказы­вается значительно более нарушенной, чем изотопическая, в связи с тем, что масса странного s-кварка довольно сильно отличается от масс u- и d-кварков. Открытие адронов с ещё более массивными с- и b-кварками указывает на наличие более высокой унитарной С. по типу («аромату») квар­ков. При достигнутых энергиях эти С. очень сильно нарушены, однако возможно, что при энергиях, отвеча­ющих т. Н. «великому объединению», происходит восстановление С.

«Цветовая» симметрия. Согласно совр. представлениям, каждый тип кварка может находиться в трёх разл. состояниях, характеризуемых значе­ниями особого квант. числа — «цве­та». Сильное вз-ствие симметрично относительно преобразования «цве­тов» кварков, к-рые составляют «цве­товую» группу SU(3). Предполага­ется, что «цветовая» SU(3)-С,— точ­ная (её нарушение могло бы приводить к вылетанию отд. кварков из адро­нов; см. Удержание «цвета»).

Симметрия между кварками и лептонами. На опыте было замечено, что существует С. между электрослабым взаимодействием кварков и лептонов. Эта С. служит одним из оснований для поисков единой теории слабого, эл.-магн. и сильного вз-ствий («ве­ликого объединения»).

Суперсимметрия — С., связываю­щая поля, к-рым отвечают как ч-цы с целыми спинами (бозоны), так и с полуцельными (фермионы). См. Су­персимметрия.

Калибровочная симметрия. С., от­вечающая тому факту, что нек-рые сохраняющиеся физ. величины, обоб­щённо называемые «зарядами» (напр., электрич. заряд, гиперзаряд, изото­пический спин, «цвет»), явл. одновре­менно источниками полей, переносящих вз-ствия между ч-цами, обладающими данным типом «заряда». Закону сохранения обобщённых «за­рядов» отвечает инвариантность лаг­ранжиана системы относительно оп­ределённой группы преобразований —

калибровочных преобразований — с нек-рыми произвольными параметра­ми, не зависящими от пространственно-временной точки (глобальная симметрия). Так, закону сохра­нения электрич. заряда соответствует инвариантность лагранжиана относи­тельно умножения волн. ф-ций заряж. ч-ц (y_i) на фазовый множитель:

где z_i — заряд ч-цы (в ед. элем. электрич. заряда), а b — произволь­ный числовой множитель. Аналогично сохранение изотопич. спина или «цве­тового заряда» вытекает из инвари­антности лагранжиана относительно группы специальных унитарных пре­образований [соответственно SU(2) и SU(3)] с произвольными пост. пара­метрами. Физ. требование того, что­бы указанные С. выполнялись не только глобально, но и л о к а л ь н о, т. е. для преобразований, параметры к-рых явл. произвольными ф-циями пространственно-временной         точки

[напр., в (1) b являлся бы произ­вольной ф-цией координат и времени: b=f(x, у, z, t)l, может быть выпол­нено при условии, если одновременно определённым образом преобразуются и поля, источниками к-рых служат данные заряды. Возникающие поля оказываются определёнными с точ­ностью до произвольных ф-ций, ком­пенсирующих произвол в вы­боре локальных параметров преобра­зования С. Из ур-ний движения следует, что в пространств. отношении эти компенсирующие поля должны быть векторными полями. Требование независимости физ. величин от про­извола, с к-рым определены компен­сирующие поля, т.е. от калибровки, однозначно приводит к ур-нию движения и законам вз-ствия компен­сирующих, или калибровочных, по­лей. Из этого требования также сле­дует, что масса покоя ч-ц (квантов полей), отвечающих калибровочным полям, должна быть равна нулю. На основе калибровочной С. построены совр. теории электрослабого и силь­ного вз-ствий (последней явл. кван­товая хромодинамика). Для объяс­нения отличной от нуля массы про­межуточных векторных бозонов W^± , Z°, являющихся квантами калибро­вочных полей и выступающих в кач-ве переносчиков короткодействующего слабого вз-ствия, предложен механизм спонтанного нарушения симметрии.

Симметрия и законы   сохранения

Согласно Нётер теореме, каждому преобразованию С., характеризуемо­му одним непрерывно изменяющимся параметром, соответствует величина, к-рая сохраняется (не меняется со временем) для системы, обладающей этой С. Из С. физ. законов отно­сительно сдвига замкнутой системы в пр-ве, поворота её как целого и изменения начала отсчёта времени

следуют соответственно законы сохра­нения импульса, момента кол-ва дви­жения и энергии; из С. относительно локальных калибровочных преобра­зований — законы сохранения заря­дов (электрического, гиперзаряда и др.); из изотопич. инвариантности — сохранение изотопич. спина в про­цессах сильного вз-ствия. Дискр. С. в классич. механике не приводят к к.-л. законам сохранения. Однако в квант. механике, в к-рой состояние системы описывается волн. ф-цией, или для волн. полей (напр., эл.-магн. поля), где справедлив суперпозиции принцип, из существования дискр. С. следуют законы сохранения нек-рых специфич. величин, не имеющих ана­логов в классич. механике [напр., пространственной, зарядовой и ком­бинированной (СР-) чётностей; см. также G-чётность].

Симметрия   квантовомеханических систем   и   вырождение

Если квантовомеханич. система об­ладает определённой С., то операторы сохраняющихся физ. величин, соот­ветствующих этой С., коммутируют с га­мильтонианом системы. Если нек-рые из этих операторов не коммутируют между собой, уровни энергии системы оказываются вырожденными (см. Вы­рождение): определённому уровню энергии отвечает неск. разл. состо­яний, преобразующихся друг через друга при преобразованиях С. В матем. отношении эти состояния пред­ставляют базис неприводимого пред­ставления группы С, системы. Это обусловливает плодотворность при­менения методов теории групп в квант. механике.

Помимо вырождения уровней энер­гии, связанного с явной С. системы (напр., относительно поворотов си­стемы как целого), в ряде задач су­ществует дополнит. вырождение, свя­занное с т. н. скрытой С. вз-ствия. Такие скрытые С. существуют, напр., для кулоновского вз-ствия и для изотропного осциллятора. Скрытая С. кулоновского вз-ствия, приводящая к вырождению состояний с разл. орбит. моментами, обусловлена явной С. кулоновского вз-ствия в четырёх­мерном импульсном пр-ве.

Если система, обладающая к.-л. С., находится в поле сил, нарушающих эту С. (но достаточно слабых, чтобы их можно было рассматривать как малое возмущение), происходит рас­щепление вырожд. уровней энергии исходной системы: разл. состояния, к-рые в силу С. системы имели оди­наковую энергию, под действием «не­симметричного» возмущения приобре­тают разл. энергетич. смещения. В слу­чаях, когда возмущающее поле об­ладает нек-рой С., составляющей часть С. исходной системы, вырождение уровней энергии снимается не пол­ностью: часть уровней остаётся вырожденной в соответствии с С.

682

 

 

вз-ствия, «включающего» возмущаю­щее поле.

Наличие в системе вырожденных по энергии состояний в свою очередь указывает на существование С. вз-ствия и позволяет в принципе найти эту С., когда она заранее не известна. Последнее обстоятельство играет важ­нейшую роль, напр., в физике элем. ч-ц.

Динамические  симметрии

Очень плодотворно понятие т. н. динамической С. системы, к-рое возникает, когда рассматрива­ются преобразования, включающие переходы между состояниями системы с разл. энергиями. Неприводимым представлением группы динамич. С. будет весь спектр стационарных со­стояний системы. Понятие динамич. С. можно распространить и на случаи, когда гамильтониан системы зависит явно от времени, причём в одно не­приводимое представление динамич. группы С. объединяются в этом случае все состояния квантовомеханич. си­стемы, не являющиеся стационарными (т. е. не обладающие заданной энер­гией).

В определённом смысле к динамич. С. может быть отнесена также киральная симметрия.

• В и г н е р В., Этюды о симметрии, пер. с англ., М., 1971.

С. С. Герштейн.

СИММЕТРИЯ КРИСТАЛЛОВ, свой­ство кристаллов совмещаться с собой при поворотах, отражениях, парал­лельных переносах либо части или комбинации этих операций. Симмет­рия означает возможность преобразо­вания объекта, совмещающего его с собой. Симметрия внеш. формы (ог­ранки) кристалла определяется сим­метрией его атомного строения, к-рая обусловливает также и симметрию физ. свойств кристалла.

Рис. 1. а — кристалл кварца: 3 — ось симметрии 3-го, порядка, 2х, 2у, 2w— оси 2-го порядка; б — кристалл водного мета-силиката натрия: m — плоскость симметрии.

 

На рис. 1, а изображён кристалл кварца. Внеш. его форма такова, что поворотом на 120° вокруг оси 3 он может быть совмещён сам с собой (совместимое равенство). Кристалл метасиликата натрия (рис. 1, 6) преобразуется в себя отраже­нием в плоскости симметрии m (зеркальное равенство).

Если F(x_lx₂.x₃) — функция, описы­вающая объект, напр. форму кристалла в трёхмерном пространстве или к.-л. его свойство, а операция g[x₁, х₂, х₃] осуществляет преобразо­вание координат всех точек объекта, то g является операцией или преоб­разованием симметрии, a F — сим­метричным объектом, если выполня­ются условия:

В наиболее общей формулировке симметрия — неизменность (инвари­антность) объектов и законов при нек-рых преобразованиях описываю­щих их переменных. Кристаллы -объекты в трёхмерном пространстве, поэтому классич. теория С. к.— теория симметрич. преобразований в себя трёхмерного пространства с учётом того, что внутр. атомная структура кристаллов — трёхмерно-периодиче­ская, т. е. описывается как кристал­лическая решётка. При преобразова­ниях симметрии пространство не де­формируется, а преобразуется как жёсткое целое. Такие преобразования наз. ортогональными или изометри­ческими. После преобразования сим­метрии части объекта, находившиеся в одном месте, совпадают с частями, находящимися в др. месте. Это оз­начает, что в симметричном объекте есть равные части (совместимые или зеркальные).

С. к. проявляется не только в их структуре и свойствах в реальном трёхмерном пространстве, но также и при описании энергетич. спектра электронов кристалла (см. Зонная теория), при анализе процессов диф­ракции рентг. лучей и электронов в кристаллах в обратном пространстве (см. Обратная решётка) и т. п.

Группа симметрии кристаллов. Кри­сталлу может быть присуща не одна, а неск. операций симметрии. Так, кристалл кварца (рис. 1, а) совме­щается с собой не только при пово­роте на 120° вокруг оси 3 (операция g₁), но и при повороте вокруг оси 3 на 240° (операция g₂), a также при поворотах на 180° вокруг осей 2х, 2у, 2w (операции g₃, g₄, g₅). Каждой операции симметрии может быть со­поставлен элемент симметрии — пря­мая, плоскость или точка, относи­тельно к-рой производится данная операция. Напр., ось 3 или оси 2х, 2у, 2w являются осями симметрии, плоскость m (рис. 1,6) — плоскостью зеркальной симметрии и т. п. Сово­купность операций симметрии {g₁, g₂, . . ., g_n} данного кристалла об­разует группу симметрии G в смысле матем. теории групп. Последоват. проведение двух операций симметрии также является операцией симметрии. Всегда существует операция идентич­ности g₀, ничего не изменяющая в кристалле, наз. отождествлением, гео­метрически соответствующая непод­вижности объекта или повороту его на 360° вокруг любой оси. Число

операций, образующих группу G, наз. порядком группы.

Группы симметрии классифициру­ют: по числу n измерений простран­ства, в к-рых они определены; по числу m измерений пространства, в к-рых объект периодичен (их соот­ветственно обозначают Gⁿ_m), и по не­к-рым др. признакам. Для описания кристаллов используют разл. группы симметрии, из к-рых важнейшими являются пространственные группы симметрии. G³₃, опи­сывающие атомную структуру кри­сталлов, и точечные группы с и м м е т р и и G³₀, описывающие их внешнюю форму. Последние наз. так­же кристаллографическими клас­сами.

Точечные группы симметрии. Опе­рациями точечной симметрии явля­ются: повороты вокруг оси симмет­рии порядка N на угол, равный 360°/N (рис. 2, а), отражение в пло­скости симметрии (зеркальное отра­жение; рис. 2, б), инверсия Т (сим­метрия относительно точки; рис. 2, в), инверсионные повороты N^~ (комби­нация поворота на угол 360°/N с одновременной инверсией; рис. 2, г).

Рис. 2. Простейшие опе­рации симметрии: а — поворот; б — отражение; в — инверсия; г — ин­версионный поворот 4-го порядка; д — винтовой поворот 4-го порядка; е — скользящее отраже­ние.

Вместо инверсионных поворотов иног­да рассматривают зеркальные пово­роты N^~. Геометрически возможные со­четания этих операций определяют ту или иную точечную группу сим­метрии, к-рая изображается обычно в стереографич. проекции. При пре­образованиях точечной симметрии по

683

 

крайней мере одна точка объекта остаётся неподвижной — преобразу­ется сама в себя. В ней пересекаются все элементы симметрии, и она яв­ляется центром стереографич. про­екции. Примеры кристаллов, относя­щихся к разл. точечным группам, даны на рис. 3.

Рис. 3. Примеры кристаллов, принадлежа­щих к разным точечным группам (кристалло­графическим классам): о — к классу m (одна плоскость симметрии); б — к классу с (центр симметрии); в — к классу 2 (одна ось симметрии 2-го порядка); г — к классу 6 (одна инверсионно-поворотная ось 6-го по­рядка).

 

Точечные преобразования симмет­рии g[x₁, x₂, х₃]=х'₁, х'₂, х'₃ описыва­ются линейными ур-ниями:

т. е. матрицей коэфф, (a_ij). Напр., при повороте вокруг оси х₁ на угол a=360°/N матрица коэфф. имеет вид:

а при  отражении в   плоскости  х₁, х₂ она имеет вид:

Число точечных групп Go бесконечно. Однако в кристаллах ввиду наличия крист. решётки возможны только опе­рации и соответственно оси сим­метрии до 6-го порядка (кроме 5-го; в крист. решётке не может быть оси симметрии 5-го порядка, т. к. с по­мощью пятиугольников нельзя за­полнить пространство без промежут­ков), к-рые обозначаются символами: 1, 2, 3, 4, 6, а также инверсионные оси 1 (она же — центр симметрии), 2 (она же — плоскость симметрии), 3, 4, 6. Поэтому количество точечных кри­сталлографич. групп симметрии, опи­сывающих внеш. форму кристаллов, ограничено, их всего 32 (см. табл.). В междунар. обозначения точечных групп входят символы порождающих их операций симметрии. Эти группы объединяются по симметрии формы элементарной ячейки (с периодами о, b, с и углами a, b, g) в 7 сингоний.

Группы, содержащие лишь пово­роты, описывают кристаллы, состоя­щие только из совместимо равных ча­стей (группы 1-го рода). Группы, содержащие отражения или инвер­сионные повороты, описывают кри­сталлы, в к-рых есть зеркально рав­ные части (группы 2-го рода). Кри­сталлы, описываемые группами 1-го рода, могут кристаллизоваться в двух энантиоморфных формах («правой» и «левой», каждая из к-рых не содержит элементов симметрии 2-го рода), но зеркально равных друг другу (см. Энантиоморфизм).

Точечные группы описывают сим­метрию не только кристаллов, но любых конечных фигур. В живой при­роде часто наблюдается запрещённая в кристаллографии симметрия с осями 5-го, 7-го порядка и выше. Напр., для описания регулярной структуры сферич. вирусов, в оболочках к-рых соблюдаются принципы плотной ук­ладки молекул, оказалась важной икосаэдрическая точечная группа 532 (см. Биологические кристаллы).

Предельные группы. Функции, к-рые описывают зависимость разл. свойств кристалла от направления, имеют определённую точечную сим­метрию, однозначно связанную с груп­пой симметрии огранения кристалла. Она либо совпадает с ней, либо выше неё по симметрии (Неймана принцип).

Многие из свойств кристаллов, при­надлежащих к определённым точечным группам симметрии, описываются т.н. предельными точечными группами, со­держащими оси симметрии бесконечно­го порядка, обозначаемые символом ¥. Наличие оси ¥ означает, что объект совмещается с собой при повороте на любой, в т. ч. бесконечно малый угол

Рис. 4. Фигуры, иллюстрирующие предель­ные группы симметрии.

 

(изотропные твёрдые тела, текстуры). Таких групп 7, они представлены на рис, 4 образцовыми фигурами и соот­ветствующими символами. Т. о., всего имеется 32+7=39 точечных групп, описывающих симметрию свойств кри­сталлов. Зная группу С. к., можно указать возможность наличия или отсутствия в нём нек-рых физ. свойств (см. Кристаллофизика).

Пространственная симметрия атом­ной структуры кристаллов описыва­ется пространств. группа­ми симметрии G³₃ (наз. также фёдоровскими в честь нашедшего их

684

 

 

в 1890 Е. С. Фёдорова). Характер­ными для решётки операциями яв­ляются три некомпланарных переноса а, b, с, наз. трансляциями, к-рые задают трёхмерную периодичность атомной структуры кристаллов. Сдвиг (перенос) структуры на векторы а, b, с или любой вектор t=р₁a+p₂b+p₃c, где p₁,p₂, p₃ — любые целые положи­тельные или отрицательные числа, совмещает структуру кристалла с со­бой и, следовательно, является опе­рацией симметрии (трансляционная симметрия).

Вследствие возможности комбини­рования в решётке трансляций и опе­раций точечной симметрии в группах G³₃ возникают операции и соответст­вующие им элементы симметрии с трансляц. компонентой — винтовые оси разл. порядков и плоскости сколь­зящего отражения (рис. 2, д, е). Всего известно 230 пространств. групп симметрии G³₃, любой кристалл отно­сится к одной из этих групп. Транс­ляц. компоненты элементов микро­симметрии макроскопически не про­являются, напр. винтовая ось в ог­ранке кристаллов проявляется как соответствующая по порядку простая поворотная ось. Поэтому каждая из 230 групп G³₃ макроскопически сход­ственна (гомоморфна) с одной из 32 точечных групп. Напр., на точечную группу mmm гомоморфно отобража­ются 28 пространств. групп. Совокуп­ность переносов, присущих данной пространственной группе, есть её трансляционная подгруппа, или Браве решетка; таких решёток существу­ет 14.

Симметрия слоев и цепей. Для опи­сания объектов периодических в 1 или 2 направлениях, в частности фрагмен­тов структуры кристаллов, могут быть использованы группы G³₂ — двумерно периодические m G³₁ — одномерно пе­риодические в трёхмерном пространстве. Эти группы играют важную роль в изучении биол. структур и молекул. Напр., группы g| описы­вают строение биол. мембран, группы  G³₁— цепных молекул (рис. 5, а) па­лочкообразных вирусов, трубчатых кристаллов глобулярных белков (рис. 5, б), в к-рых молекулы уложены согласно спиральной (винтовой) сим­метрии, возможной в группах G³₁ (см. биологические кристаллы).

Обобщённая симметрия. В основе определения симметрии лежит понятие равенства (1, б) при преобразовании (1, а). Однако физически (и математически) объект может быть равен себе по одним признакам и не равен по другим. Напр., распределение ядер и электронов в кристалле антиферромагнетика можно описать с помощью обычной пространств. симметрии, но если учесть распределение

нём магн. моментов (рис. 6), то обычной», классич. симметрии уже

недостаточно. К подобного рода обоб­щениям симметрии относятся анти­симметрия и цветная сим­метрия. В антисимметрии в до­полнение к трём пространств. пере­менным x₁, х₂, x₃ вводится добавочная 4-я переменная x₄=±1. Это можно

Рис. 5. Объекты со спиральной симметрией: а — молекула ДНК; б — трубчатый крис­талл белка фосфорилазы (электронно-микро­скопический снимок, увеличение 220000).

 

истолковать таким образом, что при преобразовании (1, а) ф-ция F может быть не только равна себе, как в (1, б), но и «антиравна» — изменить знак. Условно такую операцию можно изобразить изменением цвета (рис. 7).

 

Рис. 6. Распреде­ление магнитных моментов (стрел­ки) в элементар­ной ячейке ферримагнитного кристалла, описывае­мое с помощью обобщённой сим­метрии.

 

Существует 58 групп точечной анти­симметрии C³₀^,а и 1651 пространств.

группа антисимметрии G³₃^,a (Ш у б н и к о в с к и х  г р у п п). Если до­бавочная переменная приобретает не два значения, а неск. (возможны числа 3, 4, 6, 8, . . ., 48), то возникает

цветная симметрия Бело­ва. Так, известна 81 точечная группа G³₀^,ц и 2942 группы С³₃^,ц. Основные приложения обобщённой симметрии в кристаллографии— описание магн. струк­тур.

Рис. 7. Фигура, описываемая то­чечной группой антисимметрии.

Рис. 8. Фигура, об­ладающая симметри­ей подобия.

 

Др. обобщения симметрии: симмет­рия подобия, когда равенство частей фигуры заменяется их подобием (рис. 8), криволинейная симметрия, статистич. симметрия, вводимая при описании структуры разупорядоченных кристаллов, твёрдых растворов, жидких кристаллов, и др.

• Шубников А. В., Копцик В. А., Симметрия в науке и искусстве 2 изд., М., 1972; В ей ль Г., Симметрия, пер. с англ., М., 1968; Федоров Е. С., Симметрия и структура кристаллов, М., 1949; Шубников А. В., Симметрия и антисимметрия конечных фигур, М., 1951; Современная кристаллография, т. 1, М.» 1979.                                

Б. К. Вайнштейн.

СИММЕТРИЯ МОЛЕКУЛЫ, хар-ка молекулы, определяемая совокупно­стью возможных операций точечной симметрии для её равновесной конфи­гурации. Четыре операции точечной симметрии (вращение вокруг оси на нек-рый угол, меньший или равный 360°; отражение от плоскости; ин­версия в точке; вращение вокруг оси с последующей инверсией в точке, лежащей на этой оси) приводят к след. элементам симметрии молекулы: ось симметрии n-го порядка (ось вращения n-го порядка), если при повороте вокруг этой оси на угол 360°/n (n — целое число) она совме­щается сама с собой; зеркаль­ная плоскость, или плос­кость симметрии, если такое совмещение наблюдается при отраже­нии от плоскости; центр инвер­сии, или центр симметрии, если молекула совмещается сама с собой при проектировании её атомов по линиям, проходящим через центр симметрии в положение, находящееся на противоположной стороне от него и на том же расстоянии, что и исход­ный атом; зеркально-пово­ротная ось n-го порядка, когда молекула совмещается сама с собой в результате поворота её вокруг нек-рой оси с последующей инверсией в точке, лежащей на этой оси. Так, элемен-

685

 

 

тами симметрии молекулы воды

являются 2 плоскости симметрии (одна из них лежит в плоскости молекулы, другая проходит перпендикулярно к ней через биссектрису угла Н—О—Н, равного 104,5°) и ось симметрии 2-го порядка (биссектриса угла Н—О—Н). Молекула дифенила (рис.) в крист.

Углеродный     скелет молекулы   дифенила.

состоянии плоская, и её элементы сим­метрии — 2 взаимно перпендикуляр­ные плоскости, проходящие через центр инверсии (середину центр. связи С—С), сам центр инверсии и ось 2-го порядка (центр. связь С—С). В га­зовой фазе углеродные кольца этой молекулы повёрнуты друг к другу под углом ~35° (за счёт их поворота вокруг центр. связи С—С), и из перечисленных выше элементов С. м. остаётся только центр инверсии.

Совокупность операций точечной С. м. образует матем. точечную группу симметрии. Элементы симметрии долж­ны быть согласованы. Так, две зер­кальные плоскости могут распола­гаться лишь под определ. углами друг к другу, а если они взаимно перпендикулярны, то линия их пере­сечения является осью симметрии 2-го порядка (как это имеет место у молекулы воды или у плоской моле­кулы дифенила). Операции С. м. не всегда обладают св-вом коммутатив­ности (т. е. может быть существенна их последовательность).Точечные груп­пы симметрии используют также для описания кристаллов (см. Симметрия кристаллов), обозначения, использу­емые для С. м., заимствованы из кристаллографии.

С. м. обусловливает симметрию вол­новой функции и потенциальной по­верхности (см. Молекула) и проявля­ется в разл. физ. и хим. св-вах со­единений. Так, С. м. приводит к вы­рождению определ. электронных, ко­лебат. и вращат. уровней, а также обусловливает запреты определ. квант. переходов (см. Отбора правила). Мо­лекулы, обладающие центром инвер­сии, не имеют пост. дипольного мо­мента, что проявляется в их ди­электрич. св-вах (см. Поляризуемость). Если молекулы не имеют ни плоско­сти, ни центра симметрии, то они, как правило, существуют в правой и левой формах, т. е. являются опти­чески активными веществами. % См. при ст. Молекула.

В. Г. Дашевский.

СИНГЛЕТЫ (от англ. single — оди­ночный), одиночные спектральные ли­нии в ат. спектрах, соответствующие квантовым переходам между синглетными уровнями энергии (см. Мультиплетностъ).

СИНГОНИЯ (от греч. syn — вместе и gonia — угол) кристаллографическая, подразделение кристаллов по конфи­гурации их элементарной ячейки. С. к. характеризуется соотношением между длинами рёбер а, b, с ячейки и углами a, b, g между ними. Существует 7 С. к.: кубическая (а=b=с, a=b=g= 90°); тетрагональная (а=b¹с, a=b=g=90°); гексагональная (а=b¹с, a=b=90°, g=120°);тригональная (а=b=с, a=b=g¹90°); ромбическая (а¹b¹с, a=b=g=90°); моноклинная (а¹b¹с, a=g=90°, b¹90°); триклинная (а¹b¹с, a¹b¹g¹90°). Являясь наиболее крупным классификацион­ным подразделением в симметрии кристаллов, каждая С. включает неск. точечных групп симметрии кристаллов и Браве решёток и пространственных групп симметрии.

СИНЕРГЕТИКА, область науч. ис­следований, целью к-рых является выявление общих закономерностей в процессах образования, устойчивости и разрушения упорядоч. временных и пространств. структур в сложных неравновесных системах разл. при­роды (физ., хим., биол., экологич. и др.). Возникновение организован­ного поведения может обусловливать­ся внеш. воздействиями (вынужден­ная организация) или являться ре­зультатом развития собств. (внутр.) неустойчивостей в системе (самоор­ганизация). В последнем случае про­цесс упорядочения связан с коллек­тивным поведением подсистем, об­разующих систему. Наряду с про­блемой самоорганизации С. рассмат­ривает также и вопросы самодезор­ганизации — возникновения хаоса (сложного поведения) в динамич. си­стемах. Как правило, исследуемые системы являются диссипативными от­крытыми системами.

Термин «С.» происходит от греч. synergetikos — совместный, согласо­ванно действующий. С. возникла в нач. 70-х гг. 20 в. Основой С. служит единство явлений, моделей и методов, с к-рыми приходится сталкиваться при исследовании процессов «возник­новения порядка из беспорядка» в химии (реакции Белоусова — Жаботинского), космологии (спиральные галактики), экологии (организация сообществ) и т. д. Примером самоор­ганизации в гидродинамике служит образование в подогреваемой жид­кости (начиная с нек-рых градиентов темп-ры) шестиугольных ячеек Бенара (рис.) или возникновение торои­дальных вихрей (вихрей Тейлора) между вращающимися цилиндрами. Пример вынужденной организации -синхронизация мод в многомодовом лазере с помощью внеш. периодич. воздействия.

Модели С.— это модели нелиней­ных неравновесных систем, подвер­гающихся действию флуктуации. В мо­мент перехода упорядоченная и не­упорядоченная фазы отличаются друг от друга столь мало, что именно

флуктуации переводят одну фазу в другую. Если в системе возможно неск. устойчивых состояний, то флук­туации отбирают лишь одно из них. При анализе сложных систем, напр. в биологии или экологии, С. ис­следует простейшие основные модели, позволяющие понять и выделить наиболее существ. механизмы «органи­зации порядка» (избирательную не­устойчивость, вероятностный отбор, конкуренцию или синхронизацию под­систем и др.).

Структура в виде шестигранных призматиче­ских ячеек (Бенара), устанавливающихся в плоском горизонтальном слое вязкой жид­кости при подогреве снизу.

 

Понятия и образы С. связаны, в первую очередь, с оценкой упорядоченности поведения. Это пространств. корреляция, параметр порядка, взаимная координация (син­хронизация) подсистем, энтропия и др. Методы С. в значит. степени пе­рекрываются с методами колебаний и волн теории, термодинамики не­равновесных процессов, теории фазовых переходов, статистич. механики и др. Для многих задач С. построение тео­рии сводится к созданию и анализу вероятностной модели; здесь С. за­имствует методы из матем. теории стохастич. процессов.

• X а к е н Г., Синергетика, пер. с англ., М., 1980; Рязанов А. И., Вве­дение в синэргетику, «УФН», 1979, т. 129, в. 4.

М. И. Рабинович, А. Г. Сазонтов.

СИНТЕТИЧЕСКИЕ КРИСТАЛЛЫ, кристаллы, выращенные искусственно в лабораториях или в заводских ус­ловиях. Известно более 10⁵ С. к. неорганич. веществ. Нек-рые из них не встречаются в природе, в частности наиболее применяемые кристаллы по­лупроводников, пьезоэлектриков, а также оптич. и оптоэлектрич. кри­сталлы, кристаллы, имитирующие дра­гоценные камни на основе алюмоиттриевых гранатов (г р а н а т и т ы) и двуокисей Zr и Hf (ф и а н и т ы). Органических С. к. известно ~10⁵ разнообразных составов, не встре­чающихся в природе. Среди них наи­большее применение находят органич. сцинтилляторы (нафталин, антрацен) и сегнетоэлектрики (триглицинсульфат). С др. стороны, из 3000 кри­сталлов, составляющих многообразие природных минералов, искусственно

686

 

 

НАИБОЛЕЕ РАСПРОСТРАНЁННЫЕ СИНТЕТИЧЕСКИЕ КРИСТАЛЛЫ

удаётся выращивать пока только неск. сотен, из к-рых для практич. приме­нений существенное значение имеют лишь 20—30 (см. табл.).

• Ц и н о б е р Л. И. [и др.], Условия роста и реальная структура кварца, в сб.: IV Всесоюзное совещание по росту кристал­лов, [т.] 2, ч. 2, Ереван, 1972, с. 186; Мильвидский М. Г., Освенский В. Б., Получение совершенных монокристаллов полупроводников при кристаллизации из расплава, там же, с. 50; Багдасаров X. С., Проблемы синтеза крупных тугоплав­ких оптических монокристаллов, там же, с. 6—25; Яковлев Ю. М., Гендельев С. Ш., Монокристаллы ферритов в ра­диоэлектронике, М., 1975; Современная кристаллография, под ред. Б. К. Вайнштейна, М., 1979.           

В. А. Тимофеева.

СИНУСОВ УСЛОВИЕ в оптике, вы­ражается формулой sinu/sinu'=bn'/n, где u и u' — углы, образуемые с оптич. осью лучом, проходящим через

находящиеся на оси точки предмета и его изображения, соответственно; n и n' — показатели преломления сред по обе стороны оптич. системы;

b=y'/y — линейное увеличение оп­тич. системы. С. у. должно соблю­даться, чтобы оптич. система, исправ­ленная в отношении сферической абер­рации, давала неискажённое (без­аберрационное) изображение у' малого линейного элемента у, расположенного на оптич. оси системы и перпендику­лярного этой оси (рис.).

СИНУСОИДАЛЬНЫЕ КОЛЕБАНИЯ, колебания, при к-рых изменения ко­леблющейся величины происходят по синусоиде; то же, что гармонические колебания.

СИНХРОНИЗАЦИЯ КОЛЕБАНИЙ, установление и поддержание такого режима колебаний двух или неск. связанных систем, при к-ром их ча­стоты равны, кратны или находятся в рациональном отношении друг с другом. В отсутствие взаимодействия частоты колебаний этих систем могут быть любыми. Различают взаимную С. к. связанных систем, при к-рой каждая из систем действует на другие и частота С. к. отличается от исходных частот, и принудительную С. к., или захватывание частоты, при к-рой связь между системами такова, что одна из них (синхронизирующая) влияет на другую (синхронизируемую), а обратное влияние исключено; в этом случае устанавливается колебание с частотой синхронизирующей системы. При взаимной С. к. двух связанных генераторов, сильно различающихся по мощности, более мощный генератор играет роль синхронизирующего, а менее мощный — синхронизируемого. Этот случай является переходным от взаимной С. к. к принудительной.

С. к. двух связанных систем, име­ющих в отсутствие взаимодействия частоты w₁ и w₂, обычно происходит при значениях разности частот Dw=w₁-w₂, находящихся внутри опре­делённого интервала. Ширину этого интервала наз. полосой синхрони­зации (захватывания). При С. к. двух автоколебательных систем по­лоса синхронизации тем меньше, чем слабее связь между системами.

Применения С. к. обширны. Так, С. к. позволяет генераторам перемен­ного тока, синхронным моторам и др. нелинейным системам входить в син­хронный режим и устойчиво работать в пределах конечной полосы частот, а также позволяет неск. генераторам устойчиво работать на общую сеть энергосистемы или неск. радиопере­датчикам на одну антенну. С. к. ис­пользуется при создании умножите­лей и делителей частоты. В сложных нелинейных системах, генерирующих неск. частот, возможна С. к. на раз­личных комбинац. частотах системы. Напр., С. к. на разностной частоте применяется при синхронизации мод лазера. Больным с нарушением ритма сердца вживляют электронный син­хронизатор сердечного ритма (т. н.

687

 

 

кардиостимулятор). С. к. лежит в основе объяснения многих физ. яв­лений. Так, с классич. точки зрения вынужденное излучение физ. системы, состоящей из набора осцилляторов, есть результат С. к. этих осцилля­торов коллективным полем излучения.

• Теодорчик К. Ф., Автоколе­бательные системы, 3 изд., М.— Л., 1952; Блехман И. И., Синхронизация дина­мических систем, М., 1971; Хаяси Т., Нелинейные колебания в физических систе­мах, пер. с англ., М., 1968.

В. Л. Реутов.

СИНХРОТРОН (от греч. synchronos — одновременный и электрон), циклич. резонансный ускоритель электронов с орбитой почти постоянного радиуса, в к-ром управляющее магн. поле из­меняется во времени, а частота уско­ряющего электрич. поля постоянна. См. Ускорители.

СИНХРОТРОННОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ (магнитотормозное излучение), излуче­ние эл.-магн. волн заряж ч-цами, движущимися с релятив. скоростями в однородном магн. поле. Излучение ч-ц, движущихся в перем. электрич. и магн. полях, наз. ондуляторным излучением. С. и. обусловлено уско­рением, связанным с искривлением траекторий ч-ц в магн. поле. Анало­гичное излучение нерелятив. ч-ц, дви­жущихся по круговым или спираль­ным траекториям, наз. циклотронным излучением; оно про­исходит на осн. гиромагнитной ча­стоте и ее первых гармониках. С уве­личением скорости ч-цы роль высоких гармоник возрастает; при прибли­жении к релятив. пределу излучение в области наиб. интенсивных высоких гармоник обладает практически непре­рывным спектром и сосредоточено в направлении мгновенной скорости в узком конусе с углом раствора y~mс²/ξ, где m и ξ — масса и энергия ч-цы.

Полная   мощность   излучения  ч-цы с энергией ξ>>mc² равна:

где е — заряд ч-цы, Н^ — составля­ющая магн. поля, перпендикулярная скорости ч-цы. Сильная зависимость излучаемой мощности от массы ч-цы делает С. и. наиб. существенным для лёгких ч-ц—эл-нов и позитронов. Спектральное (по частоте n) распре­деление излучаемой мощности опре­деляется выражением:

K_5/3(h) — цилиндрич.   ф-ция   второго рода мнимого аргумента. График ф-ции

представлен   на рис. Характерная частота, на к-рую приходится максимум в спектре излу­чения ч-цы, равна (в Гц):

n»0,29•n_c=l,8•10¹⁸H^ξ²_эpr=4,6•10^-6РH^ξ²_эв.

Излучение отд. ч-цы в общем случае эллиптически поляризовано с боль­шой осью эллипса поляризации, рас-

положенной перпендикулярно види­мой проекции магн. поля. Степень эллиптичности и направление враще­ния вектора напряжённости электрич. поля зависят от направления наблю­дения по отношению к конусу, опи­сываемому вектором скорости ч-цы вокруг направления магн. поля. Для направлений наблюдения, лежащих на этом конусе, поляризация линей­ная.

Впервые С. и. наблюдалось в цик­лич. ускорителях эл-нов (в синхротро­не, поэтому и получило назв. «С. и.»). Потери энергии на С. п., а также связанные с С. и. квант. эффекты в движении ч-ц необходимо учитывать при конструировании циклич. уско­рителей эл-нов высокой энергии. С. и циклич. ускорителей эл-нов исполь­зуется для получения интенсивных пучков поляризованного эл.-магн. из­лучения в УФ области спектра и в области «мягкого» рентг. излучения; пучки рентг. С. и. применяются, в частности, в рентгеновском структур­ном анализе. ,

Большой интерес представляет С. и. косм. объектов, в частности нетепло­вой радиофон Галактики, нетепловое радио- и оптич. излучение дискретных источников (сверхновых звёзд, пульса­ров, квазаров, радиогалактик). Синхротронная природа этих излучений подтверждается особенностями их спектра и поляризации. Согласно совр. представлениям, релятив. эл-ны, вхо­дящие в состав космических лучей, дают С. и. в косм. магн. полях в радио-, оптическом, а возможно, и в рентге­новском диапазонах. Измерения спектр. интенсивности и поляризации косм. С. и. позволяют получить ин­формацию о концентрации и энерге­тич. спектре релятив. эл-нов, вели­чине и направлении магн. полей в удалённых частях Вселенной. 

• Соколов А. А., Тернов И. М., Релятивистский электрон, М., 1974; Кулипанов Г. Н., Скринский А. Н., Использование синхротронного излучения: состояние и перспективы, «УФН», 1977, т. 122, в. 3; Синхротронное излучение. Свойст­ва и применение, пер. с англ., М., 1981,

С. И. Сыроватский.

СИНХРОФАЗОТРОН, циклич. резо­нансный ускоритель тяжёлых ч-ц (про­тонов, ионов), в к-ром управляющее

магн. поле и частота ускоряющего электрич. поля одновременно изме­няются во времени таким образом, чтобы радиус равновесной орбиты ч-ц оставался постоянным. С. для уско­рения протонов часто наз. протон­ным синхротроном. См. Ускорители.

СИНХРОЦИКЛОТРОН, то же, что фазотрон.

СИРЕНА, акустич. излучатель, дей­ствие к-рого основано на периодич. прерывании потока газа (или жид­кости). По принципу работы С. де­лятся на динамические (вращающиеся) и пульсирующие. В пульсирующих С. перекрытие потока производится заслонкой, совершающей возвратно-поступат. движение при помощи эл.-магн. или электродинамич. преоб­разователя.

Наиболее распространены динамич. С. Они подразделяются на осевые и радиальные (рис.): в первых воздуш­ный поток совпадает с осью вращения, во вторых — направлен по радиусу перпендикулярно оси. В осевых С. диск 1 с отверстиями (ротор) враща­ется относительно неподвижного ди­ска 2 (статора).

Схема устройства сирены: а — осевая; б — радиальная.

 

В радиальных С. ротор 1 и статор 2 представляют собой две коаксиальные поверхности (обыч­но цилиндрические). Ротор враща­ется электродвигателем 3 (или газовой турбинкой). Воздух, поступающий под давлением через отверстия в роторе и статоре из камеры 4, периодически прерывается, создавая во внеш. про­странстве сжатия и разрежения. Ча­стота пульсаций воздуха f опреде­ляется числом отверстий в роторе или статоре m и числом N оборотов ро­тора в минуту: f=mN/60 Гц. Частота f соответствует осн. частоте излучения С. Частотный диапазон С., применя­емых на практике, составляет от 200— 300 Гц до 80—100 кГц, но известны С., работающие на частотах до 600 кГц. Мощность С. может достигать десятков кВт.

Воздушные динамич. С. применя­ются для сигнализации и для технологич. целей (коагуляция мелкодис­персных аэрозолей, разрушение пены, осаждение туманов, ускорение про­цессов тепло- и массообмена и др.).

Жидкостные С. выполняются обыч­но радиальными    с неск.  коаксиаль­ными   роторами, вращающимися меж­ду неск. рядами коаксиальных статоров; иногда статор вообще отсутствует,

688

 

 

а два ротора, один из к-рых входит в другой, вращаются в разные сто­роны. В таких С. отверстия имеют вид продольных щелей, располагаемых по образующей цилиндра. Жидкост­ные С. применяются для эмульгиро­вания, диспергирования и ускорения процессов перемешивания.

• Бергман Л., Ультразвук и его применение в науке и технике, пер. с нем., 2 изд., М., 1957; К р о у ф о р д А. Э., Ультразвуковая техника, пер. с англ., М., 1958.                               

Ю. Я. Борисов.

СИСТЕМА ЕДИНИЦ физических ве­личин, совокупность основных и про­изводных единиц нек-рой системы физ. величин, образованная в соот­ветствии с принятыми принципами. С. е. строится на основе физ. теорий, отражающих существующую в при­роде взаимосвязь физ. величин. При определении единиц системы подби­рается такая последовательность физ. соотношений, в к-рой каждое следую­щее выражение содержит только одну новую физ. величину. Это позволяет определить единицу физ. величины через совокупность ранее определён­ных единиц, а в конечном счёте — через основные (независимые) единицы системы (см. Единицы физических ве­личин). Связь производных единиц системы с основными выражается ф-лами размерности (см. Размерностей ана­лиз). Обычно в качестве основных выбирают единицы, которые могут быть воспроизведены эталонами или эталонными установками с наивысшей точностью, соответствующей уровню развития науки и техники в данную эпоху.

В первых С. е. в кач-ве основных были выбраны единицы длины и массы, напр. в Великобритании — фут и англ. фунт, в России — аршин и рус. фунт. Кратные и дольные еди­ницы этих систем имели собств. наи­менования (ярд и дюйм в системе Великобритании, сажень, вершок, фут и др.— России), благодаря чему обра­зовалась сложная совокупность про­изводных единиц. Неудобства, вызы­ваемые различием и сложностью на­циональных систем единиц, натолк­нули на идею разработки метрич. системы мер (18 в., Франция), послу­жившей основой для междунар. уни­фикации единиц длины (метр) и мас­сы (килограмм), а также важнейших производных ед. (площади, объёма, плотности).

В 19 в. нем. учёные К. Гаусс и В. Вебер предложили С. е. для электрич. и магн. величин, названную Гауссом абсолютной. В ней в кач-ве осн. еди­ниц были приняты миллиметр, мил­лиграмм и секунда, а производные ед. образовывались по ур-ниям связи между величинами в простейшем их виде, т. е. с численными коэфф., рав­ными единице (такие системы позднее получили название когерентных). Во 2-й пол. 19 в. Британская ассоциация по развитию наук при­няла две системы единиц с осн. еди­ницами см, г, с: электростатическую (СГСЭ) и электромагнитную (СГСМ). Этим было положено начало образо­ванию и др. общефиз. С. е., в част­ности симметричной системы СГС (к-рую наз. также системой Гаусса; см. СГС система единиц), технической системы (м, кгс, с; см. МКГСС система единиц), МТС системы, единиц. В 1901 итал. учёный Дж. Джорджи предложил С. е. с осн. единицами м, кг, с и одной электрич. единицей. Система вклю­чала получившие распространение на практике ед.: ампер, вольт, ом, ватт, джоуль, фарад, генри. Эта система была положена в основу принятой в 1960 11-й Генеральной конференцией по мерам и весам Международной си­стемы единиц (СИ), имеющей семь осн. единиц: метр, килограмм, се­кунда, ампер, кельвин, кандела, моль. Создание СИ открыло перспективу всеобщей унификации и упрощения единиц и имело следствием принятие мн. странами решений о переходе к этой системе или о её преимуществ. использовании.

Наряду с практическими С. е. в физике применяются системы, в ос­нову к-рых положены универс. физ. константы, напр. скорость распро­странения света в вакууме, заряд эл-на, постоянная Планка и др. (см. Естест­венные системы единиц).

• Бурдун Г. Д., Единицы физиче­ских величин, 4 изд., М., 1967; его же, Справочник по Международной системе единиц, 3 изд., М., 1980; Бурдун Г. Д., Марков Б. Н., Основы метрологии, 2 изд., М., 1975.

СИСТЕМА ОТСЧЕТА в механике, со­вокупность системы координат и ча­сов, связанных с телом, по отношению к к-рому изучается движение (или равновесие) к.-н. др. материальных точек или тел. О способах задания движения точки или тела по отноше­нию к выбранной С. о. и об опреде­лении кинематич. хар-к этого движе­ния см. в ст. Кинематика. Выбор С. о. зависит от целей исследования. При кинематич. исследованиях все С. о. равноправны. В задачах динамики преимуществ. роль играют инерциаль­ные системы отсчёта, по отношению к к-рым дифф. ур-ния движения имеют обычно более простой вид.

СИСТЕМЫ С РАСПРЕДЕЛЕННЫМИ ПАРАМЕТРАМИ (распределённые си­стемы), системы, состоящие из эле­ментов, непрерывно распределённых в конечных областях пр-ва, так что происходящие в них движения пере­даются от одного элемента к другому и не могут быть идеализированы как движения объектов (масс, полей и т. п.) с фиксированной внутр. струк­турой (см. Системы с сосредоточен­ными параметрами). Все реальные системы можно рассматривать как С. с р. п.— плотностью, упругостью и др., к-рые от точки к точке меня­ются непрерывно. Это возможно, когда объём, имеющий размеры самой ко­роткой волны, к-рая играет роль в рассматриваемой задаче о колебаниях

системы, содержит ещё достаточно большое число атомов. Напр., в слу­чае распространения упругого им­пульса вдоль тонкого стержня пост. сечения, возникающего в результате удара по концу стержня. С. с р. п. обладают бесконечно большим числом степеней свободы, вследствие чего им свойственно бесконечно большое число нормальных колебаний. Процессы в С. с р. п. описываются обычно ур-ния­ми с частными производными (волно­вое уравнение, ур-ние диффузии и др.) или интегральными ур-ниями.

З.   Ф.   Красильник.

СИСТЕМЫ С СОСРЕДОТОЧЕННЫМИ ПАРАМЕТРАМИ (дискретные систе­мы), системы, движение к-рых может быть описано как движение конечного числа точечных объектов (строго сосре­доточенные параметры) или протяжён­ных объектов с жёстко фиксированной внутр. структурой (параметры, сво­димые к сосредоточенным). Напр., тело, подвешенное на нити (маятник), относится к С. с с. п., если его можно считать точечным, а нить — нерас­тяжимой и невесомой; колебательный контур, состоящий из индуктивности L, ёмкости С и сопротивления R, является С. с с. п., когда размеры всех его элементов значительно меньше длины эл.-магн. волны и структуру полей в элементах L, С и R можно идеализировать как жёстко фиксиро­ванную.

Описание движения С. с с. п. обычно основывается на ур-ниях, связываю­щих обобщённые координаты и обоб­щённые импульсы (в т. ч. поля, токи, напряжения) входящих в неё объек­тов. Порядок этих ур-ний определя­ется числом степеней свободы С. с с. п. Так, плоское движение маятника в поле тяжести или изменения тока в L, С, R колебат. контуре описыва­ется дифф. ур-ниями второго порядка и соответствует С. с с. п. с одной сте­пенью свободы. Ур-ния движения консервативных (сохраняющих энер­гию) С. с с. п. могут быть получены из вариац. принципа (см. Наимень­шего действия принцип). При этом различаются три осн. типа эквив. описаний движения С. с с. п.: через Лагранжа функцию, содержащую обоб­щённые координаты и скорости, через Гамильтона функцию, содержащую обобщённые импульсы и координаты, и через ф-цию действия (ф-цию Га­мильтона — Якоби), выраженную че­рез обобщённые координаты и их производные. В первых двух случаях в ур-ния входят полные производные по времени, в последнем случае — частные производные.

• Мандельштам Л. И., Лекции по теории колебаний, М., 1972; Андро­нов А. А., Витт А.А., Хайкин С. Э., Теория колебаний, 3 изд., М., 1981: Л а н д а у Л. Д., Л и ф ш и ц Е. М., Механика, 3 изд., М., 1973.                 

М. А. Миллер.

689

 

 

СИФОН (от греч. siphon — трубка, насос), изогнутая трубка с коленами разной длины, по к-рой переливается жидкость из сосуда с более высоким уровнем в сосуд с более низким уров­нем жидкости (рис.). Действие С.

объясняется тем, что на объём жид­кости, заполняющей верх. часть С. (заштрихована), давление со стороны, где расположен верхний резервуар (т. е. слева), больше, чем со стороны, где находится нижний (т. е. справа); так, в нач. момент течения давление слева равно р₀-gh₁, а давление спра­ва р₀-g₂, где g — удельный вес жидкости, р₀ — давление на свобод­ную поверхность жидкости и h₂>h₁. Т. о., при течении жидкости по С. в верх. части его устанавливается дав­ление, пониженное по сравнению с р₀. Падение давления здесь тем больше, чем больше разность высот h₂-h₁ и потеря энергии жидкости на пре­одоление сопротивления трубки. Это обстоятельство ограничивает разность высот жидкости, а следовательно, и действие С., т. к. при давлении в потоке ниже нек-рого предельного возникает кавитация и происходит разрыв столба жидкости. При пере­качивании с помощью С. холодной воды, находящейся под атм. давле­нием, предельная разность высот обыч­но не превосходит 6—7 м. СКАЛЯРНОЕ ПОЛЕ, поле физиче­ское, к-рое описывается ф-цией, в каж­дой точке пр-ва не изменяющейся при повороте системы координат. В квант. теории поля квантами С. п. явл. ч-цы со спином 0. По поведению относительно пространственной ин­версии С. п. делят на собственно ска­лярные, если полевая ф-ция не меняет знака при инверсии, и псевдоскаляр­ные, если меняет. Отвечающие им ч-цы имеют соответственно положит. и отрицат. внутр. чётность и наз. скалярными (напр., e-мезон) и псев­доскалярными (напр., p-, К-, h-мезоны).                                     

А.  В.  Ефремов.

СКАЛЯРНЫЙ     ПОТЕНЦИАЛ,      см. Потенциалы электромагнитного поля.

СКАМЬЯ ОПТИЧЕСКАЯ, установка для испытания оптич. приборов и отд. деталей. В С. о. на массивные направляющие насаживают штативы, наз. рейтерами, к-рые несут разл. подставки и столики с укреплёнными на них испытуемыми и ре­гистрирующими приборами и дета­лями. Рейтеры можно перемещать вдоль С. о. и неподвижно закрепить в любом месте по всей длине направ­ляющих. Механич. перемещения рей­теров строго параллельны оптич. и визирным осям установленных на С. о. приборов. Длина С. о. может достигать неск. м.

СКАЧОК КОНДЕНСАЦИИ, особая форма скачка уплотнения, возникаю­щая в ускоряющемся сверхзвук. по­токе газа в результате конденсации содержащихся в нём паров. Обычно С. к. наблюдается в сверхзвук. сопле, где ускоренное движение газа сопро­вождается монотонным снижением его темп-ры и соответствующим увеличе­нием относит. влажности. В нек-ром сечении сопла аэродинамической тру­бы относит. влажность воздуха дости­гает 100% (темп-ра насыщения), и дальнейшее охлаждение приводит к конденсации. При отсутствии подо­грева воздуха конденсация содержа­щихся в нём паров воды в виде С. к. происходит в сечениях сопла, где Маха число M=1,2—1,4. С. к. имеет Х-образную форму и, отражаясь от поверхности сопла, вызывает волно­образное изменение параметров теку­щего газа — давления, скорости, темп-ры (а также энтропии), что существенно затрудняет эксперим. ис­следования. Поэтому совр. аэродина­мич. трубы оборудуются спец. уста­новками для осушения воздуха.

М.   Я.    Юделович.

СКАЧОК УПЛОТНЕНИЯ, ударная волна, характерная для сверхзвукового течения газа узкая область, в к-рой, если считать её неподвижной, проис­ходит резкое уменьшение скорости газа и соответствующий рост давле­ния, темп-ры, плотности и энтропии газа. Толщина С. у. в направлении, нормальном к его поверхности, т. е. длина, на к-рой происходит измене­ние параметров газа, мала — порядка ср. длины свободного пробега моле­кул, поэтому при решении большин­ства задач газовой динамики толщи­ной С. у. пренебрегают.

СКВАЖНОСТЬ, см. в ст. Импульс­ный сигнал.

СКЕЙЛИНГ, то же, что масштабная инвариантность.

СКИН-ЭФФЕКТ (от англ. skin — кожа, оболочка) (поверхностный эф­фект), затухание эл.-магн. волн по мере их проникновения в глубь про­водящей среды, в результате к-рого, напр., перем. ток по сечению провод­ника или перем. магн. поток по сечению магнитопровода распределя­ется не равномерно, а преим. в по­верхностном слое (с к и н - с л о е). При распространении эл.-магн. вол­ны в проводящей среде в ней возни­кают вихревые токи, в результате чего часть эл.-магн. энергии преоб­разуется в теплоту. Это и приводит к затуханию волны. Чем выше ча­стота w эл.-магн. поля и чем больше

магн. проницаемость m проводника, тем сильнее (в соответствии с Мак­свелла уравнениями) вихревое элект­рич. поле, создаваемое перем. магн. полем, а чем больше проводимость а проводника, тем больше плотности тока и рассеиваемая в ед. объёма мощность (в соответствии с законами Ома и Джоуля — Ленца). Т. о., чем больше величины w, m и s, тем резче проявляется С.-э.

В случае плоской синусоидальной волны, распространяющейся вдоль оси х в хорошо проводящей однородной линейной среде, амплитуды напряжённостей электрич. и магн. полей затухают экспоненциально:

E=E₀e^-ax,    Н=Н₀е^-ax,

где a=(1/c)Ö(2psmw) — коэфф. затуха­ния. На глубине x=d=1/a амплитуда волны уменьшается в е раз (эту глу­бину условно принимают за толщину скин-слоя). Напр., при w=50 Гц в Cu (s=580 кСм/см; m=1) d=9,4 мм, в стали (s=100кСм/см; m=1000) d=0,74 мм. При увеличении w до 0,5 Мгц d уменьшится в 100 раз. В идеальный проводник (с бесконечно большой проводимостью) эл.-магн. вол­на вовсе не проникает, она полностью от него отражается. Если радиус кри­визны сечения проводника r>>d и поле в проводнике представляет собой пло­скую волну, вводят понятие импеданса характеристического.

Если длина свободного пробега l носителей тока становится больше d (напр., в очень чистых металлах), то при низких темп-рах и сравнительно высоких частотах С.-э. приобретает ряд особенностей (аномальный С.-э.). Эл-ны становятся неравноцен­ными с точки зрения их вклада в электрич. ток; осн. вклад вносят эл-ны, движущиеся в скин-слое параллельно поверхности металла или под очень небольшими углами к ней; они про­водят, т. о., больше времени в обла­сти сильного поля (т. н. эффективные эл-ны). Затухание эл.-магн. волны в поверхностном слое по-прежнему име­ет место, но количеств. хар-ки у ано­мального С.-э. несколько иные, в частности поле в скин-слое затухает не экспоненциально.

В ИК области частот эл-н за период изменения поля может не успеть пройти расстояние l. Тогда поле на пути эл-на за период можно счи­тать однородным и С.-э. в этих ус­ловиях нормальный. Т. о., на низких и очень высоких частотах С.-э. всегда нормальный. В радиодиапазоне в зависимости от соотношений между l и d могут иметь место и нормальный, и аномальный С.-э. Всё сказанное справедливо, пока частота w меньше плазменной частоты w₀» (4pne²/m)^1/2 (n — концентрация эл-нов проводи­мости,  — заряд, m — масса эл-на). Относительно более высоких частот см. в ст. Металлооптика.

В технике С.-э. часто нежелателен. Перем. ток при сильном С.-э. проте-

690

 

 

кает гл. обр. по поверхностному слою; при этом сечение провода не исполь­зуется полностью, сопротивление про­вода и потери мощности в нём при данном токе возрастают. В ферромагн. пластинах или лентах магнитопроводов трансформаторов, электрич. ма­шин и др. устройств перем. магн. поток при сильном С.-э. проходит гл. обр. по их поверхностному слою; вследствие этого ухудшается исполь­зование сечения магнитопровода, воз­растают намагничивающий ток и по­тери в стали. С другой стороны, на С.-э. основано действие эл.-магн. эк­ранов, ВЧ поверхностная закалка стальных изделий и др.

%    См. лит. при   ст. Металлы.

В.   Ф.   Гантмахер.

СКЛЕРОМЕТР (от греч. skleros -твёрдый и metreo — измеряю), прибор для определения твёрдости разл. ма­териалов (металлов, кристаллов, по­крытий и др.) по методу царапин или вдавливания. Твёрдость материала оп­ределяют по нагрузке, при к-рой оста­ётся царапина определ. ширины или вдавленность определ. площади.

СКОРОСТЬ в механике, одна из осн. кинематич. характеристик движения точки; величина векторная, опреде­ляемая равенством: v=dr/dt, где r — радиус-вектор точки, t — время. При равномерном движении С. точки чис­ленно равна отношению пройденного пути s к промежутку времени t, за к-рый этот путь пройден, т. е. v=s/t, а в общем случае численно v=ds/dt. Направлен вектор С. по касательной к траектории точки. Если движение точки задано ур-ниями, выражающи­ми зависимость её декартовых коор­динат х, у, z от t, то v=Ö(v²_x+v²_y+v²_z), где v_x=dxldt, v_y=dy/dt, v_z=dz/dt, а косинусы углов, которые век­тор С. образует с координатными осями, равны соответственно v_x/v, v_y/v, v_z/v. Размерность С. LT^-1. Измеряют С. обычно в м/с (в системе СИ) или в км/ч.

СКОРОСТЬ ЗВУКА, скорость переме­щения в среде упругой волны при условии, что форма её профиля оста­ётся неизменной. Скорость гармони­ческой волны наз. также фазовой скоростью звука. Обычно С. з.— величина постоянная для данного в-ва при заданных внеш. условиях и не зависит от частоты волны и её амплитуды. В тех случаях, когда фазовая скорость оказывается раз­личной для разных частот, говорят о дисперсии звука.

Для газов и жидкостей, где звук распространяется обычно адиабати­чески (т. е. изменение темп-ры, свя­занное со сжатиями и разряжениями в звук. волне, не успевает выравни­ваться за период), С. з. выражается так:

с=Ö(K_ад/r)=Ö(1/b_адr).

где K_ад — адиабатич. модуль объ­ёмного сжатия, r — плотность, b_ад —

адиабатич. сжимаемость. В идеальном газе С. з.

с=Ö(gp₀/r)=Ö(gRT/m). (ф-ла Лапласа), где g=C_p/C_v — от­ношение теплоёмкостей при постоян­ных давлении и объёме, р₀ — среднее давление в среде, R — универс. газо­вая постоянная, m — мол. масса газа. С. з. в газах меньше, чем в жидко­стях, а в жидкостях меньше, как правило, чем в тв. телах, поэтому при сжижении газа С. з. возрастает. Ниже приведены значения С. з. (м/с) для нек-рых газов и жидкостей, причём в тех случаях, когда имеется дисперсия С. з., приведены её значения для малых частот, когда период звуковой волны больше, чем время релаксации.

СКОРОСТЬ      ЗВУКА    В    ГАЗАХ ПРИ 0°С   И   ДАВЛЕНИИ   1   ATM

Азот.........……...    334

Кислород...........    316

Воздух............ …   331

Гелий............. …   965

Водород     .......... 1284

Метан.............  ...  430

Аммиак............ ..  415

С. з. в газах растёт с ростом темп-ры и давления (при комнатной темп-ре относит. изменение С. з. в воздухе составляет примерно 0,17% при из­менении темп-ры на 1°С). В жидкостях С. з., как правило, уменьшается с ростом темп-ры на неск. м/с на 1°С;

 

 

 

 

 

 

скорость   звука в жидко­стях ПРИ 20°С

Вода      ........……………….....   1490

Бензол     ..........……………….  1324

Спирт этиловый.....………….   1180

Четырёххлористый    углерод    920

Ртуть...........………………….   1453

Глицерин....……………….....  1923

исключением из этого правила явл. вода, в к-рой С. з. увеличивается с ростом темп-ры и достигает максимума при темп-ре 74°С, а с дальнейшим ростом темп-ры уменьшается. С уве­личением давления С. з. в воде уве­личивается примерно на 0,01% на 1 атм. В морской воде С. з. увеличи­вается с ростом темп-ры, солёности и глубины, что определяет ход звук. лучей в море, в частности существо­вание подводного звукового канала.

С. з. в смесях газов или жидкостей зависит от концентрации компонентов смеси.

С. з. в изотропных тв. телах опре­деляется модулями упругости в-ва и его плотностью. В неограниченной тв. среде распространяются продоль­ные и сдвиговые (поперечные) упругие волны, причём фазовая С. з. для продольной волны равна:

а для сдвиговой:

где Е — модуль Юнга, G — модуль сдвига, v — коэфф. Пуассона, К — модуль объёмного сжатия. Скорость распространения продольных волн всегда больше, чем скорость сдвиго­вых волн (см. табл.). В тв. телах огранич. размеров имеются и др. типы волн, напр. поверхностные волны, ско­рость к-рых меньше с_l и c_t. В пла­стинах, стержнях и др. тв. волноводах распространяются нормальные волны, скорость к-рых определяется не толь­ко хар-ками в-ва, но и геом. парамет­рами тела. С. з. для продольной волны в тонком стержне равна с_{l ст}= Ö(Е/r). В монокрист. тв. телах С. з. за­висит от направления распростране­ния волны относительно кристалло­графич. осей. Во многих в-вах С. з. зависит от наличия посторонних при­месей. В металлах и сплавах С. з. существенно зависит от обработки, к-рой они были подвергнуты (прокат, ковка, отжиг и т. п.). В пьезоэлектриках и сегнетоэлектриках С. з. определяется не только модулями упру­гости, но и пьезомодулями, а также может зависеть от напряжённости электрич. поля.

СКОРОСТЬ ЗВУКА В НЕКОТОРЫХ ТВЁРДЫХ  ВЕЩЕСТВАХ

В ферромагнетиках С. з. зависит от напряжённости магн. поля.

Измерение С. з. используется для определения многих св-в в-ва, таких, как сжимаемость газов и жидкостей,

691

 

 

модули упругости твёрдых тел, дебаевская темп-ра и др. Измерение малых изменений С. з. явл. чувствит. мето­дом определения наличия примесей в газах и жидкостях. В тв. телах измерения С. з. и её зависимости от разных факторов позволяют иссле­довать зонную структуру полупро­водников, строение Ферми поверхно­стей в металлах и пр. Ряд контрольно-измерит. применений УЗ в тех­нике осн. на измерениях С. з.

•    Ландау      Л.     Д.,          Лифшиц Е. М., Механика сплошных сред, 2 изд., М., 1954;

Михайлов И. Г., Соло­вьев В. А., Сырников Ю. П., Ос­новы молекулярной акустики, М., 1964; Колесников А. Е., Ультразвуковые измерения, М., 1970; Исакович М. А., Общая акустика, М., 1973; Т р у э л л Р., Э л ь б а ум Ч., Ч и к Б., Ультразвуко­вые методы в физике твердого тела, пер. с англ., М., 1972.            

А. Л. Полякова.

СКОРОСТЬ СВЕТА в свободном про­странстве (вакууме) с, скорость рас­пространения любых электромагнит­ных волн (в т. ч. световых); одна из фундам. физических постоянных; пред­ставляет собой предельную скорость распространения любых физ. воздей­ствий (см. Относительности теория) и инвариантна при переходе от одной системы отсчёта к другим. Величина с связывает массу и полную энергию материального тела; через неё вы­ражаются преобразования координат, скоростей и времени при изменении системы отсчёта (Лоренца преобразо­вания); она входит во мн. др. соот­ношения. С. с. в  с р е д е  с' зависит от показателя преломления среды n, различного для разных частот n из­лучения (Дисперсия света): с'(n) =c/n(n). Эта зависимость приводит к отличию групповой скорости от фазовой скорости света в среде, если речь идёт не о монохроматическом сее­те (для С. с. в вакууме эти две вели­чины совпадают). Экспериментально определяя с', всегда измеряют груп­повую С. с. либо т. н. скорость сигнала, или скорость пе­редачи энергии, только в нек-рых спец. случаях не равную групповой.

Впервые С. с. определил в 1676 дат. астроном О. К. Рёмер по изменению промежутков времени между затме­ниями спутников Юпитера. В 1728 её установил англ. астроном Дж. Брадлей, исходя из своих наблюде­ний аберрации света звёзд. На Земле С. с. первым измерил — по времени прохождения светом точно известного расстояния (базы) — в 1849 франц. физик А. И. Л. Физо. (Показатель преломления воздуха очень мало от­личается от единицы, и наземные измерения дают величину, весьма близкую к с.) В опыте Физо пучок света от источника S, отражён­ный полупрозрачным зеркалом N, периодически прерывался вращающим­ся зубчатым диском W, проходил

базу MN (ок. 8 км) и, отразившись от зеркала М, возвращался к диску (рис. 1). Падая при этом на зубец, свет не достигал наблюдателя, а по­павший в промежуток между зубцами свет можно было наблюдать через окуляр Е. По известным скоростям вращения диска определялось время прохождения светом базы.

Рис. 1. Определение скорости света методом Физо.

 

Физо по­лучил значение с=313300 км/с. В 1862 франц. физик Ж. Б. Л. Фуко реали­зовал высказанную в 1838 франц. учёным Д. Араго идею, применив вместо зубчатого диска быстро вра­щающееся (512 об/с) зеркало. Отра­жаясь от зеркала, пучок света на­правлялся на базу и по возвращении вновь попадал на это же зеркало, ус­певшее повернуться на нек-рый малый угол (рис. 2). При базе всего в 20м Фуко нашёл, что С. с. равна 298000± ±500 км/с.

Рис. 2. Определение скорости света методом вращающегося зеркала (методом Фуко). S — источник света; R — быстровращаюшееся зеркало; С — неподвижное вогнутое зеркало, центр кривизны к-рого совпадает с осью вращения R (поэтому свет, отражён­ный С, всегда попадает обратно на R); М — полупрозрачное зеркало; L — объектив; Е — окуляр; RС — точно измеренное рас­стояние (база). Пунктиром показаны поло­жение R, изменившееся за время прохож­дения светом пути RC и обратно, и обратный ход пучка лучей через L. Объектив L соби­рает отражённый пучок в точке S', а не в точке S, как это было бы при неподвижном зеркале R. Скорость света устанавливают, измеряя смещение SS'.

 

Схемы и осн. идеи опытов Физо и Фуко были многократно ис­пользованы в последующих работах по определению С. с. Полученное амер. физиком А. Майкельсоном (см. Майкельсона опыт) в 1926 значение c=299796±4 км/с было тогда самым точным и вошло в интернац. таблицы физ. величин.

Измерения С. с. в 19 в. сыграли большую роль в физике, дополни­тельно подтвердив волн. теорию света [выполненное Фуко в 1850 сравнение С. с. одной и той же частоты v в воз­духе и воде показало, что скорость в воде и=c/n(n), как и предсказывала волновая теория], а также установили связь оптики с теорией электромагнетизма — измеренная С. с. совпала со скоростью эл.-магн. волн, вычис­ленной из отношения эл.-магн. и электростатич. единиц электрич. за­ряда (опыты нем. физиков В. Вебера и Р. Кольрауша в 1856 и последу­ющие более точные измерения англ. физика Дж. К. Максвелла). Это сов­падение явилось одним из отправных пунктов при создании Максвеллом эл.-магн. теории света в 1864—73.

В совр. измерениях С. с. исполь­зуется модернизир. метод Физо (модуляц. метод) с заменой зубчатого колеса на электрооптич., дифракц., интерференционный или к.-л. иной модулятор света, полностью преры­вающий или ослабляющий световой пучок (см. Модуляция света). При­ёмником излучения служит фотоэле­мент или фотоэлектронный умножи­тель. Применение лазера в кач-ве источника света, УЗ модулятора со стабилизир. частотой и повышение точности измерения длины базы по­зволили снизить погрешности измере­ний и получить значение с=299792,5±0,15 км/с. Помимо прямых изме­рений С. с. по времени прохождения известной базы, широко применя­ются т. н. косвенные методы, дающие большую точность. Так, с помощью микроволнового вакуумиров. резона­тора (англ. физик К. Фрум, 1958) при длине волны излучения l=4 см получено значение с=299792,5±0,1 км/с. С ещё меньшей погрешно­стью определяется С. с. как частное от деления независимо найденных l и n ат. или мол. спектральных линий. Амер. учёный К. Ивенсон и его со­трудники в 1972 по цезиевому стан­дарту частоты (см. Квантовые стандар­ты частоты) нашли с точностью до 11-го знака частоту излучения СН₄-лазера, а по криптоновому стандарту частоты — его длину волны (ок. 3,39 мкм) и получили с=299792456,2±0,2 м/с. Однако эти результаты требуют дальнейшего подтверждения. Решением Генеральной ассамблеи Международного комитета по числен­ным данным для науки и техники — КОДАТА (1973) С. с. в вакууме при­нято считать равной 299792458±1,2 м/с.

Как можно более точное измерение величины с чрезвычайно важно не только в общетеоретич. плане и для определения значений др. физ. ве­личин, но и для практич. целей. К ним, в частности, относится опре­деление расстояний по времени про­хождения радио- или световых сиг­налов в радиолокации, оптической локации, светодальнометрии, в си­стемах слежения за ИСЗ и т. д.

• В а ф и а д и В. Г., Попов Ю. В., Скорость света и се значение в науке и тех­нике, Минск, 1970; Тейлор Б., Пар­кер В., Лангенберг Д., Фундамен­тальные константы и квантовая электроди­намика, пер. с англ., М., 1972.

A.M. Бонч-Бруевич,

СЛАБОЕ   ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ,   одно из четырёх известных фундам, вз-ствий

692

 

 

между элем. ч-цами. С. в. гораздо слабее не только сильного, но и эл.-магн. вз-ствия, но гораздо сильнее гравитационного.

О силе вз-ствия можно судить по скорости процессов, к-рые оно вызы­вает. Обычно сравнивают между со­бой скорости процессов при энергиях ~1 ГэВ, к-рые характерны для фи­зики элем. ч-ц. При таких энергиях процесс, обусловленный сильным вз-ствием, происходит за время ~10^-24 с, эл.-магн. процесс за время ~10^-21 с, характерное же время процессов, происходящих за счёт С. в. («слабых процессов»), гораздо боль­ше: ~10^-10 с, так что в мире элем. ч-ц слабые процессы протекают чрезвы­чайно медленно.

Другая хар-ка вз-ствия — длина свободного пробега ч-цы в в-ве. Силь­но взаимодействующие ч-цы (адроны) можно задержать железной плитой толщиной в неск. десятков см, тогда как нейтрино, обладающее лишь С. в., проходило бы, не испытав ни одного столкновения, через железную плиту толщиной порядка миллиарда км. Ещё более слабым явл. гравитац. вз-ствие, сила к-рого при энергии ~1 ГэВ в 10³³ раз меньше, чем у С. в. Однако в повседневной жизни роль гравитац. вз-ствия гораздо за­метнее роли С. в. Это связано с тем, что гравитац. вз-ствие, как и электро­магнитное, имеет бесконечно большой радиус действия; поэтому, напр., на тела, находящиеся на поверхности Земли, действует гравитац. притяже­ние со стороны всех атомов, из к-рых состоит Земля. Слабое же вз-ствие обладает настолько малым радиусом действия, что он до сих пор не изме­рен. Его ожидаемая величина ок. 2•10^{-16 см (что на три порядка меньше радиуса сильного вз-ствия). Вслед­ствие этого, напр., С. в. между яд­рами двух соседних атомов, находя­щихся на расстоянии 10-8 см, ни­чтожно мало.}

Однако, несмотря на малую вели­чину и короткодействие, С. в. играет очень важную роль в природе. Так, если бы удалось «выключить» С. в., то погасло бы Солнце, т. к. был бы невозможен процесс превращения про­тона в нейтрон, позитрон и нейтрино, в результате к-рого четыре протона превращаются в ⁴Не. Этот процесс служит источником энергии Солнца и большинства звёзд. Процессы С. в. с испусканием нейтрино вообще игра­ют исключительно важную роль в эволюции звёзд, обусловливая потери энергии очень горячими звёздами, во взрывах сверхновых звёзд с образо­ванием пульсаров и т. д. Если бы не было С. в., были бы стабильны и широко распространены в обычном в-ве мюоны, p-мезоны, странные и «очарованные» ч-цы, к-рые распада­ются под действием С. в. Столь боль­шая роль С. в. связана с тем, что оно не подчиняется ряду запретов, ха­рактерных для сильного и эл.-магн.

вз-ствий. В частности, С. в. превра­щает заряж. лептоны в нейтрино, а кварки одного типа («аромата») в кварки др. типов.

Интенсивность слабых процессов быстро растёт с ростом энергии. Так, напр., бета-распад нейтрона, энерго­выделение в к-ром мало (~1 МэВ), длится ок. 10³ с, что в 10¹³ раз больше, чем время жизни  L-гиперона, энерго­выделение при распаде к-рого состав­ляет ~100 МэВ. Сечение вз-ствия с нуклонами для нейтрино с энергией ~100 ГэВ прибл. в миллион раз больше, чем для нейтрино с энергией ~1 МэВ. По теор. представлениям, рост сечения продлится до энергий порядка неск. сотен ГэВ в системе центра инерции сталкивающихся ч-ц. При этих энергиях и при больших передачах импульсов должны про­явиться эффекты, связанные с суще­ствованием промежуточных вектор­ных бозонов W^±, Z°. На расстояни­ях между сталкивающимися ч-цами, много меньших 2•10^{-16 см (комптоновской длины волны промежуточных бозонов), С. в. и эл.-магн. вз-ствие имеют практически одинаковую ин­тенсивность (см. ниже).}

Наиболее распространённый про­цесс, обусловленный С. в.,— b-распад радиоактивных ат. ядер. В 1934 итал. физик Э. Ферми построил тео­рию b-распада, к-рая с нек-рыми существ. модификациями легла в ос­нову последующей теории т. н. уни­версального локального четырёхфермионного С. в. Согласно теории Фер­ми, эл-н и нейтрино (точнее, анти­нейтрино), вылетающие из b-радиоактивного ядра, не находились в нём до этого, а возникают в момент рас­пада. Это явление аналогично испу­сканию фотонов низкой энергии (ви­димого света) возбуждёнными ато­мами или фотонов высокой энергии (g-квантов) возбуждёнными ядрами. Причиной этих процессов явл. вз-ствие электрич. зарядов ч-ц с эл.-магн. полем: движущаяся заряж. ч-ца — эл-н, протон — создаёт эл.-магн. ток, к-рый возмущает эл.-магн. поле; в результате этого вз-ствия ч-ца пере­даёт энергию квантам этого поля — фотонам. Вз-ствие фотонов с эл.-магн. током описывается выражением ej_э.м.А. Здесь е — элем. электрич. заряд, яв­ляющийся константой эл.-магн. вз-ствия (см. Константа связи), А -оператор фотонного поля (т. е. опе­ратор рождения и уничтожения фото­на)» j_э.м. — оператор плотности эл.-магн. тока. (Часто в выражение для эл.-магн. тока включают также мно­житель е.) В j_э.м. дают вклад все заряж. ч-цы. Так, напр., слагаемое, отвечающее эл-ну, имеет вид: y^~y, где y — оператор уничтожения эл-на или рождения позитрона, a y^~ — оператор рождения эл-на или уничтожения позитрона. [Выше для упрощения не показано, что j_э.м. так же, как А, явл. четырёхмерными векторами. Более точно, вместо yy следует писать совокупность четырёх выражений

y^~g_my, где g_m —матрицы Дирака (см. Дирака уравнение), m=0, 1, 2, 3. Каждое из этих выражений умножа­ется на соответствующую компоненту четырёхмерного вектора A_m.]

Вз-ствие ey^~yA описывает не только испускание и поглощение фотонов эл-нами и позитронами, но и такие процессы, как рождение фотонами электрон-позитронных пар или ан­нигиляция этих пар в фотоны. Обмен фотоном между двумя заряж. ч-цами приводит к вз-ствию этих ч-ц друг с другом. В результате возникает, напр., рассеяние эл-на протоном, к-рое схе­матически изображается Фейнмана ди­аграммой, представленной на рис. 1. При переходе протона в ядре с одного уровня на другой это же вз-ствие может привести к рождению электронпозитронной пары (рис. 2).

Теория b-распада Ферми по су­ществу аналогична теории эл.-магн. процессов. Ферми положил в основу теории вз-ствие двух «слабых токов», но взаимодействующих между собой не на расстоянии путём обмена ч-цей— квантом поля (фотоном в случае эл.-магн. вз-ствия), а контактно. Это вз-ствие между четырьмя фермионными полями (или фермионами p, n, е и нейтрино n) в совр. обозначениях

имеет  вид: (G_F/Ö2p^~n•e^~v.  Здесь  G_F — константа Ферми, или константа сла­бого четырёхфермионного вз-ствия, эксперим. значение к-рой G_F»10^-49 эрг•см³ (величина G_F/ћc имеет размерность квадрата длины, и в единицах ћ=c=l GF»10^-5/M², где

М — масса протона), р^~ — оператор рождения протона (уничтожения ан­типротона), n — оператор уничтоже­ния нейтрона (рождения антинейтро­на), е^~ — оператор рождения эл-на (уничтожения позитрона), v — опе­ратор уничтожения нейтрино (рожде­ния антинейтрино). (Здесь и в даль­нейшем операторы рождения и уни­чтожения ч-ц обозначены символами соответствующих ч-ц, набранными по­лужирным шрифтом.) Ток р^~n, пере­водящий нейтрон в протон, получил впоследствии назв. нуклонного, а ток e^~v — лептонного (эл-н и нейтрино —

693

 

 

лептоны). Ферми постулировал, что, подобно эл.-магн. току, слабые токи также явл. четырёхмерными векто­рами: р^~g_mn, e^~g_mv. Поэтому фермиевское вз-ствие наз. векторным. Подобно испусканию электрон-позитронной пары (рис. 2), b-распад нейт­рона может быть описан похожей диаграммой (рис. 3) [античастицы по­мечены значком «тильда» (~) над символами соответствующих ч-ц].

Вз-ствие лептонного и нуклонного токов должно приводить и к др. процессам, напр. к реакции v^~+p®е⁺+n (рис. 4), к аннигиляции пар p+n^~®e⁺+v (рис. 5) и р^~+n®e^-+v^~ и т. д.

Существ. отличием слабых токов р^~n и e^~v от электромагнитного явл. то, что слабый ток меняет заряд ч-ц, в то время как эл.-магн. ток не меняет: слабый ток превращает нейтрон в протон, эл-н в нейтрино, а электро­магнитный оставляет протон прото­ном, а эл-н эл-ном. Поэтому слабые токи p^~n и e^~v наз. заряженными тока­ми. Согласно такой терминологии, обычный эл.-магн. ток ее явл. нейт­ральным током. О нейтр. слабых токах типа v^~v, е^~е и т. д. см. ниже.

Теория Ферми опиралась на резуль­таты исследований в трёх разл. обла­стях: 1) эксперим. исследования соб­ственно С. в. (b-распад), приведшие к гипотезе о существовании нейтрино; 2) эксперим. исследования сильного вз-ствия (яд. реакции), приведшие к открытию протонов и нейтронов и к пониманию того, что ядра состоят из этих ч-ц; 3) эксперим. и теор. иссле­дования эл.-магн. вз-ствия, в ре­зультате к-рых был заложен фунда­мент квант. теории поля. Дальнейшее развитие физики элем. ч-ц неодно­кратно подтверждало плодотворную взаимозависимость исследований сильного, слабого и эл.-магн. вз-ствий.

Универс. четырёхфермионное С. в. отличается от теории Ферми в ряде существ. пунктов. Эти отличия, уста­новленные за последние 30 лет в результате изучения элем. ч-ц, сво­дятся к следующему:

Слабые токи, к-рые у Ферми были векторными, представляют собой сум­му векторного тока V и аксиально-векторного тока А (см. Ток в квантовой теории поля). [Аксиальный век­торный ток конструируется с помощью матриц g_mg₅. где g₅=ig₀g₁g₂g₃]. При преобразованиях Лоренца токи V и А ведут себя одинаково, подобно обычным четырёхмерным векторам. Однако при зерк. отражениях (пространст­венной инверсии) их поведение раз­лично, т. к. они обладают разл. про­странств. чётностью Р. В результате слабый ток не обладает определ. чёт­ностью. Это его св-во отражает несохранение чётности в С. в. V- и A-токи отличаются также зарядовой чётностью С.

Гипотеза о том, что С. в. не сохра­няет чётность, была выдвинута кит. физиками Ли Цзундао и Янг Чженьнином в 1956 при теоретическом ис­следовании распадов К-мезонов; вско­ре несохранение Р- и С-чётностей было обнаружено экспериментально в b-распаде ядер (кит. физик By Цзянь-сун с сотрудниками), в распаде мюона (амер. физики Р. Гарвин, Л. Ледерман и др.) и в распадах др. ч-ц.

Обобщая огромный эксперим. ма­териал, амер. физики М. Гелл-Ман, Р. Фейнман, Р. Маршак и Э. Сударшан в 1957 предложили теорию универсального слабого взаимодействия — т. н. V—A-теорию. В формулировке, осно­ванной на кварковой структуре адро­нов, эта теория заключается в том, что полный слабый заряж. ток j_w явл. суммой лептонных и кварковых то­ков, причём каждый из этих элем. токов содержит одну и ту же комби­нацию дираковских матриц: g_m(1+g₅).

Как выяснилось впоследствии, за­ряж. лептонный ток, представленный в теории Ферми одним членом e^~v, явл. суммой трёх слагаемых:

e^~v_e+m^~v_m+t^~v_t,

причём каждый из известных заряж. лептонов (эл-н, мюон и тяжёлый лептон t) входит в заряж. ток со своим нейтрино.

Заряж. адронный ток, представлен­ный в теории Ферми членом p^~n, явл. суммой кварковых токов. К 1983 известно пять типов кварков [d, s, b с электрич. зарядом (в ед. е) Q=-¹/₃ и u, c с Q=+²/₃], из к-рых построены все известные адроны, и предпола­гается существование по крайней мере ещё одного кварка (t с Q=+²/₃). Заряж. кварковые токи, так же, как и лептонные токи, обычно записывают в виде суммы трёх слагаемых:

u^~d'+c's'+t^~b'.

Однако здесь d', s' и b' явл. линей­ными комбинациями операторов d, s, b, так что кварковый заряж. ток со­стоит из девяти слагаемых. Каждый из токов (e^~v_e, mv_m, t^~v_t, u^~d', c^~s' и t^~b'} явл. суммой векторного и аксиального токов с коэффициентами, равными единице.

Лагранжиан С. в. заряж. токов имеет вид:

где j⁺_w — ток, сопряжённый j_w (e^~v_e®v^~_ee, d^~u ®u^~d и т. д.). Такое вз-ствие

заряж. токов количественно описы­вает огромное число слабых процессов: лептонных (m^-®e^-+v^~_e+v_m, t^-®е^-+v^~_e+v_t, v_e+e^-®e-+v_e и т. д.), полулептонных (n®p+e^-+v^~_e, L®p+e^-+v^~_e, k⁺ ®m⁺+v_m и т. д.) и нелептонных (К⁺®p⁺+p⁰, L®р+p^-, D⁺®К^-+p⁺+p⁺ и т. д.). Многие из этих процессов были от­крыты после 1957. За этот период

были открыты также два принципи­ально новых явления: нарушение СР-инвариантности (см. Комбинирован­ная инверсия) и нейтр. токи.

Нарушение СР-инвариантности бы­ло обнаружено в 1964 в эксперименте амер. физиков Дж. Кристенсена, Дж. Кронина, В. Фитча и Р. Тёрли, к-рые наблюдали распад долгоживущих К°-мезонов (K⁰_L,) на два p-мезона. Позд­нее нарушение СР-инвариантности на­блюдалось также в полулептонных распадах К⁰_L. Для выяснения при­роды С-Р-неинвариантного вз-ствия бы­ло бы крайне важным найти к.-л. СР-неинвариантный процесс в рас­падах или вз-ствиях др. ч-ц. В част­ности, большой интерес представляют поиски дипольного момента нейтрона (наличие к-рого означало бы наруше­ние инвариантности относительно об­ращения времени, а следовательно, согласно теореме CРТ, и СP-инвариантности).

Существование нейтр. токов было предсказано единой теорией слабого и эл.-магн. вз-ствий, созданной в 60-х г.амер. физиками Ш. Глэшоу, С. Вайнбергом, пакист. физиком А. Саламом и др. и позднее получившей назв. стандартной теории электрослабого взаимо­действия. Согласно этой теории, С. в. не явл. контактным вз-ствием токов, а происходит путём обмена промежуточными векторными бозо­нами (W⁺, W^- , Z°) —тяжёлыми ч-ца­ми со спином 1. При этом W'^±-бозоны осуществляют вз-ствие заряж. токов (рис. 6), а Z°-бозоны — нейтральных (рис. 7). В стандартной теории три промежуточных бозона и фотон явл. квантами т. н. калибровочных век­торных полей, выступающими при асимптотически больших передачах четырёхмерного импульса (q>> т_W, m_Z, где m_W, m_Z — массы W- и Z-бозонов в энергетич. единицах) со­вершенно равноправно. Нейтр. токи были обнаружены в 1973 во вз-ствии нейтрино и антинейтрино с нукло­нами. Позднее были найдены процессы

694

 

 

рассеяния мюонного нейтрино на эл-не, а также эффекты несохранения чёт­ности во вз-ствии эл-нов с нуклонами, обусловленные электронным нейтр. то­ком ее (эти эффекты впервые наблю­дались в опытах по несохранению чётности при ат. переходах, проведён­ных в Новосибирске Л. М. Барковым и М. С. Золоторёвым, а также в экс­периментах по рассеянию эл-нов на протонах и дейтронах в США).

Вз-ствие нейтр. токов описывается соответствующим членом в лагран­жиане С. в.:

Lнейтр.ток =(G_Fr/2Ö2)j⁰j⁰,

где r — безразмерный параметр. В стандартной теории r=1 [эксперим. значение r=0,99(3)]. Полный слабый нейтр. ток содержит вклады всех лептонов и всех кварков: j⁰=v^~_ev_e+v^~_mv_m+v^~_tv_t+e^~e+m^~m+t^~t+u^~u+d^~d+s^~s+c^~c+b~b+t^~t. Очень важным св-вом нейтр. токов явл. то, что они диагональны, т. е. переводят лептоны (и кварки) самих в себя, а не в др. лептоны (кварки), как в случае за­ряж. токов. Каждый из 12 кварковых и лептонных нейтр. токов представ­ляет собой линейную комбинацию аксиального тока с коэфф. I₃ и век­торного тока с коэфф. I₃-2Qsin²q_W, где I₃ — третья проекция т. н. «сла­бого изотопич. спина», Q — заряд ч-цы, а q_W — угол Вайнберга (см. ниже).

Необходимость существования че­тырёх векторных полей промежуточ­ных бозонов W⁺, W^-, Z° и фотона А можно пояснить след. образом. Как известно, в эл.-магн. вз-ствии элект­рич. заряд играет двойную роль: с одной стороны, он явл. сохраняющей­ся величиной, а с другой — источ­ником эл.-магн. поля, осуществляю­щего вз-ствие между заряж. ч-цами (константа вз-ствия е). Такая роль электрич. заряда обеспечивается ка­либровочной симметрией, заключа­ющейся в том, что ур-ния теории не меняются, когда волн. ф-ции заряж. ч-ц умножаются на произвольный фазовый множитель е^(iе/hpnc)c(x, y,  z, t), зависящий от пространственно-вре­менной точки [локальная U(1)-симметрия], и при этом эл.-магн. поле, являющееся калибровочным, подвер­гается преобразованию A_m®A_m+дc/дх^m. Преобразования локальной группы U(1) с одним типом заряда и одним калибровочным полем комму­тируют друг с другом (такая группа наз. абелевой). Указанное св-во элект­рич. заряда послужило исходным пунктом для построения теорий др. типов вз-ствий. В этих теориях со­храняющиеся величины (напр., изо­топич. спин) явл. одновременно ис­точниками нек-рых калибровочных по­лей, переносящих вз-ствие между ч-цами. В случае неск. типов «заря­дов» (напр., разл. проекций изотопич. спина), когда отд. преобразования не коммутируют друг с другом (неабелева группа преобразований), оказы­вается необходимым введение неск. калибровочных полей. (Мультиплеты калибровочных полей, отвечающих ло­кальным неабелевым симметриям, наз. Янга — Миллса полями.) В частно­сти, чтобы изотопич. спин [к-рому отвечает локальная группа SU(2)] выступал в кач-ве константы вз-ствия, необходимы три калибровочных поля с зарядами ±1 и 0. Т. к. в С. в. участ­вуют заряж. токи пар ч-ц ev_e, mv_m, d'u и т. д., то полагают, что эти пары явл. дублетами группы «слабого пзоспина», т. е. группы SU(2). Инвари­антность теории относительно локаль­ных преобразований группы SU(2) требует, как отмечалось, существо­вания триплета безмассовых калиб­ровочных полей W⁺, W^-, W°, ис­точником к-рых явл. «слабый изоспин» (константа вз-ствия g). По аналогии с сильным вз-ствием, в к-ром гиперзаряд Y ч-цы, входящей в изотопич. мультиплет, определяется ф-лой Q=I₃+^Y/₂ (где I₃ — третья проекция изоспина, a Q — электрич. заряд), вводят наряду со «слабым изоспином» «слабый гиперзаряд». Тог­да сохранению электрич. заряда и «слабого изоспина» отвечает сохра­нение «слабого гиперзаряда» [группа U(1)]. Слабый гиперзаряд явл. ис­точником нейтр. калибровочного поля В° (константа вз-ствия g'). Две взаимноортогональные линейные супер­позиции полей 5° и W° описывают поле фотона А и поле Z-бозона: А=В°cosq_W+W° sinq_W, Z=-B°sinq_W+ W°cosq_W,

где tgq_W=g'/g. Именно величина угла q_W определяет структуру нейтр. токов (см. выше). Она же определяет связь между константой g, характеризую­щей вз-ствие W^±-бозонов со слабым током, и константой е, характеризу­ющей вз-ствие фотона с электрич. током: e=gsinq_W.

Для того чтобы С. в. носило корот­кодействующий хар-р, промежуточ­ные бозоны должны иметь массу по­коя, в то время как кванты исходных калибровочных полей — W^±, W°, В°— безмассовые. Согласно стандартной теории, возникновение массы у про­межуточных бозонов происходит при спонтанном нарушении симметрии SU(2)XU(1) до U(1)_3э.м.. При этом одна из суперпозиций полей В⁰ и W⁰ — фотон (А) остаётся безмассо­вой, a W^± и Z-бозоны приобретают массы:

Эксперим. данные по нейтр. токам дают sin²q_W»0,21— 0,23. Этому от­вечают ожидаемые массы W- и Z-бозонов соответственно ~80 ГэВ и ~90 ГэВ.

Для обнаружения W- и Z-бозонов создаются спец. установки, в к-рых эти бозоны будут рождаться при столк­новениях встречных пучков рр^~ и е^-е⁺ высокой энергии. Первая р^~р ус­тановка вступила в строй в 1981 в ЦЕРНе. В 1983 появились сообщения о детектировании в ЦЕРНе первых слу­чаев рождения промежуточных вектор­ных бозонов. Открытие на опыте W- и Z-бозонов подтверждает правиль­ность основной (калибровочной) идеи стандартной теории электрослабого вз-ствия. Однако для проверки теории в полном объёме необходимо также экспериментально исследовать меха­низм спонтанного нарушения сим­метрии. В рамках стандартной теории источником спонтанного нарушения симметрии SU(2)XU(1) явл. спец. изодублетное скалярное поле j, об­ладающее специфич. самодействием l│j│²-h²)², где l — безразмерная кон­станта, а константа h имеет размер­ность массы [h=Ö2G_F)^-1/2]. Мини­мум энергии вз-ствия достигается при |j| =h, и, т. о., низшее энергетич. со­стояние — вакуум — содержит нену­левое вакуумное значение поля ср. Если этот механизм нарушения сим­метрии действительно осуществляется в природе, то должны существовать элементарные скалярные бозоны — т. н. хиггсовы бозоны (кванты Хиггса поля). Стандартная теория предсказы­вает существование, как минимум, одного скалярного бозона (он должен быть нейтрален). В более сложных вариантах теории имеется неск. таких ч-ц, причём нек-рые из них — заря­женные (при этом возможно r¹1). В отличие от промежуточных бозонов, массы хиггсовых бозонов теорией не предсказываются.

Калибровочная теория электросла­бого вз-ствия перенормируема; это означает, в частности, что амплитуды слабых и эл.-магн. процессов можно вычислять по теории возмущений, причём высшие поправки малы, как в обычной квант. электродинамике. (В отличие от этого, четырёхфермионная теория слабого вз-ствия неперенормируема и не явл. внутренне непротиворечивой теорией.)

Существуют теор. модели «великого объединения», в к-рых как группа SU(2)X U(1) электрослабого вз-ствия, так и группа SU(3) сильного вз-ствия явл. подгруппами единой группы, ха­рактеризующейся единой константой калибровочного вз-ствия. В ещё более фундам. моделях эти вз-ствия объ­единяются с гравитационными (т. н. суперобъединение).

• B y Ц. С., Мошковский С. А., Бета-распад, пер. с англ., М., 1970; В а й н б е р г С., Единые теории взаимодействия элементарных частиц, пер. с англ., «УФН», 1976, т. 118, в. 3, с. 505; Тейлор Дж., Калибровочные теории слабых взаимодейст­вий, пер. с англ., М., 1978; На пути к единой теории поля, М., 1980 (Новое в жизни, нау-

695

 

 

ке, технике. Сер. Физика, .№ 11); Окунь Л. Б., .Лептоны и кварки, М., 1981.

Л. Б. Окунь.

СЛАБЫЙ ФЕРРОМАГНЕТИЗМ, су­ществование небольшой [—0,1—10 ед. СГСМ/моль или ~10²—10⁴ А/(м•моль)] спонтанной намагниченности у определ. классов антиферромаенетиков. Эта намагниченность может возникать в результате нестрогой антипараллель­ности векторов намагниченности магн. подрешёток антиферромагнетика (поперечный С. ф.) или в резуль­тате неравенства величин намагни­ченности двух антипараллельных подрешёток антиферромагнетика (см. Ан­тиферромагнетизм). Наиболее под­робно С. ф. изучен в ромбоэдрич. ан­тиферромагнетиках (a-Fe₂O₃, MnCO₃, NiСO₃, CoCO₃, FеВО₃ и др.), в ортоферритах типа RFeO₃ и ортохромитах RСrO₃ (R — трёхвалентный ион ред­коземельного элемента), в NiF₂. У всех известных антиферромагнетиков со С. ф. обнаружен поперечный С. ф. Экспериментально С. ф. наблюдался задолго до открытия антиферромагне­тизма, в осн. в гематите (a-Fe₂O₃); считалось, однако, что он обусловлен наличием примесей ферромагн. окис­лов железа. Тот факт, что С. ф. на­блюдается в химически чистых анти­ферромагнетиках (без ферромагн. при­месей), был установлен впервые для NiF₂ в 1955, а для MnCO₃ и СоСO₃ в 1956. Теоретич. объяснение С. ф. было дано И. Е. Дзялошинским (1957), к-рый показал, что существование С. ф. следует из самых общих пред­ставлений о магн. симметрии кри­сталлов. Теория Дзялошинского, в частности, объясняет, почему в од­ноосных кристаллах С. ф. наблюда­ется, когда намагниченность подре­шёток направлена перпендикулярно гл. оси симметрии кристалла, и от­сутствует, когда намагниченность па­раллельна этой оси. Эффективное магн. поле, приводящее к С. ф., получило назв. поля Дзялошинского. Оно в 10²—10⁴ раз слабее эффективного поля обменного взаимодействия, обуслов­ливающего намагниченность магн. подрешёток кристалла.

• Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971, с. 749; Б о р о в и к - Р о м а н о в А. С., Антиферромагнетизм, в кн.: Антиферромагнетизм и ферриты, М., 1962 (Итоги науки. Физ.-мат. науки, т. 4); Ред­коземельные ферромагнетики и антиферро­магнетики, М., 1965.

А. С. Боровик-Романов.

СЛЕД АЭРОДИНАМИЧЕСКИЙ, об­ласть подторможённой жидкости (га­за), возникающая за обтекаемым телом и существующая на нек-ром протя­жении.

СЛОЖЕНИЕ СИЛ, операция опреде­ления векторной величины R, равной геом. сумме векторов, изображающих силы данной системы и наз. глав­ным вектором этой системы сил. С. с. производится по правилу сложения векторов, в частности по­строением параллелограмма сил или многоугольника сил. Если система сил, действующих на тв. тело, имеет рав­нодействующую, то она равна гл. вектору этих сил. При движении любой механич. системы её центр масс движется так же, как двигалась бы матер. точка, имеющая массу, равную массе всей системы и находя­щаяся под действием силы, равной гл. вектору всех действующих на систему внеш. сил.

СЛЮДЫ, природные и синтетич. кри­сталлы алюмосиликатов, обладающие слоистой псевдогексагональной струк­турой с общей ф-лой:

R₁R₂[AlSi₃O₁₀](OH,F)₂, где R₁ — К или Na, R₂ — Al; Mg, Fe, Li. По хим. составу выделяют м у с к о в и т, ф л а г о п и т, б и о т и т, п а р а г о н и т  и др. Точечная группа симметрии 2/m, плотность 2,2 — 3,3 г/см³, T_пл=1200—1300 °С, хими­чески стойки, нерастворимы, обла­дают низкой теплопроводностью и электропроводностью, диэлектрики. Твёрдость по шкале Мооса 2,5—3. Применяются как тепло- и электроизоляц. материалы.

Н.    В.    Переломова.

S-МАТРИЦА, то же, что матрица рассеяния.

СМАЧИВАНИЕ, явление, возникаю­щее при соприкосновении жидкости с поверхностью тв. тела или др. жид­кости. Выражается, в частности, в растекании жидкости по тв. поверх­ности, находящейся в контакте с га­зом (паром) или др. жидкостью. С. вызывает образование мениска в ка­пиллярной трубке, определяет форму капли на тв. поверхности или форму газового пузырька на поверхности погружённого в жидкость тела. С. часто рассматривают как результат межмолекулярного взаимодействия в зоне контакта трёх фаз (тел, сред). Однако во мн. случаях, напр. при соприкосновении жидких металлов с тв. металлами, окислами, алмазом, графитом, С. обусловлено не столько межмол. вз-ствием, сколько образо­ванием хим. соединений, твёрдых и жидких р-ров, диффуз. процессами в поверхностном слое смачиваемого тела. В процессе С. может выде­ляться теплота, наз. теплотой смачивания.

Мерой С. обычно служит краевой угол (или угол С.) в между смачи­ваемой поверхностью и поверхностью жидкости на периметре С. (рис. 1). При статич. (равновесном) С. он связан с поверхностным натяжением жидкости s_ж, поверхностным натяже­нием тв. тела s_т и межфазным натя­жением s_тж на границе тв. тело — жидкость ур-нием Юнга: cosq=(s_т-s_тж)/s_ж. Величина угла q явл. количеств. хар-кой С. поверхностей по отношению к разл. жидкостям. На лиофильной поверхности жидкость растекается, т. е. имеет место ча­стичное (0°<q<90⁰) или полное (q®0°) С.; на лиофобной — растекания не происходит (9>90°) (рис. 2). Краевой угол зависит от соотношения сил сцепления молекул жидкости с молекулами или атомами смачива­емого тела (адгезия) и сил сцепления молекул жидкости между собой (когезия).

Рис.  1. Капля   на   тв.   по­верхности.

Рис. 2. Положение капли (вверху) и пузырька (внизу) на тв. поверхности при разл. условиях смачивания; г — газ; ж — жидкость; т — тв. тело.

Обратимую работу адгезии и когезии вычисляют соотв. по ур-ни­ям: W_a=s_ж(1+cosq) и W_к=2s_ж, т. е. W_a£W_к. При W_a<W_к q>0°, причём с увеличением отношения W_a/W_к С. улучшается. Часто на­блюдаемая задержка в установлении равновесных краевых углов наз. гистерезисом С. Различают ки­нетич. (динамич.) и статич. гистерезис С. Причиной гистерезиса может быть шероховатость поверхности, особен­ности структуры поверхностного слоя, релаксац. процессы в жидкой фазе и др. Если тв. тело соприкасается с двумя несмешивающимися жидкостя­ми, происходит избирательное С. Эфф. регуляторы С.— поверхностно-актив­ные вещества, к-рые могут как улуч­шать, так и ухудшать С.

С. имеет важное значение в пром-сти. Хорошее С. необходимо при краше­нии и стирке, обработке фотографич. материалов, нанесении лакокрасочных покрытий и др. Снизить С. до мини­мума стремятся при получении гид­рофобных покрытий, гидроизоляц. ма­териалов и др.

• Горюнов Ю. В., Сумм Б. Д., Смачивание, М., 1972; 3 и м о н А. Д., Адгезия жидкости и смачивание, М., 1974.

СМАЧИВАНИЯ УГОЛ, то же, что краевой угол.

СМЕШАННОЕ СОСТОЯНИЕ (смесь со­стояний), состояние квантовомеханич. системы, к-рое, в отличие от чистого состояния, не описывается волновой функцией. В С. с. не задан макси­мально полный набор независимых физ. величин, определяющих состоя­ние системы, а определены лишь вероятности w₁, w₂, ... нахож­дения системы в разл. квант. состоя­ниях, описываемых волн. ф-циями y₁, y₂, .... Ср. значение А к.-л. физ. величины А (к-рой соответствует оператор А) определяется в С. с. как сумма произведений вероятностей (статистич. весов) w_i на ср. значения А^~_i величины А в чистых состояниях y_i: A»S_iw_iA^~_i,  А_i=∫y*_i(x)A^{^}y_i(x)dx,

где y(x) — волн. ф-ция в координат­ном представлении (звёздочка озна­чает комплексное сопряжение); пол­ная вероятность Sw_i=1. В С. с., в отличие от суперпозиции состояний

696

 

 

(см. Суперпозиции принцип), разл. квант. состояния не интерферируют между собой, т. к. при определении среднего складываются не волн. ф-ции, а ср. значения. Примеры С. с.— непо­ляризованный пучок ч-ц, газ в термо­стате. Понятие С. с. играет большую роль в квант. статистике и теории измерений в квант. механике.

Д. Н. Зубарев.

СМЕЩЕНИЯ ТОК, см. Ток смещения.

СМЯТИЕ, вид местной пластич. де­формации; возникает при сжатии тв. тел, в местах их контакта. С. мате­риала начинается тогда, когда интен­сивность напряжений достигает ве­личины предела текучести материала. При статич. воздействии нагрузки оно наступает одновременно по всей области контакта. При динамич. воз­действии нагрузки (многократный кон­такт) С. охватывает область контакта постепенно. Размеры смятого слоя зависят от величины, характера и времени воздействия нагрузки, а так­же от темп-ры нагрева сжимаемых тел. С. наблюдается не только у пла­стичных, но и у хрупких материалов (закалённая сталь, чугун и др.). С. широко используется для созда­ния заклёпочных, врубовых и др. плотных соединений; является нач. стадией таких процессов холодной и горячей обработки металлов, как про­катка, вальцовка, ковка.

СНЕЛЛЯ ЗАКОН ПРЕЛОМЛЕНИЯ светового луча на границе двух про­зрачных сред утверждает, что при любом угле падения а отношение sina/sinb (b — угол преломления) явл. величиной постоянной. Установлен голл. учёным В. Снеллем в 1620 и независимо от него в 1627—30 франц. учёным Р. Декартом. На основе С. з. п. стало возможным ввести понятие преломления показателя. См. также Преломление света.

СОБСТВЕННАЯ СИСТЕМА ОТСЧЁТА тела (частицы), система отсчёта, свя­занная с данным телом, т. е. система отсчёта, в к-рой тело покоится. Т. к. тело может двигаться с ускорением (в т, ч. вращаться), то С. с. о. в общем случае неинерциальна. Напр., С. с. о. нестабилизированного ИСЗ — вооб­ражаемая жёстко связанная с ним (летящая и «кувыркающаяся» вместе с ним) система координат и закреп­лённые на спутнике часы, отсчиты­вающие время.                

И. Д. Новиков.

СОБСТВЕННАЯ ЭНЕРГИЯ тела (час­тицы), энергия тела, измеренная в собственной системе отсчёта; то же, что энергия покоя.

СОБСТВЕННОЕ ВРЕМЯ в теории от­носительности, время, измеряемое ча­сами в собственной системе отсчёта движущегося тела, т. е. часами, жёст­ко скреплёнными с телом и движу­щимися вместе с ним. Время проте­кания к.-л. процесса, измеряемое на­блюдателем вне тела, в к-ром про­исходит процесс, зависит от относит. скорости наблюдателя и тела. При измерениях вдали от тяготеющих тел

можно пользоваться частной (специ­альной) теорией относительности (см. Относительности теория). Если из­мерения производятся в нек-рой инер­циальной системе отсчёта (в лаб. системе), а тело движется относи­тельно неё с пост. скоростью v, то промежуток С. в. Dt связан с проме­жутком времени Dt наблюдателя со­отношением: Dt=DtÖ(1-v²/c²), если v меняется со временем, то для конеч­ного интервала времени t₁, t₂ С. в.

При наличии полей тяготения сле­дует пользоваться общей теорией от­носительности (см. Тяготение). С. в. процесса в поле тяготения течёт тем медленнее с точки зрения наблюда­теля вне поля, чем сильнее гравитац. поле, т. е. чем больше модуль грави­тац. потенциала j (j<0, вне поля полагают j=0). Для не слишком сильных полей, когда |j|с²<<1, Dt по неподвижным часам в точке с по­тенциалом j связан с Dt неподвиж­ного наблюдателя вне поля соотно­шением: Dt=(1- |j|/с²)Dt.

И.   Ю.   Кобзарев.

СОБСТВЕННЫЕ ВОЛНЫ, то же, что нормальные волны.

СОБСТВЕННЫЕ КОЛЕБАНИЯ, ко­лебания в любой колебат. системе, происходящие в отсутствие внешнего воздействия; то же, что свободные колебания.

СОВПАДЕНИЙ МЕТОД, эксперимен­тальный метод яд. физики, состоящий в выделении определ. группы событий (рождение и распад ч-ц, их пролёт через детектор и др.), происходящих одновременно (в пределах фиксиро­ванного промежутка времени т). С. м. сводится к регистрации совпадающих во времени электрич. сигналов, к-рые поступают от детекторов частиц. Сов­падающими наз. такие сигналы, к-рые полностью или частично перекрыва­ются во времени (рис. 1). Временной отбор сигналов осуществляется схе­мами совпадений, к-рые сра­батывают от импульсов с определ. длительностью и амплитудой. Схемы совпадения реализуют логич. ф-цию «И» (логич. умножение), т. е. на её выходе сигнал появляется лишь тогда, когда импульсы на всех входах имеют т. н. единичный уровень. Схемы сов­падений характеризуются разреша­ющим временем (макс. временной сдвиг между входными сигналами, при к-ром они регистрируются как одно­временные), чувствительностью (мин. уровень входных сигналов, поступа­ющих на все входы С. с., при к-ром происходит её срабатывание), мёртвым временем (мин. время меж­ду двумя последоват. срабатывания­ми). Кроме собственно узла совпа­дения 2 (рис. 2), в состав большинства схем входят пороговые формирующие элементы 1 и выходной дискриминатор 3 (см. Ядерная электроника).

Рис. l.  — вход­ной импульс в 1-м канале; б — предельные поло­жения входного импульса во 2-м канале, когда им­пульсы регистри­руются как сов­падающие; (—ам­плитуда импуль­са; t — его длительность.

 

В современных схемах совпадений ис­пользуются стандартные (интеграль­ные) схемы с эмиттерно-связанной логикой.

Рис.  2.

 

Если на один из входов схем сов­падения подать сигнал с инвертиров. полярностью, она превращается в схему антисовпадений. Эта схема регистрирует события, если одно (или неск.) из них произошло не одно­временно с другими (в пределах раз­решающего промежутка). На рис. 3

Рис. 3.

 

приведена схема установки, в к-рой используются схемы совпадений и антисовпадений для разделения ч-ц по их пробегам. Событие регистри­руется в тех случаях, когда в детек­торах Д₁ и Д₂ вырабатываются сов­падающие сигналы, а в детекторе Д₃ сигнал не возникает. Такое событие вызовет ч-ца 1, остановившаяся в поглотителе П. При прохождении ч-цы 2 в электронной схеме (схема антисовпадений) вырабатывается сиг­нал запрета, и событие исключается. В результате регистрируются ч-цы с пробегами, различающимися на тол­щину поглотителя.

•    Гольданский В.  И.,  Куценко А. В., Подгорецкий М. И., Статистика отсчетов при регистрации ядер­ных частиц, М., 1959; Ковальский Е., Ядерная электроника, пер. с англ., М., 1972; Рехин Е. И.,

Ч е р н о в П. С., Метод совпадений, М., 1976; .Элементы схем ядерного приборостроения, М., 1970.

697

 

 

СОВПАДЕНИЙ МЕТОД ИЗМЕРЕНИЙ, один из вариантов метода сравнения с мерой, в к-ром разность между из­меряемой величиной и величиной, воспроизводимой мерой, измеряют по совпадению отметок шкал или перио­дич. сигналов. Примеры: измерение длины отрезка штангенциркулем с нониусом, основанное на совпадении делений на шкалах штангенциркуля и нониуса; определение частоты пе­риодич. процесса стробоскопич. ме­тодом.

СОЛЕНОИД (от греч. solen — трубка и eidos — вид), свёрнутый в спираль изолированный проводник, по к-рому течёт электрич. ток. Обладает значит. индуктивностью и малым активным сопротивлением и ёмкостью. В ср. части внутр. полости С., длина к-рого значительно больше диаметра, магн. поле С. направлено параллельно его оси и однородно (рис.), причём его напряжённость пропорц. силе тока и (приближённо) числу витков.

Внеш. магн. поле С. подобно полю стерж­невого магнита. С. с железным сер­дечником во внутр. полости представ­ляет собой электромагнит.

СОЛЕНОИДАЛЬНОЕ ПОЛЕ, вектор­ное поле, не имеющее источников. Это означает, что дивергенция вектора а С. п. равна нулю: diva=0. Примером С. п. служит магн. поле, divB=0, где В — вектор магнитной индукции. С. п. можно всегда представить в виде a=rot b; вектор b наз. векторным потенциалом поля (напр., В=rotA; см. Потенциалы электромагнитного поля).

СОЛИТОН, структурно устойчивая уединённая волна в нелинейной дис­пергирующей среде. С. ведут себя подобно ч-цам: при вз-ствии между собой или с нек-рыми др. возмуще­ниями С. не разрушаются, а расхо­дятся вновь, сохраняя свою структуру неизменной. Структура С. поддерживается стационарной за счёт баланса между действием нелинейности среды (см. Нелинейные системы) и дисперсии (см. Дисперсия волн). Напр., в случае гравитац. волн на поверхности жид­кости для достаточно длинной пло­ской волны (l>>2pH, где Н — глу­бина водоёма) дисперсия отсутствует, волны распространяются с фазовой скоростью v=Ö(g(H+h)), где g— ус­корение свободного падения, h — воз­вышение поверхности воды в данной точке профиля волны. Вершина волны движется быстрее её подножия (не-

линейность), поэтому крутизна фрон­та волны растёт до тех пор, пока протяжённость фронта не станет со­измеримой с величиной 2pН, после чего скорость v будет зависеть от крутизны фронта (дисперсия). В ре­зультате на профиле волны появ­ляются осцилляции (рис. 1), развитие к-рых приводит к образованию С. С др. стороны, короткие волны (l<<2pH) малой амплитуды обладают

Рис. 1. Эволюция профиля волны на по­верхности водоёма глубины Н.

 

сильной дисперсией, т. к. их фазовая скорость v=Ö(gl/2p). Поэтому доста­точно коротковолновое нач. возвы­шение расплывается, образуя осцил­лирующий цуг (подобно волне от брошенного в воду камня). Волны же с таким соотношением между l и амплитудой колебаний h_макc, что «обо­стрение» фронта из-за нелинейности в точности компенсируется расплыванием из-за дисперсии, остаются ста­ционарными, т. е. не изменяют своего профиля при распространении. Такая компенсация возможна в среде без притока и потерь энергии только для определ. класса волн, периодических или уединённых, т. е. С., к-рые чаще

Рис. 2. Форма солитонов разл. высоты h на поверхности воды; v — скорость рас­пространения; t — время; х — координата

 

всего описываются решениями нели­нейных дифф. ур-ний в обыкновенных производных. Нестационарные же волновые процессы, связанные с С., описываются нелинейными дифф. ур-ниями в частных производных. Наиболее детально изучено примени­тельно к С. уравнение Кортевега — де Фриса, описыва­ющее волны в средах с достаточно малыми нелинейностью и дисперсией, в частности С. на поверхности воды. Семейство С. небольшой высоты (h_макс<<H) на поверхности воды (рис. 2) описывается выражением:

С ростом h_макс растёт скорость С. v=Ö(g(H+h_макс)) и уменьшается его длина (пропорц. 1/h_макс). Аналогич­ный вид имеют С. др. природы, напр. ионнозвуковые и магнитозвуковые С. в плазме, С. внутренних гравитац. волн, С. в слоистой жидкости и т. д.

Рис. 3. Солитон в системе связан­ных маятников (вид сбоку).

 

В др. случаях, напр. в цепочке маятников, связанных пружинами, также существует движение в виде С. (рис. 3), описываемое выражением:

к-рое явл. решением т. н. синус-Гордона ур-ния. Здесь j — угол по­ворота маятника, a и v₀ — постоянные, определяемые параметрами системы, v — скорость С. Такой С. представ­ляет собой последоват. поворот маят­ников на 2p, причём знак плюс отве­чает повороту по часовой стрелке, а минус — в противоположном направ­лении («антисолитон»). Характерная длина такого С. (число маятников, не находящихся в равновесии) тем боль­ше, чем больше его скорость v. С., описываемые выражением (2), сущест­вуют в распределённых сверхпроводя­щих структурах (джозефсоновские пе­реходы) и др.

Для ур-ний Кортевега — де Фриса, синус-Гордона и ряда др. ур-ний найдены решения, описывающие вз-ствие произвольного числа С., па­раметры к-рых не изменяются в ре­зультате вз-ствий, а также формиро­вание С. в результате эволюции про­извольного нач. импульса (рис. 1).

Впервые С. наблюдался в 1834 шотл. учёным Дж. С. Расселом в форме возвышения, бегущего по поверхности воды в канале. Теоретич. описание его было дано в 1895 голл. учёными Д. Кортевегом и Г. де Фрисом. В даль­нейшем С. наблюдались в плазме, линиях передачи с ПП диодами и др. С., сближаясь, влияют друг на друга, т. к. в нелинейной среде не выполня­ется принцип суперпозиции. Тем не менее после вз-ствия С. не разруша­ются, а расходятся вновь (рис. 4), сохраняя те же параметры, что и до вз-ствия,— как если бы столкнулись и разлетелись ч-цы, отсюда назв. «С.» (появилось в 1965, по аналогии с

698

 

 

протоном и нейтроном, от лат. so­lus — один, уединённый). Оказалось, что С. могут сохранять свою структуру длит. время при наличии небольшого

Рис. 4. Вз-ствие двух бегущих в одном на­правлении солитонов вида (1) с близкими амплитудами.

 

затухания или в результате плавного искривления фронта волны в пр-ве (в частности, цилиндрич. и сферич. С.). С., как и ч-цы, могут образовывать связанные состояния из двух или более импульсов (рис. 5). В системе

Рис. 5. Связанная пара солитонов.

 

из многих С. это приводит, в част­ности, к появлению сложных стохастич. движений («газ. С.»).

В системах с сильной дисперсией, если профиль стационарной волны близок к синусоидальному, также возможно существование модулир. волн в виде локализованных волн. пакетов со стационарно движущейся огибающей, к-рые также обнаружи­вают «частицеподобное» поведение при вз-ствии (С. «огибающей»). Такие С. возможны для волн на поверхности глубокого водоёма, ленгмюровских волн в плазме, мощных коротких (пикосекундных) световых импульсов в рабочей среде лазера и т. д.

С. играют важную роль в теории конденсир. состояния в-ва, в част­ности в квант. статистике, теории фазовых переходов. Солитонные реше­ния имеют нек-рые ур-ния, предло­женные для описания элем. ч-ц. Изу­чение св-в С. как «частицеподобных» волн, в т. ч. и возможных трёхмерных С., в к-рых поле убывает по всем направлениям в трёхмерном пр-ве (а не только по одной координате, как в приведённых выше примерах), при­вело к попыткам использовать С. при построении квант. нелинейной теории поля.

• Уизем Дж., Линейные и нелиней­ные волны, пер. с англ., М., 1977; К а р п м а н В. И., Нелинейные волны в диспер­гирующих средах, М., 1973; Скотт Э., Волны в активных и нелинейных средах в приложении к электронике, М., 1977, с. 215—284; Теория солитонов, М., 1980; Ребби К., Солитоны, «УФН», 1980, т. 130, в. 2; Солитоны в действии, под ред. К. Лонгрена и Э. Скотта, пер. с англ., М., 1981.                                

Л. А. Островский.

СОЛНЕЧНЫЙ ВЕТЕР, постоянный радиальный поток плазмы солн. ко­роны в межпланетное пр-во. Поток энергии, идущий из недр Солнца, нагревает плазму короны до 1,5— 2 млн. К. Пост. нагрев не уравнове­шивается потерей энергии за счёт излучения, т. к. плотность короны мала. Избыточную энергию в значит.

степени уносят ч-цы С. в. (~10²⁷—10²⁹ эрг/с). Корона, т. о., не нахо­дится в гидростатич. равновесии, она непрерывно расширяется. По составу С. в. не отличается от плазмы короны (С. в. содержит гл. обр. протоны, эл-ны, немного ядер гелия, ионов кислорода, кремния, серы, железа). У основания короны (в 10 тыс. км от фотосферы Солнца) ч-цы имеют радиальную скорость порядка сотен м/с, на расстоянии неск. солн. радиу­сов она достигает скорости звука в плазме (100 —150 км/с), у орбиты Земли скорость протонов составляет 300—750 км/с, а их пространств. концентрация — от неск. ч-ц до неск. десятков ч-ц в 1 см³. При помощи межпланетных косм. станций установ­лено, что вплоть до орбиты Сатурна плотность потока ч-ц С. в. убывает по закону (r₀/r)², где r — расстояние от Солнца, r₀ — исходный уровень. С. в. уносит с собой петли силовых линий солн. магн. поля, к-рые обра­зуют межпланетное магн. поле. Со­четание радиального движения ч-ц С. в. с вращением Солнца придаёт этим линиям форму спиралей. Крупно­масштабная структура магн. поля в окрестностях Солнца имеет вид сек­торов, в к-рых поле направлено от Солнца или к нему. Размер полости, занятой С. в., точно не известен (ра­диус её, по-видимому, не меньше 100 а. е.). У границ этой полости динамич. давление С. в. должно урав­новешиваться давлением межзвёздно­го газа, галактич. магн. поля и галактич. косм. лучей. В окрестностях Земли столкновение потока ч-ц С. в. с геомагн. полем порождает стацио­нарную ударную волну перед земной

Вз-ствие солнечного ветра с магнитосферой Земли: 1 — силовые линии магн. поля Солн­ца; 2 — ударная волна; 3 — магнитосфера Земли; 4 — граница магнитосферы; 5 — орбита Земли; 6 — траектория ч-цы сол­нечного ветра.

 

магнитосферой (со стороны Солнца, рис.). С. в. как бы обтекает магнито­сферу, ограничивая её протяжённость в пр-ве. Изменения интенсивности С. в., связанные со вспышками на Солнце, явл. осн. причиной возму­щений геомагн. поля и магнитосферы (магн. бурь).

За год Солнце теряет с С. в. ~2X10^-14 часть своей массы M_солн. Естест­венно считать, что истечение в-ва, подобное С. в., существует и у др. звёзд («звёздный ветер»). Он должен быть особенно интенсивным у массив­ных звёзд (с массой ~ неск. дес. M_солн) и с высокой темп-рой поверхности (~ 30—50 тыс. К) и у звёзд с протя­жённой атмосферой (красных гиган­тов), т. к. в первом случае ч-цы сильно развитой звёздной короны обладают достаточно высокой энергией, чтобы преодолеть притяжение звезды, а во втором — низка параболич. скорость (скорость ускользания; см. Косми­ческие скорости). Значит. потери мас­сы со звёздным ветром (~ 10^-6 М_солн/год и больше) могут существенно влиять на эволюцию звёзд. В свою очередь звёздный ветер создаёт в межзвёздной среде «пузыри» горячего газа — ис­точники рентг. излучения.

• Солнечный ветер, пер. с англ., М., 1968; Хундхаузен А., Расширение короны и солнечный ветер, пер. с англ., М., 1976; Происхождение и эволюция галак­тик и звезд, под ред. С. Б. Пикельнера, М., 1976.

СОН (от лат. sonus — звук), единица условной шкалы громкости звука, вы­ражающая непосредственно субъек­тивную оценку сравнит. громкости чистого тона. 1C. соответствует уров­ню громкости 40 фон при частоте звука 1000 Гц. Шкала громкости в С. — линейна. При каждом после­дующем увеличении громкости на 10 фон число ед. С. прибл. удваи­вается.

СООБЩАЮЩИЕСЯ СОСУДЫ, сосуды, соединённые между собой в нижней, части (рис.).

В наполненных одина­ковой жидкостью С. с., диаметр к-рых настолько велик, что позволяет пре­небречь капилляр­ным эффектом, уровни жидкости располагаются на одинаковой высоте независимо от фор­мы сосудов. На этом основано устройст­во жидкостных манометров, водомер­ных стёкол паровых котлов и т. п. Ес­ли С.. наполнены разл. жидкостями, то высоты столбов этих жидкостей (считая от поверхности соприкосно­вения жидкостей друг с другом) об­ратно пропорц. их плотностям, т. е. r₁h₁=r₂h₂, где r₁ и r₂, h₁ и h₂ — соотв. плотности и высоты столбов жидко­стей. Этим соотношением пользуются для определения плотности жидкости, если известна плотность второй жид­кости. Если же одно из колен С. с, закрыто, то разность уровней жид­кости будет зависеть от давления в закрытом колене; на этом основано устройство закрытых манометров.

СООТВЕТСТВЕННЫЕ СОСТОЯНИЯ, состояния разл. в-в, соответствую­щие одним и тем же значениям при-

 

699

 

 

ведённых параметров состояния (темп-ры t, давления p, уд. объёма j и др.). Ур-ние состояния, записанное в при­ведённых параметрах, одинаково для разл. в-в, так что одинаковым зна­чениям t и p, напр., соответствует одно и то же значение j, а на кривой равновесия жидкость — газ одним и тем же значениям t соответствует одно и то же значение приведённого давления и, теплоты испарения l, поверхностного натяжения о и т. д. (закон соответственных состояний). Закон С. с. строго справедлив лишь при достаточно вы­соких темп-рах, когда несущественны квант. эффекты, и для в-в, у к-рых зависимость энергии межмолекуляр­ного взаимодействия от расстояния имеет одинаковый хар-р. Практически поведение всех в-в отклоняется от закона С. с., однако в рамках отд. групп в-в с близкими формами по­тенциала межмол. вз-ствия эти от­клонения часто относительно неве­лики и носят систематич. хар-р, что позволяет осуществлять расчёт св-в малоизученных в-в на основе закона С. с.

• Ландау Л. Д., Лифшиц Е.М., Статистическая физика, 3 изд., ч. 1, М., 1976; Гиршфельдер Дж., Кертисс Ч., Берд Р., Молекулярная тео­рия газов и жидкостей, пер. с англ., М., 1961; Рид Р., Шервуд Т., Свойства газов и жидкостей, пер. с англ., М., 1964.

С. П. Малышенко.

СООТВЕТСТВИЯ ПРИНЦИП, посту­лат квант. механики, требующий сов­падения её физ. следствий в предель­ном случае больших квантовых чисел с результатами классич. теории. В С. п. проявляется тот факт, что квант. эффекты существенны лишь при рас­смотрении микрообъектов, когда ве­личины размерности действия срав­нимы с постоянной Планка ћ. Если же квант. числа, характеризующие со­стояние физ. системы напр., орбит. квант. число l), велики, то величи­ной ћ. можно пренебречь и система с высокой точностью подчиняется классич. законам. С формальной точки зрения С. п. означает, что в пределе ћ®0 квантовомеханич. описание физ. объектов должно быть эквивалентно классическому.

Часто под С. п. понимают следую­щее более общее положение. Любая новая теория, претендующая на более глубокое описание физ. реальности и на более широкую область приме­нимости, чем старая, должна включать последнюю как предельный случай. Так, релятив. механика (см. Отно­сительности теория) в пределе малых скоростей v (v<<c) переходит в ньюто­новскую. Формально переход осуще­ствляется при с®¥.

Когда осн. положения теории уже сформулированы, С. п. представляет в осн. иллюстративный интерес, под­чёркивая преемственность теор. по­строений. В ряде случаев С. п. помогает развить приближённые методы решения задач. Так, если в данной конкретной физ. проблеме ћ можно считать малой величиной, то это равносильно т. н. квазиклассическому приближению квантовой механики. При этом нерелятив. волновое Шрёдингера уравнение в пределе ћ®0 приводит к классич. ур-нию Гамиль­тона — Якоби. Однако в период воз­никновения новой теор. дисциплины, когда её принципы во многом ещё неясны, С. п. имеет самостоятельное эвристич. значение.

С. п. был выдвинут Н. Вором в 1923 (в т. н. старой теории квантов, пред­шествующей квант. механике) в связи с проблемой спектров испускания и поглощения атомов. В созданной поз­же квант. механике особенности ат. спектров были объяснены на более глубокой основе, однако существ. черты её матем. аппарата определя­лись С. п. Значение С. п. далеко выходит за рамки квант. механики. Им широко пользуются в квантовой электродинамике, теории элем. ч-ц и, без сомнения, он войдёт составной частью в любую новую теор. схему.

• Бор Н., Три статьи о спектрах и строении атомов, пер. с нем., М.— Л., 1923. См. также лит. при ст. Квантовая механика.

О. И. Завьялов.

СОПЛО, специально спрофилирован­ный закрытый канал, предназначен­ный для разгона жидкостей или газов до заданной скорости и придания потоку заданного направления. Слу­жит также устройством для получения газовых и жидкостных струй. Попе­речное сечение С. может быть прямо­угольным (плоские С.), круглым (осесимметричные С.) или иметь произ­вольную форму (пространств. С.). В С. происходит непрерывное увели­чение скорости v жидкости или газа в направлении течения — от нач. зна­чения v₀ во входном сечении С. до наибольшей скорости v=v₀ на вы­ходе. В силу закона сохранения энергии одновременно с ростом ско­рости v в С. происходит непрерывное падение давления и темп-ры от их нач. значений р₀, Т₀ до наименьших значений р₀, Т₀ в выходном сечении. Т. о., для реализации течения в С. необходим нек-рый перепад давле­ния, т. е. выполнение условия p₀>р_а. При пост. плотности r для непрерыв­ного увеличения v С. должно иметь сужающуюся форму, т. к. в силу неразрывности уравнения rvS=const площадь S поперечного сечения С. должна уменьшаться обратно про­порц. росту v. Однако при дальней­шем увеличении v начинает прояв­ляться сжимаемость среды, плотность её уменьшается в направлении те­чения, поэтому постоянство rvS в этих новых условиях зависит от темпа падения r с ростом v. При v<a, где а — местная скорость распростране­ния звука в движущейся среде, темп падения плотности газа отстаёт от темпа роста скорости, поэтому для обеспечения разгона, т. е. увеличения

v, нужно по-прежнему уменьшать S (рис. 1), несмотря на падение плот­ности (дозвуковое С.). Но при раз­гоне до скоростей v>а падение плот­ности происходит быстрее, чем рост скорости, поэтому в сверхзвук. части не­обходимо увеличи­вать площадь S (сверхзвуковое С.). Такое сверхзвук. С., наз. также соплом Лаваля, имеет вначале су­жающуюся, а затем расширяющуюся форму (рис. 2). Из­менение скорости вдоль С. опреде­ляется законом изменения S по дли­не С.

Давление в выходном сечении до-звук. С. всегда равно давлению р_с в окружающей среде, куда происходит истечение из С. (р_а=р_с). При воз­растании р₀ и неизменном р_с ско­рость v_a в выходном сечении дозвук.

С. сначала увеличивается, а после того как p₀ достигнет нек-рой определ. величины, v_a становится постоянной и при дальнейшем увеличении р₀ не изменяется. Такое явление наз. кризисом течения в С. После наступ­ления кризиса ср. скорость истече­ния из дозвук. С. равна местной скорости звука (v_a=a) и наз. кри­тической скоростью исте­чения. В этом случае все параметры газа в выходном сечении С. также наз. критическими.

В сверхзвук. С. критическим наз. его наиболее узкое сечение. Относит. скорость v_a/a в выходном сечении сверхзвук. С. зависит только от от­ношения площади выходного сечения S_c к площади его критич. сечения S_кр и не зависит в широких пределах от изменений давления р₀ перед С. Дав­ление в выходном сечении сверхзвук. С. может быть равно давлению в окружающей среде (р_а=р_с), такой режим течения наз. расчётным, в противном случае — нерасчётным. Не­расчётные режимы характеризуются образованием в потоке волн разре­жения в случае р_а>р_с или ударных волн в случае р_а<р_с. Когда поток проходит через систему таких волн вне С., давление становится равным

p_с.

Сильное падение давления и темп-ры газа в сверхзвук. С. может приво­дить, в зависимости от состава теку­щей среды, к разл. физ.-хим. процес­сам (хим. реакции, фазовые превра-

700

 

 

щения, неравновесные термодинамич. переходы), к-рые необходимо учиты­вать при расчёте течения газа в С. С. широко используются в технике {в паровых и газовых турбинах, в ракетных и воздушно-реактивных дви­гателях, в газодинамических лазерах, в магнитно-газодинамич. установках, в аэродинамических трубах и на тазодинамич. стендах, при создании мол. пучков, в хим. технологии, в струйных аппаратах, в расходомерах, в процессах дутья и мн. др.). Техн. задачи привели к бурному развитию теории С., учитывающей наличие в газовом потоке жидких и тв. ч-ц, неравновесных хим. реакций, пере­носа лучистой энергии и др., что потребовало широкого применения ЭВМ для решения указанных задач, а также для разработки сложных эксперим. методов исследования те­чений в С.

• Абрамович Г. Н., Прикладная газовая динамика, 4 изд., М., 1976; П и р у м о в У. Г., Р о с л я к о в Г. С., Течение газа в соплах, М., 1978; Стернин Л. Е., Основы газодинамики двухфазных течений в соплах, М., 1974.

С. Л. Вишневецкий.

СОПРОТИВЛЕНИЕ АКУСТИЧЕСКОЕ, характеристика, вводимая при рассмотрении колебаний акустич. си­стем, равная отношению звукового дав­ления к объёмной колебательной ско­рости. См. Импеданс акустический.

СОПРОТИВЛЕНИЕ ИЗЛУЧЕНИЯ, активное сопротивление R_S, харак­теризующее излучат. способность ан­тенны. Полная мощность излучения интерпретируется при этом как мощ­ность, поглощаемая в R_S. Любой фидерный тракт, по к-рому эл.-магн. энергия поступает к антенне (двух­проводная линия, волновод и др.), можно считать нагруженным на вход­ное сопротивление антенны, склады­вающееся из сопротивления джоулевых потерь и импеданса излучения, активная часть к-рого равна R_S. С. и. зависит от формы, размеров, ма­териала антенны, распределения то­ков в ней, диэлектрич. e и магн. m проницаемостей окружающей среды и от св-в пространства, в к-рое про­исходит излучение (неограниченное пространство, свободное от искажа­ющих поле объектов; пространство, ограниченное проводящей границей, излучение внутрь др. волновода или объёмного резонатора и т. п.). В сво­бодном пространстве вибратор Герца

имеет   R_S=(1/6p)Ö(m/e)(kl)² Ом     (k  — волновое число, l — длина волны ви­братора, l<<l), что для вакуума (e=m=1) даёт: R_S=8p²(l/l)² Ом. Со­ответственно полуволновой вибратор в вакууме имеет R_S=73,1 Ом. Про­волочная рамка площадью а с током обладает при s<<l С.и. R_S=(1/6p)Ö(m/e)(k²s)² Ом, т. е: в вакууме: .R_S=320p²(s/l²)² Ом.

• См.   лит.   при ст.  Антенна.

М.  А.   Миллер.

СОПРОТИВЛЕНИЕ ЭЛЕКТРИЧЕ­СКОЕ, см. Электрическое сопротив­ление.

СОПРЯЖЁННЫЕ ТОЧКИ в оптике, пары точек, в каждой из к-рых одна является по отношению к оптич. си­стеме объектом, вторая — его изоб­ражением; при этом, согласно об­ратимости теореме, объект и изоб­ражение могут взаимно меняться ме­стами. Понятие «С. т.» вполне строго применимо лишь к идеальным (без­аберрационным) оптич. системам в их параксиальных областях (см. Параксиальный пучок лучей). Для ре­альных систем оно представляет собой широко используемое приближение.

СОРБЦИЯ (от лат. sorbeo — погло­щаю), поглощение тв. телом или жид­костью (сорбентом) жидкого в-ва или газа (сорбата) из окружающей среды. Поглощение в-ва из газовой фазы всем объёмом жидкого сорбента наз. абсорбцией, поглощение в-ва поверх­ностным слоем сорбента — адсорбци­ей. Поглощение в-ва из газовой фазы всем объёмом тв. тела или расплава наз. окклюзией. Извлечение из жид­кости к.-л. компонента др. жидко­стью наз. экстракцией. При С. паров пористыми телами может происходить капиллярная конденсация. Обычно од­новременно протекает неск. сорбц. процессов.

СОРЕ ЭФФЕКТ, термодиффузия в р-рах. Назван в честь швейц. учё­ного Ш. Соре (Ch. Soret), к-рый первым исследовал термодиффузию (1879).

СОСТАВНОЕ ЯДРО, ядерная система, образующаяся в ходе ядерных реакций в результате слияния налетающей ч-цы с ядром-мишенью. С. я. неустойчиво и через короткое время распадается на конечные продукты реакции. Энер­гия, внесённая ч-цей, распределяется между всеми степенями свободы С. я. подобно тому, как это происходит при нагреве тел. Вследствие статистич. флуктуации одна или неск. яд. ч-ц могут приобрести энергию, превы­шающую среднее её значение и по­зволяющую им покинуть «нагретое» ядро. Этот процесс, аналогичный ис­парению жидкости, приводит к рас­паду С. я. Ср. время жизни С. я. (10^-22—10^-21 с) во много раз больше времени пролёта быстрой ч-цы через область пр-ва, занимаемую ядром. Существование С. я. проявляется в резонансной энергетич. зависимости вероятности реакции. При определён­ных энергиях ч-цы наблюдаются рез­кие максимумы, соответствующие со­стояниям С. я. Представление о С. я. было впервые высказано дат. физи­ком Н. Бором в 1936. Идея об ана­логии между С. я. и нагретой жид­костью принадлежит Я. И. Френкелю; основанная на ней термодинамич. теория С. я. была впервые развита в 1936—37 физиками X. Бете и В. Вайскопфом (США) и Л. Д. Ландау,

• См. лит. при ст. Ядерные реакции. Ядро атомное.  

Я. .С. Шапиро.

СОУДАРЕНИЯ   ВТОРОГО   РОДА,   то же. что удары второго рода.

СОХРАНЕНИЯ ЗАКОНЫ, физич. закономерности, согласно к-рым чис­ленные значения нек-рых физ. вели­чин не изменяются со временем в любых процессах или в определ. классе процессов. Полное описание физ. системы возможно лишь в рам­ках динамич. законов, к-рые детально определяют изменение состояния си­стемы с течением времени. Однако во мн. случаях динамич. закон для данной системы неизвестен или слиш­ком сложен. В такой ситуации С. з. позволяют сделать нек-рые заклю­чения о хар-ре поведения системы. Важнейшими С. з., справедливыми для любых изолированных систем, явл. законы сохранения энергии, им­пульса, момента кол-ва движения, электрич. заряда. Кроме всеобщих, существуют С. з., справедливые лишь для огранич. классов систем и яв­лений.

Идея сохранения появилась сна­чала как чисто философская догадка о наличии неизменного (стабильного) в вечно меняющемся мире. Ещё ан­тичные философы-материалисты при­шли к понятию материи — неуничто­жимой и несотворимой основы всего существующего. С другой стороны, наблюдение пост. изменений в при­роде приводило к представлению о вечном движении материи как важ­нейшем её св-ве. С появлением матем. формулировки механики на этой ос­нове появились законы сохранения массы (французский химик А. Лаву­азье) и механической энергии (нем. учёный Г. Лейбниц). Затем немецкий учёный Ю. Р. Майер, англ. физик Дж. Джоуль и нем. учёный Г. Гельмгольц экспериментально открыли за­кон сохранения энергии в немеханич. явлениях. Т. о., к сер. 19 в. офор­мились законы сохранения массы и энергии, к-рые трактовались как со­хранение материи и движения.

В нач. 20 в. оба эти С. з. подверг­лись коренному пересмотру в связи с появлением спец. теории относи­тельности (см.. Относительности тео­рия); при описании движений с. боль­шими (сравнимыми со скоростью све­та) скоростями классическая (ньюто­новская) механика была заменена ре­лятивистской механикой. Оказалось, что масса, определяемая по инерцион­ным св-вам тела, зависит от его ско­рости и, следовательно, характери­зует не только кол-во материи, но и её движение. Понятие энергии также подверглось изменению; полная энер­гия (ξ) оказалась пропорц. массе (m), ξ=mc². Т. о., закон сохранения энергии в спец. теории относитель­ности естеств. образом объединил за­коны сохранения массы и энергии, существовавшие в классич. механике; по отдельности эти законы не выпол-

701

 

 

няются, т. е. невозможно охаракте­ризовать кол-во материи, не принимая во внимание её движения и вз-ствий.

Эволюция закона сохранения энер­гии показывает, что С. з., будучи почерпнутыми из опыта, нуждаются время от времени в эксперим. проверке и уточнении. Нельзя быть уверенным, что с расширением пределов челове­ческого опыта данный закон или его конкретная формулировка останутся справедливыми. Закон сохранения энергии интересен ещё и тем, что в нём теснейшим образом переплелись физика и философия. Этот закон, всё более уточняясь, постепенно пре­вратился из неопределённого и аб­страктного философского высказыва­ния в точную количеств. ф-лу. Другие С. з. возникли сразу в количеств. формулировке. В совр. физике С. з.— необходимая составная часть её ра­бочего аппарата.

Большую роль С. з. играют в квант. теории, в частности в теории элем. ч-ц. С. з. определяют отбора правила, согласно к-рым реакции с элем. ч-цами, к-рые привели бы к нарушению С. з., не могут осуществ­ляться в природе. В дополнение к перечисленным С. з., имеющимся в физике макроскопич. тел, в теории элем. ч-ц, возникло много специфич. С. з., позволяющих интерпретировать наблюдаемые на опыте правила от­бора. Таков, напр., закон сохранения барионного заряда, выполняющийся во всех видах вз-ствий. Существуют и приближённые С. з., выполняющие­ся в одних процессах и нарушающиеся в других. Такие С. з. имеют смысл, если можно указать класс процес­сов, в к-рых они выполняются. Напр., законы сохранения стран­ности, изотопич. спина (см. Изотопическая инвариантность), чётности строго выполняются в процессах, про­текающих за счёт сильного взаимодей­ствия, но нарушаются в процессах слабого взаимодействия. Эл.-магн. вз-ствие нарушает закон сохранения изотопич. спина. Т. о., исследования элем. ч-ц вновь напомнили о необ­ходимости проверять существующие С. з. в каждой области явлений. Так, считавшийся абсолютно строгим за­кон сохранения барионного заряда на основании теор. аргументов подвер­гается сомнению. Проводятся слож­ные эксперименты, имеющие целью обнаружить возможные слабые на­рушения этого закона (распад про­тона).

С. з. тесно связаны со св-вами сим­метрии физ. систем. При этом сим­метрия понимается как инвариант­ность физ. законов относительно не­к-рой группы преобразований вхо­дящих в них величин. Наличие сим­метрии приводит к тому, что для данной системы существует сохра­няющаяся физ. величина (см. Нётер теорема). Т. о., если известны св-ва симметрии системы, как правило, мож­но найти для неё С. з., и наоборот.

Как отмечалось, законы сохранения энергии, импульса, момента обладают всеобщностью. Это связано с тем, что соответствующие симметрии можно рассматривать как симметрии про­странства-времени (мира), в к-ром движутся матер. тела. Так, сохра­нение энергии связано с однородно­стью времени, т. е. с инвариантно­стью физ. законов относительно из­менения начала отсчёта времени. Со­хранение импульса и момента кол-ва движения связано соотв. с однород­ностью пр-ва (инвариантность отно­сительно пространств. сдвигов) и изо­тропностью пр-ва (инвариантность от­носительно вращений пр-ва). Поэтому проверка механич. С. з. есть проверка соответствующих фундам. св-в про­странства-времени. Долгое время счи­талось, что, кроме перечисленных элементов симметрии, пространство-время обладает зеркальной симмет­рией, т. е. инвариантно относительно пространственной инверсии. Тогда должна была бы сохраняться прост­ранств. чётность. Однако в 1957 было экспериментально обнаружено несо­хранение чётности в слабом вз-ствии, поставившее вопрос о пересмотре взглядов на глубокие св-ва геометрии мира.

В связи с развитием теории тяго­тения намечается дальнейший пере­смотр взглядов на симметрии прост­ранства-времени и фундам. С. з. (в частности, на законы сохранения энер­гии и импульса).

• В и г н е р Е., Этюды о симметрии, пер. с англ., М., 1971; Фейнман Р., Характер физических законов, пер. с англ., М., 1968; Ландау Л. Д., Лифшиц Е. М., Механика, 3 изд., М., 1973 (Теорети­ческая физика, т. 1).             

М. В. Менский.

СПЕКТР колебаний, совокупность гармонич. колебаний, на к-рые может быть разложено данное сложное ко­лебат. движение. Математически та­кое движение представляется в виде периодической, но негармонич. ф-ции f(t) с частотой w. Эту ф-цию можно представить в виде ряда гармонич. функций: f(t)=SA_ncosnwt с часто­тами поз, кратными осн. частоте (где A_n — амплитуды гармонич. функций, t — время, n — номер гармоники). Чем сильнее исходное колебание от­личается от гармонического, тем бо­гаче его С., тем больше составляющих обертонов (гармоник) содержится в разложении и тем больше их ампли­туды. В общем случае С. колебания содержит бесконечный ряд гармоник, амплитуды к-рых быстро убывают с увеличением их номера, так что прак­тически приходится принимать во внимание только нек-рое конечное число обертонов. Процессы, не имею­щие строгой периодичности или не­периодические, могут представляться в виде суммы гармонич. компонент с некратными частотами или в виде суммы (интеграла) бесконечного числа

составляющих со сколь угодно близ­кими частотами (непрерывный С.). С. звука выражает его частотный состав и получается в результате анализа звука. С. звука представляют обычно на координатной плоскости.

Рис. 1. Линейчатый спектр, полученный при сложении двух периодич. волн с осн. час­тотами f'₀ и f"₀.

 

где по оси абсцисс отложена частота f, а по оси ординат — амплитуда А или интенсивность I гармонич. состав­ляющей звука с данной частотой. Чистые тона, звуки с периодич. фор­мой волны, а также звуки, получен­ные при сложении неск. периодич. волн, обладают линейчатыми спект­рами (рис. 1). Акустические шумы, одиночные импульсы, затухающие зву­ки имеют сплошной спектр (рис. 2).

Рис. 2. Сплошной спектр затухающего колебания.

 

Частотные компоненты спектра им­пульса акустического прямоуг. формы с заполнением несущей частотой f₀ сосредоточены в осн. вблизи этой частоты в полосе шириной 7/Т, где Т — длительность импульса.

И. П. Голямина.

СПЕКТРАЛЬНАЯ АППАРАТУРА РЕНТГЕНОВСКАЯ, аппаратура, в ко­торой рентгеновское излучение иссле­дуемого в-ва возбуждается, разлага­ется в спектр и регистрируется. Пре­цизионная С. а. р. служит для ис­следования тонкой структуры рент­геновских спектров, аналитическая — для определения элементного состава в-ва (см. Спектральный анализ рент­геновский). Прецизионная аппаратура должна обладать высокой разрешаю­щей способностью, аналитическая — высокой светосилой.

В зависимости от цели и условий исследования и хар-ра объекта при­меняют разл. типы С. а. р.

Дифракционная С. а. р. основана на разложении рентг. излучения в спектр с помощью дифракции рентг. лучей, В состав этой С. а. р. входят: рентг. трубка, источник её питания, диспер­гирующий элемент (кристалл-анали­затор или дифракц. решётка), детек­тор рентг. излучения и электронная аппаратура, питающая его и реги­стрирующая его импульсы. В пре­цизионной С. а. р. применяются либо кристаллы-анализаторы, представля-

702

 

 

ющие собой почти идеальные кристал­лы, изогнутые по поверхности кругового цилиндра или сферы (рис., а) либо сферически вогнутые дифракц. решётки (рис., б). В аналитич. С. а. р. используют либо изогнутые кристал­лы, либо плоские кристаллы с много­пластинчатым коллиматором Соллера,

Оптич. схемы рентг. спектрометров: а — фо­кусирующий спектрометр с кристаллом-анализатором К; б — фокусирующий спект­рометр с дифракц. решёткой G; в — спект­рометр с плоским кристаллом К и коллима­тором Соллера (C₁ и С₂); S — источник из­лучения; S₁ и S₂ — щели; f — фокальная окружность, О'— её центр; О—центр ок­ружности, по к-рой изогнут кристалл или центр вогнутой поверхности решётки; D — детектор; Р — фотокатод; М — ВЭУ.

 

ограничивающим угловую расходи­мость падающего на кристалл излу­чения от неск. угловых минут до 1° (рис., в).

Детекторами в С. а. р. чаще всего служат пропорциональные, сцинтилляционные или ПП счётчики фотонов, а для мягких рентг. лучей — фотока­тоды с вторичным электронным умножителем (ВЭУ) открытого типа или каналовым умножителем.

С. а. р., предназначенная для од­новременной регистрации одной-двух линий спектра, наз. рентг. спектромет­ром (при фоторегистрации — спектро­графом), а при одноврем. регистрации многих (до 24) линий спектра — рентг. квантометром, или многоканальным спектрометром. Выходы каналов мо­гут быть введены в ЭВМ для дальней­шей обработки информации. Нек-рые спектрометры всю программу получе­ния и записи результатов выполняют автоматически.

Бездифракционная С. а. р. применя­ется для рентг. спектр. анализа. В ней непосредственно регистрируется рентг. излучение исследуемого образца. Ана­литич. линии выделяются одно- или многоканальным амплитудным анали­затором импульсов счётчика. При близком расположении окна счётчика к образцу полезно используемый те­лесный угол излучения каждого атома образца очень велик, а регистрируе­мая интенсивность превосходит её значение в дифракционной С. а. р. на неск. порядков. Это позволяет проводить анализ даже при очень слабом флуоресцентном рентг. излу­чении образца, возбуждаемом либо

изотопными источниками, либо ми­ниатюрными рентг. трубками, анод­ный ток к-рых не превосходит неск. мкА. Бездифракц. С. а. р. обладает сравнительно невысокой разрешающей способностью.

Микроанализаторы основаны на воз­буждении первичного рентг. излуче­ния образца электронным зондом диам. ок. 1 мкм, разложении этого из­лучения в спектр и его регистрации. Для получения тонкого электронного зонда используют электронную пушку и фокусирующие магн. линзы. При­менение светосильных фокусирующих спектрометров с изогнутыми кристал­лами или вогнутой дифракц. решёткой позволяет при токе зонда всего в неск. мкА получить спектр образца в данной точке. Если зонд сканирует по поверхности образца синхронно со строчной развёрткой телевиз. уст­ройства, на вход к-рого подан выход­ной потенциал детектора спектро­метра, то можно получить увеличен­ное изображение сканируемой по­верхности в лучах того элемента, на к-рый настроен спектрометр. В совр. микроанализаторах часто используют два рентг. спектрометра, один — с кристаллом-анализатором, другой — с дифракц. решёткой. Это позволяет выполнить локальный анализ всех элементов, начиная с Li.

• Б л о х и н М. А., Методы рентгеноспектральных исследований, М., 1959; его же, Рентгеноспектральная аппаратура, «ПТЭ», 1970, №2; Плотников Р. П., Пшеничный Г. А., Флюоресцентный рентгенорадиометрический анализ, М., 1973; Электронно-зондовый микроанализ, пер. с англ., М., 1974; Рентгенотехника. Справоч­ник, кн. 2, М., 1980.            

М. А. Блохин.

СПЕКТРАЛЬНАЯ ПЛОТНОСТЬ ве­личины, характеризующей излучение (напр., потока излучения, силы света), отношение рассматриваемой величи­ны, взятой в бесконечно малом спектр. интервале, содержащем данную длину волны l, к ширине этого интервала dl. Вместо l могут использоваться частоты, волновые числа или их ло­гарифмы. График зависимости С. п. к.-л. величины от спектр. коорди­наты характеризует распределение из­лучения ПО спектру.

Д. Н. Лазарев.

СПЕКТРАЛЬНАЯ СВЕТОВАЯ ЭФФЕКТИВНОСТЬ излучения (устар. назв. — видность), отношение светового потока монохроматич. излучения к соответствующему полному потоку из­лучения. Обозначается К(l). При дли­не волны l=555 нм приобретает макс. значение

K_макс=683 лм•Вт^-1. Ве­личины С. с. э. К (l) и относи­тельная С. с. э. (относи­тельная видность) V(l)=К (l)/К_макс лежат в основе постро­ения системы световых величин.

СПЕКТРАЛЬНАЯ ЧУВСТВИТЕЛЬ­НОСТЬ приёмника оптического из­лучения, отношение величины, ха­рактеризующей уровень реакции при­ёмника, к потоку или энергии моно­хроматич. излучения, вызывающего эту реакцию. Различают абсолют­ную С. ч., выражаемую в именованных единицах (напр., А/Вт, если реакция приёмника измеряется в А), и безразмерную относительную С. ч.— отношение С. ч. при данной длине волны излучения к макс. зна­чению С. ч. или к С. ч. при нек-рой др. длине волны. С. ч. глаза чело­века — то же, что и спектральная световая эффективность излучения (видность). См. также Приём­ники оптического излучения.

Д.  Н.  Лазарев.

СПЕКТРАЛЬНЫЕ ЛИНИИ, линии в спектрах испускания или поглощения атома (либо др. квант. системы), от­вечающие определ. излучательным квантовым переходам. С. л. характе­ризуются узким интервалом частот (длин волн) — шириной спектраль­ной линии. Миним. ширина С. л. наз. естественной или радиационной, она отвечает пере­ходу в изолиров. атоме (или в системе неподвижных и невзаимодействующих атомов). С. л. дополнительно уширя­ется вследствие хаотич. теплового дви­жения атомов или молекул (доплеровское уширение, см. Доплера эффект), Штарка эффекта или любого дру­гого вз-ствия квант. системы. С. л. приближённо можно считать моно­хроматическими с длиной волны, от­вечающей максимуму интенсивности С. л. испускания (или минимуму С. л. поглощения).

СПЕКТРАЛЬНЫЕ ПРИБОРЫ, при­боры для исследования в оптич. диа­пазоне (10^-3—10³ мкм; см. Спектры оптические) спектр. состава эл.-магн. излучений по длинам волн, нахож­дения спектр. хар-к излучателей и объектов, взаимодействовавших с из­лучением, а также для спектрального анализа. С. п. различаются методами спектрометрии, приёмниками излуче­ния, исследуемым (рабочим) диапазо­ном длин волн и др. хар-ками.

Принцип действия большинства С. п. можно пояснить с помощью имитатора, изображённого на рис. 1. Форма отверстия в равномерно осве­щённом экране 1 соответствует ф-ции f(l), описывающей исследуемый спектр — распределение энергии из­лучения по длинам волн К. Отверстие

703

 

 

в экране 2 соответствует ф-ции а(l-l'), описывающей способность С. п. вы­делять из светового потока узкие участки dl в окрестности каждой l'. Эту важнейшую хар-ку С. п. наз. функцией пропускания или аппаратной функцией (АФ), dl — её ширина. Процесс измерения спект­ра f(l) прибором с АФ а(l-l') можно имитировать регистрируя изменения свето­вого потока, про­ходящего через от­верстие при пере­мещении (скани­ровании) эк­рана 2 относитель­но экрана 1. Ре­зультат F(l) из­мерений исследу­емого спектра f(l)

Рис. 2. Классифика­ция методов спектро­метрии по способам разделения  длин волн. Контуры шириной dl символически изображают аппарат­ные функции (АФ). В одноканальных ме­тодах (1 и 3) приме­няется сканирование (символ ®), в много­канальных (2 и 4) — сканирование отсут­ствует и измерение интенсивности излу­чения ряда длин волн l', l", l"', . . . про­изводится одновре­менно.

 

прибором с АФ а(l-l') описывается интегралом: F(l)=∫a(l-l')/(l)d(l), наз. свёрткой ф-ции f с ф-цией а. Чем меньше ширина dl ф-ции а(l-l'), тем точнее прибор передаёт истинный контур f(l). Тождество F(l)ºf(l) достигается лишь при бесконечно уз­кой АФ.

Ширина АФ наряду с рабочим диа­пазоном l — осп. хар-ка С. п., она определяет спектральное раз­решение dl и спектральную раз­решающую способность R = l/dl. Чем шире АФ, тем хуже разрешение (и меньше R), но больше поток излу­чения, пропускаемый прибором, т. е. больше оптич. сигнал и отношение сигнала к шуму (М). Шумы в общем случае пропорциональны Ö(Dw) — полоса пропускания приёмного уст­ройства). Чем шире wf, тем выше быстродействие прибора и меньше время измерения, но больше шумы (меньше М). Взаимосвязь величин R, М, Dw определяется соотношением:

R^aМ(Dw)^b=К(l).

Показатели степени a и b принимают разл. положит. значения в зависи­мости от конкретного типа С. п. Кон­станта К, зависящая только от l, определяется конструктивными пара-

метрами данного типа С. п. и накла­дывает ограничения на величины R,

М, Dw. Кроме того, возможные зна­чения R ограничиваются дифракцией света, аберрациями оптических си­стем, а значения Dw — инерционно­стью приёмно-регистрирующей части приборов.

Рассмотренный    принцип    действия С. п. относится к одноканальным методам спектрометрии. В распростра­нённых наряду с ними многоканаль­ных методах сканирование не приме­няется, и излучения различных l регистрируются одновременно. Это со­ответствует наложению на экран 1 неподвижного экрана с вырезанными N контурами АФ для разных l при независимой регистрации потоков от каждого отверстия (канала).

Общая классификация методов спе­ктрометрии, являющихся основой для разл. схем и конструкций С. п., осу­ществляется по двум осн. призна­кам — числу каналов и физ. методам выделения X в пр-ве или времени (рис. 2). Исторически первыми и наиболее распространёнными явл. ме­тоды пространственного разделения X (селектив­ной фильтрации), к-рые наз. классическими (группы 1 и 2). В од­ноканальных С. п. (группа 1) иссле­дуемый поток со спектром f(l) посы­лается на спектрально-селективный фильтр, к-рый выделяет из потока нек-рые интервалы 6Х в окрестности каждой l' и может перестраиваться (непрерывно или дискретно), осуще­ствляя сканирование спектра во вре­мени t по нек-рому закону l'(t). Выделенные компоненты Dl посыла­ются на приёмник излучения, запись сигналов к-рого даёт ф-цию времени F(t). Переход от аргумента t к аргументу l позволяет получить ф-цию F(l) — наблюдаемый спектр.

В многоканальных С. п. (группа 2) одновременно регистрируются (без ска­нирования по l) неск. приёмниками потоки излучения разных длин волн l', l", l''', . . ., к-рые выделяют, напр., набором узкополосных фильт­ров или многощелевыми монохроматорами (полихроматорами). Если расстояние между каналами не превышает dl и число каналов N достаточно велико, то получаемая информация аналогична содержащей­ся в записи спектра на сканирующем одноканальном приборе (при тех же dl, одинаковых приёмниках и пр. равных условиях), но время измере­ния может быть сокращено в N раз. Наибольшая многоканальность дости­гается применением многоэлементных фотоэлектрич. приёмников излучения и фотогр. материалов (в спектрогра­фах).

Принципиальной основой новых методов (группы 3 и 4 на рис. 2), получивших развитие с сер. 60-х гг., явл. селективная модуля­ция (см. Модуляция света), при к-рой ф-ции разделения l переносятся из оптич. части прибора в электриче­скую. В простейшем одноканальном С. п. группы 3 исследуемый поток со спектром f(l) посылается на спект­рально-селективный модулятор, спо­собный модулировать нек-рой часто­той w₀=const лишь интервал dl в окрестности l', оставляя остальной поток немодулированным. Сканиро­вание l'(t) производится перестройкой модулятора т. о., чтобы различные l последовательно модулировались ча­стотой w₀. Выделяя составляющую w₀ в сигнале приёмника с помощью электрич. фильтра, получают ф-цию времени F(t), значения к-рой пропорц, соответствующим интенсивностям в спектре f(l).

Многоканальные системы с селек­тивной модуляцией (группа 4) осно­ваны на операции мультиплек­сирования (от лат. multiplex — сложный, многочисленный) — одно­временном приёме излучения от мн. спектр. элементов dl в кодиров. форме одним приёмником. Это обеспечива­ется тем, что длины волн l', l'', l''', ... одновременно модулируются разными частотами w', w", w'", ... и суперпозиция соответствующих по­токов в приёмнике излучения даёт сложный сигнал, частотный спектр к-рого по w несёт информацию об исследуемом спектре по l. При не­большом числе каналов компоненты w', w", w''', ... выделяются из сигнала с помощью электрич. фильт­ров. По мере увеличения числа ка­налов гармонич. анализ сигнала ус­ложняется. В предельном случае интерференц. модуляции искомый спектр f(l) можно получить фурье-преобразованием регистрируемой интерферограммы (см. Фурье спектроскопия). Среди других возможных способов

704

 

 

многоканального кодирования полу­чили практич. применения маски-матрицы Адамара (см. ниже).

За рамками классификации, при­ведённой на рис. 2, остаются лишь методы, использующие почти монохроматич. излучение перестраиваемых ла­зеров (см. Лазерная спектроскопия).

1. Одноканальные С. п. с простран­ственным разделением длин волн

Основой схемы приборов этой груп­пы (рис. 3) явл. диспергирую­щий элемент (дифракционная

Рис. 3. Принципиальная оптич. схема спектр. прибора с пространств. разделением длин волн с помощью угловой дисперсии:

1  — коллиматор   с   входной   щелью    Щ   и объективом O₁ с фокусным расстоянием С₁;

2  — диспергирующий  элемент,   обладающий угловой дисперсией Dj/Dl; 3 — фокусирую­щая   система    (камера)   с    объективом   О₂, создающим  в  фокальной  плоскости  Ф  изо­бражения  входной  щели  в  излучении  раз­ных длин волн с линейной дисперсией Dх/Dl.

 

решётка, эшелетт, интерферометр Фабри — Перо, призма), обладающий угловой дисперсией Dj/Dl, что по­зволяет развернуть в фокальной пло­скости Ф изображение входной щели Щ в излучении разных длин волн. Объективами O₁ и O₂ обычно служат сферич. или параболич. зеркала, т. к. их фокусные расстояния не зависят от l (в отличие от линзовых систем). Одноканальные С. п. имеют в пло­скости Ф одну выходную щель и наз. монохроматорами; если щелей несколько, то С. п. наз. полихроматором, если светочувствит. слой или глаз, С. п.— спектрограф или спект­роскоп. Сканирование в монохроматорах по l осуществляется, как пра­вило, поворотом диспергирующего эле­мента 2 или вспомогат. зеркала. В простейших конструкциях вместо дифракц. решеток и призм применя­ются циркулярно-клиновые светофиль­тры с непрерывной перестройкой уз­кой полосы пропускания или наборы узкополосных светофильтров, даю­щие ряд дискр. отсчётов для разных l. На основе монохроматоров строятся однолучевые и двухлучевые спектро­метры. Для однолучевых С. п. (рис. 4) характерно последоват. соединение функциональных элементов. В случае измерения спектров пропускания или отражения обычно используется встро­енный в С. п. источник сплошного спектра излучения; для измерения спектров внеш. излучателей преду­сматриваются соответствующие осве­тители. Для С. п. этого типа соотноше­ние (1) обычно имеет вид: R²MÖDw=К(l), и накладываемые им ограни­чения на R  и Dw играют осн. роль в ИК области, где яркости источников

быстро уменьшаются и значения К малы. В видимой и ближней ИК областях энергетич. ограничения иг­рают меньшую роль и рабочие зна­чения R могут приближаться к ди­фракц. пределу (напр., в С. п. с ди­фракц. решётками к значению R_диф»2kvLsinj, где k — кратность ди­фракции, v=1/l. — волн. число, L -ширина решётки, j — угол дифрак­ции).

Двухлучевые схемы характерны для спектрофотометров. Рассмотрим ти­пичные приборы группы 1.

рис. 4. Блок-схема однолучевого одноканального спектр. прибора: И — источник излучения; М — оптич. модулятор (обтю­ратор); С) — исследуемый образец; Ф — сканирующий фильтр (монохроматор); П — фотоэлектрич. приёмник излучения; У -усилитель и преобразователь сигналов при­ёмника; Р — аналоговый или цифровой ре­гистратор.

 

Спектрометры высокого разрешения

для исследований структуры ат. и мол. спектров представляют собой стационарные лаб. установки, рабо­тающие по схеме, приведённой на рис. 4. Их длиннофокусные (до 6 м) монохроматоры помещают в вакуум­ные корпуса (для устранения атм. поглощения) в виброзащищённых и термостабилизиров. помещениях. В этих приборах используется 2- и 4-кратная дифракция на больших эшелеттах, применяются высокочувствит. охлаждаемые приёмники, что позво­ляет достигать в спектрах поглощения значений R»2•10⁵ при l»З мкм. Для выявления ещё более тонкой струк­туры в схему вводят интерферометры Фабри — Перо, в к-рых сканирование по l, в пределах узкого диапазона про­изводится изменением давления в за­зоре или величины зазора с помощью пьезодвигателей, а щелевой монохро­матор используется лишь для пред­варит. выбора спектр. диапазона и разделения налагающихся порядков интерференции. Такие приборы наз. спектрометрами Фабри — Перо, они позволяют в видимой области полу­чать R»10⁶.

Двухлучевые спектрофотометры (СФ). В двухлучевых оптич. схемах поток от источника разделяется на два пучка — основной и пучок сравнения (референтный). Чаще всего применя­ется двухлучевая схема «оптич. нуля» (рис. 5), представляющая собой си­стему автоматич. регулирования с обратной связью. При равенстве по­токов излучения в двух пучках, про­ходящих через образец и фотометрич. клин К и попеременно посылаемых модулятором М на входную щель монохроматора Ф, система находится в равновесии — клин К неподвижен.

С изменением длины волны при ска­нировании пропускание образца ме­няется и равновесие нарушается — возникает сигнал разбаланса, к-рый усиливается и подаётся на сервомо­тор, управляющий движением клина и связанным с ним регистратором Р (самописцем). Клин перемещается до тех пор, пока вносимое им ослабление референтного потока не компенсирует ослабления, вносимого образцом. Диа­пазон перемещения клина согласуется со шкалой (от 0 до 100%) регистра­тора коэфф. пропускания образца.

Рис. 5. Схема «оптич. нуля» двухлучевого одноканального спектрофотометра: К — оп­тич. клин; остальные обозначения анало­гичны приведённым на рис. 4.

 

Обычно СФ записывает зависимость коэфф. пропускания Т (в %) или оптич. плотности D=-IgT  (0£T£1)

от l, или волн. числа v.

Многочисл. модели СФ можно раз­делить на три осн. класса: сложные универсальные СФ для науч. иссле­дований (Л = 10³—10⁴), приборы ср. класса (R»10³) и простые («рутинные») СФ (R=100—300). В СФ 1-го класса предусмотрена автоматич. смена реп­лик, источников, приёмников, что позволяет охватить широкий спектр. диапазон. Наиболее распространены приборы с диапазонами 0,19—3, 2,5 — 50 и 20—330 мкм. Конструкции этих СФ обеспечивают широкий выбор зна­чений R, М, Dw, скоростей и масшта­бов регистрации спектров разл. объ­ектов.

Кроме СФ, работающих по схеме «оптич. нуля», существуют прецизи­онные СФ, построенные по схеме «эле­ктрич. отношения». В них световые пучки двухлучевого фотометра моду­лируются разл. частотами (или фазами) и отношение потоков определяется в электрич. части прибора. В кон­струкции спец. типов СФ вводят микроскопы (микроспектрофотомет­ры), устройства для исследований спектров флуоресценции (спектрофлуориметры), дисперсии показателя пре­ломления (спектрорефрактометры), из­мерений яркости внеш. излучателей в сравнении с эталонным (спектрорадиометры). Автоматич. СФ являются осн. приборами для исследований спектр. хар-к в-в и материалов и аб­сорбционного спектр. анализа в ла­бораториях.

Однолучевые нерегистрирующие спектрофотометры — обычно простые и относительно дешёвые приборы для

705

 

 

области 0,19—1,1 мкм, схема к-рых аналогична приведённой на рис. 4. Нужная длина волны в них устанав­ливается вручную; образец и эталон, относительно к-рых измеряется про­пускание или отражение, последова­тельно вводятся в световой пучок. Отсчёт снимается визуально по стре­лочному или цифровому прибору.

Спектрометры комбинационного рас­сеяния могут быть однолучевыми и двухлучевыми. Источником излучения в них обычно служат лазеры, а для наблюдения комбинац. частот (см. Комбинационное рассеяние света) и подавления фона, создаваемого пер­вичным излучением, применяются двойные и тройные монохроматоры, а также голографич. дифракц. решётки. В лучших приборах отношение фона к полезному сигналу снижено до 10^-15 и комбинац. частоты могут наблюдаться на расстояниях порядка неск. см^-1 от возбуждающей линии.

Скоростные спектрометры (хроноспектрометры) работают по схеме, приведённой на рис. 4, но в отличие от предыдущих С. п. их снабжают устройствами быстрого циклич. ска­нирования и широкополосными (Dw до 10⁷ Гц) приёмно-регистрирующими системами. Для исследований кине­тики реакций сканирование ведётся с малой скважностью, к-рая дости­гается, напр., методом «бегущей ще­ли»: вместо выходной щели в фокаль­ной плоскости устанавливается быстро вращающийся диск с большим числом радиальных прорезей. Таким спосо­бом получают до 10⁴ спектров в 1 с. Если время жизни объекта слишком мало, применяют более быстрое ска­нирование вращающимися зеркалами, это приводит к большой скважности и требует синхронизации начала про­цесса с моментом прохождения спект­ра по щели.

2. Многоканальные С. п. с простран­ственным разделением длин волн

Сканирование в этой группе при­боров не применяется, дискр. ряд длин волн (в полихроматорах) или участки непрерывного спектра (в спект­рографах) регистрируются одновре­менно и оптич. часть строится обычно до схеме, приведённой на рис. 3. Если же вместо системы, создающей угловую дисперсию, применяется на­бор узкополосных светофильтров, при­бор обычно относят к фотометрам.

Многоканальные С. п. использу­ются для спектр. анализа состава в-в по выбранным аналитич. длинам волн l. По мере увеличения числа каналов появляется возможность изучения спектр. распределений f(l). Рассмот­рим наиб. типичные приборы данной труппы (в порядке возрастания числа каналов).

Пламённые (атомно-абсорбционные) спектрофотометры имеют обычно

один-два канала регистрации. Они измеряют интенсивности линий аб­сорбции, эмиссии или флуоресценции атомов элементов в пламени спец. горелок или др. атомизаторов. В про­стых конструкциях аналитические l выделяются узкополосными фильтра­ми (пламенные фотометры), в приборах более высокого класса применяются полихроматоры или мо­нохроматоры, к-рые можно переклю­чать на разл. длины волн. Приборы данного типа используют для опреде­ления большинства элементов перио­д.ч, системы. Они обеспечивают вы­сокую избирательность и чувстви­тельность (до 10^{-14 г).}

Квантометры — фотоэлектрич. ус­тановки для пром. спектр. анализа — строятся на основе полихроматоров; выходные щели полихроматора выде­ляют из спектра излучения исследу­емого в-ва аналитич. линии и линии сравнения, соответствующие потоки посылаются на приёмники (фотоумножители), установленные у каждой щели. Фототоки приёмников заряжа­ют накопительные конденсаторы; ве­личина заряда, накопленного за время экспозиции, служит мерой интенсив­ности линии, к-рая пропорц. концент­рации элемента в пробе. Существую­щие модели квантометров различа­ются рабочими диапазонами спектра (внутри области 0,17 — 1 мкм), числом одновременно работающих каналов (от 2 до 80), степенью автоматизации, способами возбуждения спектров (дуга, искра, лазер). Они применяются для экспрессного спектр. анализа сталей, сплавов, смазочных масел.

Спектрографы одновременно реги­стрируют протяжённые участки спект­ра, развёрнутого в фокальной пло­скости Ф (рис. 3), на фотопластинках или фотоплёнках (фотогр. спектро­графы), а также на экранах передаю­щих телевиз. трубок, электроннооптич. преобразователей с «запомина­нием» изображений и т. п. При хоро­шей оптике число каналов ограничи­вается лишь разрешающей способ­ностью (зернистостью) фотоматериа­лов или числом строк телевиз. раз­вёртки. В видимом диапазоне исполь­зуются простые спектроскопы и стилоскопы, в к-рых приёмником явл. глаз.

Типы спектрографов отличаются большим разнообразием — от прос­тейших приборов настольного типа для учебных целей и компактных ракетных и спутниковых бортовых спектрографов до крупных астроспектрографов, работающих в сочетании с телескопами, и лабораторных 10-метровых вакуумных установок с боль­шими плоскими и вогнутыми дифракц. решётками для исследований тонкой структуры спектров атомов. Линейная дисперсия спектрографов Dx/Dl может лежать в пределах 10²—10⁵ мм/мкм, светосила по ос­вещённости (отношение осве­щённости в изображении входной щели к яркости источника, освещающего входную щель) — от »0,5 в свето­сильных спектрографах до 10^-3 и менее в длиннофокусных приборах большой дисперсии.

Скоростные многоканальные С. п. для исследований спектров быстро-протекающих процессов конструиру­ются путём сочетания спектрографа со скоростной кинокамерой (кино­спектрографы), введения в схему при­бора многогранных вращающихся зер­кал, применения многоканальной ре­гистрации с многоэлементными при­ёмниками и т. п. (такие С. п. наз. хроноспектрографами, спектрохронографами, спектровизорами, скорост­ными спектрометрами).

3. Одноканальные С. п.  с селектив­ной модуляцией

Типичными С. п. 3-й группы явл. растровые спектрометры и сисамы.

Растровые спектрометры создаются по общей для одноканальных С. п. блок-схеме (рис. 4), но в сканирующем монохроматоре щели заменяются раст­рами спец. формы (.напр., гиперболи­ческими; рис. 6). При работе входного растра попеременно в проходя­щем и отражённом свете возникает амплитудная модуляция излучения той l, для к-рой изображение входного растра совпадает с выходным растром.

 

 

рис. 6. Гиперболич. растр Жерара. Тёмные полосы — зеркальные, растр попеременно работает то в проходящем, то в отражён­ном свете.

В излучении других l в результате угловой дисперсии изображения сме­щаются и амплитуда модуляции умень­шается. Т. о., ширина АФ dl такого С. п. соответствует полупериоду раст­ра. По сравнению с щелевыми спект­рометрами растровые дают выигрыш в потоке (примерно в 100 раз при R»30000), однако их применение ограничено засветкой приёмника по­током немодулиров. излучения и слож­ностью изготовления растров и оптич. части системы.

Сисам — спектрометр интерферен­ционный с селективной амплитудной модуляцией — строится на основе

706

 

 

двухлучевого интерферометра, в к-ром концевые зеркала заменены син­хронно поворачивающимися дифракц. решётками и введён модулятор по оптич. разности хода. В этом случае амплитудная модуляция накладыва­ется только на интервал dl_диф, со­ответствующий дифракц. пределу в окрестности l, к-рая удовлетворяет условию максимума дифракции для обеих решёток. Сисам всегда рабо­тает на дифракц. пределе: R=l/dl_диф, при этом за счёт увеличения входного отверстия поток примерно в 100 раз больше, чем в классич. приборах 1-й группы, но оптико-механич. часть весьма сложна в изготовлении и настройке.

4. Многоканальные С. п. с селектив­ной модуляцией

Для данной группы С. п. характерна одновременная селективная модуля­ция (кодирование) дискретного или непрерывного ряда длин волн, вос­принимаемых одним фотоэлектрич. приёмником, и последующее декоди­рование электрич. сигналов. Наи­большее распространение получили два типа приборов этой группы.

В адамар-спектрометрах осущест­вляется кодирование дискр. ряда длин волн; общая схема подобна приведён­ной на рис. 4, но сканирование здесь не применяется, щели в монохроматоре заменены на циклически сменя­емые многощелевые растры спец. кон­струкции (маски-матрицы Адамара). Сигналы приёмника декодируются спец. устройством, дающим на вы­ходе дискр. спектр исследуемого из­лучения, состоящий примерно из 100 точек-отсчётов. Адамар-спектрометры дают выигрыш в потоке и быстродей­ствии и эффективно применяются, напр., для экспресс-анализа выхлоп­ных газов двигателей по ИК спектрам.

В фурье-спектрометрах осуществля­ется непрерывное кодирование длин волн с помощью интерференц. моду­ляции, возникающей в двухлучевом интерферометре при изменении (ска­нировании) оптич. разности хода. При­ёмник излучения на выходе интерфе­рометра даёт во времени сигнал — интерферограмму, к-рая для получе­ния искомого спектра подвергается фурье-преобразованию на ЭВМ. Фу­рье-спектрометры наиб. эффективны для исследований протяжённых спект­ров слабых излучений в ИК области, а также для решения задач сверх­высокого разрешения (см. Фурье спект­роскопия). Конструкции и хар-ки при­боров этого типа очень разнообразны: от больших уникальных лаб. устано­вок с оптич. разностью хода 2 м (R»10⁶) до компактных ракетных и спутниковых спектрометров, предназ­наченных для метеорол. и геофиз. ис­следований, изучения спектров планет и т. д. Для фурье-спектрометров соотношение (1) имеет вид: R^3/2МÖDw=K(l).

Отметим ещё раз принципиальное различие рассмотренных групп при­боров: в одноканальных приборах время эксперимента затрачивается на накопление информации о новых участ­ках спектра, в приборах 2-й группы — на накопление отношения сигнала к шуму, а в приборах 4-й группы — на накопление структурных деталей в данном спектр. диапазоне (рис. 7).

Рис. 7. ИК спектры поглощения паров во­ды на участке 200—250 см^-1, получен­ные с помощью фурье-спектрометра при разл. оптич. разно­стях хода D в интер­ферометре. Чем боль­ше А (т. е., чем боль­ше затрачено време­ни на сканирование по А), тем больше де­талей можно выявить в исследуемом участ­ке спектра. При D =4 см спектр. разре­шение         dl=2/D=0,5 см^-1.

 

 

• Пейсахсон И. В., Оптика спект­ральных приборов, 2 изд., Л., 1975; Т а р а с о в К. И., Спектральные приборы, 2 изд., Л., 1977; Зайдель А. Н., Остров­ская Г. В., Островский Ю. П., Техника и практика спектроскопии, 2 изд., М., 1976; Оптико-механические приборы, М., 1965; Я к у ш е н к о в Ю. Г., Теория и расчет оптико-электронных приборов, 2 изд., М., 1980; М е р ц Л., Интегральные преобразования в оптике, пер. с англ., М., 1969; Инфракрасная спектроскопия высо­кого разрешения. Сб. статей, пер. с франц. и англ., под ред. Г. Н. Жижина, М., 1972; К а р д о н а М., Модуляционная спект­роскопия, пер. с англ., М., 1972.

В. А. Никитин.

СПЕКТРАЛЬНЫЕ ПРИЗМЫ (диспер­сионные призмы), одна из групп призм оптических; служат для про­странств. разделения (разложения в спектр) излучений оптич. диапазона, различающихся длинами волн. Раз­деление излучений на монохроматич. составляющие С. п. явл. результатом зависимости угла отклонения б луча, прошедшего через призму (рис.) от показателя преломления n, различ­ного для лучей разных длин волн l (см. Дисперсия света). Качество С. п. характеризуется угловой дис­персией Dd/Dl, к-рая зависит от материала призмы (величин n и Dn/Dl), преломляющего угла a и угла падения i₁ (а следовательно, и от углов пре­ломления i'₁ и i'₂ на первой и второй гранях призмы):

В зависимости от исследуемой об­ласти спектра применяются С. п. из разл. материалов: стекла (чаще всего из флинта) — для видимой об­ласти; крист. кварца, флюорита и др.— для УФ области; фтористого лития, хлористого магния и др.— для ИК области.

Наиболее употребительны след. С. п. (рис.):

1) простая трёхгранная призма с преломляющим углом a=60°,

2) Призма Корню, представляющая со­бой соединение на оптическом кон­такте двух прямоуг. призм с пре­ломляющим углом a₁=30°, вырезан­ных из лево- и правовращающего кварца (см. Оптическая активность, Оптически активные вещества) так,

что кристаллографич. оси параллель­ны основаниям призм. В призме Кор­ню компенсируется двойное лучепре­ломление и вращение плоскости поля­ризации, что улучшает качество спект­ра. В автоколлимац. приборах (см. Автоколлимация) того же эффекта достигают, применяя одну половину призмы Корню, задняя поверхность к-рой покрыта отражающим слоем.

3) Призма Аббе, в к-рой разложение в спектр сопровождается отклонением пучка лучей на 90°. Призма включает две прямоуг. призмы с преломляю­щими углами a₁=30°, приклеенные к граням равнобедренной (с a₂=45°), прямоугольной отражательной приз­мы. Показатели преломления призмы одинаковы (n₁-n₂).

4)   Призма Резерфорда — Броунинга из трёх склеенных призм,  увели­чивающая угловую дисперсию за счёт большого преломляющего  угла  (a₂=100°);  центр.  призма  изготовляется из  стекла   (флинт)   с  большим пока­зателем    преломления   n₂,   две   боко­вые призмы — из стекла (крон) с ма­лым n₁.

5)   Призма прямого зрения (призма Амичи), состоящая из трёх или более склеенных  прямоуг.   призм.   Боковые призмы изготовляются из крона, сред­няя — из   флинта   (n₂>n₁).   Один   из ср.   лучей  спектра   проходит   призму Амичи без отклонения; лучи с боль­шей и меньшей длиной волны откло­няются в стороны от ср. луча.

К С. п. относится и призма Фери, при использовании к-рой наряду с разложением в спектр пучка лучей происходит его фокусировка. Это до­стигается благодаря тому, что ра­бочие грани призмы искривлены и одна из них явл. зеркалом, т. к. на ней нанесено металлич. покрытие.

707

 

 

 

При радиусе кривизны выходной по­верхности R спектр располагается на окружности радиуса R/2.

До 70-х гг. 20 в. С. п. широко при­менялись в спектральных приборах, затем наметилась тенденция к их замене во многих случаях дисперги­рующими элементами др. типов.

•Чуриловский В. Н., X а л и л у л и н К. А., Теория и расчет призменных систем. Л., 1979; Пейсахсон И. В., Оптика спектральных приборов, 2 изд., Л., 1975.                                  

Л. Н. Капорский.

СПЕКТРАЛЬНЫЕ СЕРИИ, группы спектр. линий в ат. спектрах, частоты к-рых подчиняются определ. законо­мерностям. В спектрах испускания линии данной С. с. возникают при всех разрешённых излучательных квантовых переходах с разл. началь­ных возбуждённых уровней энергии на один и тот же конечный уровень и «сходятся» к границе серии, имеющей максимальную для данной серии ча­стоту перехода (см. рис. 1 в ст. Атом). Наиболее чётко С. с. выделяются в спектрах водорода и водородоподобных атомов, гелия, щелочных ме­таллов.

Волн. числа линий в С. с. водорода определяются  ф-лой:

где R — Ридберга постоянная, n_i и n_k — целые числа, определяющие на­чальный и конечный уровни энергии. Для каждой С. с. n_i постоянно, а числа, определяющие верхние уров­ни, n_k=n_i+1, n_i+2, . . . Так, для n_i=1 и n_k=2, 3, ... получается серия Лаймана, частоты линий к-рой лежат в далёкой УФ области; при n_i=2, n_k=3, 4, . ...— серия Бальмера, её линии лежат в видимой и ближней УФ областях; при n_i= 3, n_k=4, 5, . . .— серия Пашена, рас­положенная в ИК области. В далёкой ИК области лежат серии Б рэкета (n_i = 4), Пфунда. (n_i=5) и Хамфри (n_i=6). Ф-ла для С. с. водородоподобных атомов отличается от (*) коэфф. Z² (Z — ат. номер).

В спектрах щелочных металлов рас­положение линий описывается более сложными закономерностями. В них выделяются главная, резкая, диффуз­ная и Бергмана серии.

См. также ст. Атомные спектры.

СПЕКТРАЛЬНЫЙ АНАЛИЗ, физич. методы качеств. .и количеств. опре­деления состава в-ва, основанные на получении и исследовании его спект­ров. Основа С. а. — спектроскопия атомов и молекул, его классифициру­ют по целям анализа и типам спект­ров. Атомный С. а. (АСА) оп­ределяет элементный состав образца по атомным (ионным) спектрам испу­скания и поглощения; м о л е к у л я р н ы й С. а. (МСА) — мол. состав в-ва по мол. спектрам поглощения, люминесценции и комбинационного рас-

сеяния света. Эмиссионный С. а. производят по спектрам испу­скания атомов, ионов и молекул, воз­буждённым разл. источниками эл.-магн. излучения в . диапазоне от g-излучения до микроволнового. А б-сорбционный С. а. осуществ­ляют по спектрам поглощения ана­лизируемых объектов (атомов, моле­кул, ионов в-ва).

Атомный  С.   а.   (АСА)

Качественный АСА осуще­ствляют сопоставлением полученного спектра исследуемого в-ва со спектр. линиями элементов, приведёнными в спец. таблицах и атласах. В основе количественного АСА лежит соотношение, связывающее концент­рацию с определяемого элемента с отношением интенсивностей линий оп­ределяемой примеси (I₁) и линии сравнения (I₂): I₁/I₂=ас^b (постоян­ные a и b определяются опытным пу­тём), или

lg(I₁/I₂)=blgc+lga.

С помощью стандартных образцов (не менее трёх) можно построить график зависимости lg(I₁/I₂) от Igc (градуировочный график, рис.) и определить по нему а и 6. Значения I_t и I₂ можно получать непосредственно путём фотоэлектрич. измерений или путём фотометрирования (измерения плотности почернения) на микрофотометре линий определяемой примеси и линии срав­нения при фоторегистрации.

 

Градуировочный график (метод трёх этало­нов).

 

В эмиссионном АСА для получения спектров испускания исследуемого в-ва отбирают представит. пробу, от­ражающую его состав, и вводят её в источник излучения (атомизатор). Здесь тв. и жидкие пробы испаря­ются, соединение диссоциирует и сво­бодные атомы (ионы) переходят в возбуждённое состояние. Испускаемое ими излучение раскладывается в спектр и регистрируется (или на­блюдается визуально) с помощью спектрального прибора.

Для возбуждения спектра в АСА используют разл. источники света и соответственно разл. способы введения в них образцов. Выбор источника за­висит от конкретных условий анализа объекта. Тип источника и способ введения в него пробы составляют гл. содержание частных методик АСА. Первым искусств. источником света в АСА было пламя газовой горелки —

источник. весьма удобный для быст­рого и точного определения мн. эле­ментов. Темп-ра пламён горючих га­зов невысока (от 2100К для смеси водород — воздух до 4500К для смеси кислород — циан). С помощью фотометрии пламенной определяют ок. 70 элементов по их аналитич. линиям, а также по мол. полосам соединений, образующихся в пламё­нах.

В эмиссионном АСА широко ис­пользуются электрич. источники све­та. В электрич. дуге пост. тока между специально очищенными угольными электродами разл. формы, в каналы к-рых помещают исследуемое в-во в измельчённом состоянии, можно производить одновременно определе­ние десятков элементов. Она обеспе­чивает относительно высокую темп-ру нагрева электродов и благоприятные условия возбуждения атомов пробы в дуговой плазме, однако точность это­го метода невысока из-за нестабиль­ности разряда. Повышая напряжение до 300—400 В или переходя к высоко­вольтной дуге (3—4 кВ), можно уве­личить точность анализа.

Более стабильные условия создаёт дуга перем. тока. В совр. генераторах дуги перем. тока можно получать разл. режимы возбуждения (низко­вольтную дугу, искру, ВЧ искру, дугу перем. тока, импульсный разряд и т. д.). Такие источники света с разл. режимами используют при определе­нии металлов и трудно возбудимых элементов (углерод, галогены, газы, содержащиеся в металлах, и т. д.). Вы­соковольтная конденсиров. искра слу­жит гл. обр. источником света при анализе металлов. Стабильность иск­рового разряда позволяет получать высокую воспроизводимость анализа, однако сложные процессы, происхо­дящие на поверхностях электродов, приводят к изменению состава плазмы разряда. Чтобы устранить это яв­ление, производят предварит. обжиг проб, нормируют форму и размеры проб и стандартных образцов.

В эмиссионном АСА перспективно применение стабилизиров. форм элект­рич. разряда, получаемых в плазмо­тронах разл. конструкций, ВЧ ин­дукционного разряда, СВЧ разряда, создаваемого магнетронными генера­торами, ВЧ факельного разряда. С по­мощью разл. приемов введения ана­лизируемых в-в в плазму этих раз­рядов (продувка порошков, распыле­ние р-ров и т. д.) значительно повы­шена относит. точность анализа (до 0,5—3%), в т. ч. и компонентов слож­ных проб, содержание к-рых состав­ляет десятки %. В нек-рых важных случаях анализа чистых в-в приме­нение этих типов разряда снижает пределы определения примесей на 1—2 порядка (до 10^-5—10^-6 %).

Для апализа чистых в-в, радиоак­тивных материалов, смесей газов, изотопного анализа, спектрально-изо­топного определения газов в метал-

708

 

 

лах и тв. телах и т. д. весьма пер­спективно оказалось использование разряда в полом катоде и безэлектрод­ных ВЧ и СВЧ разрядов. В качестве источников возбуждения применяют­ся также лазеры (см. Лазерная спект­роскопия).

Атомно-абсорбционный С. а. (ААА) и атомно-флуоресцентный С. а. (АФА). В этих методах пробу также испаряют в атомизаторе (в пламени, графитовой трубке, плазме стабилизированного ВЧ и СВЧ разряда). В ААА свет от источника дискр. излучения, проходя через пар в-ва, ослабляется, и по степени ослабления интенсивностей линий определяемого элемента судят о концентрации его в пробе. ААА проводят на спец. спектрофотометрах; методика его проведения по сравнению с др. методами значительно проще, для него характерна высокая точность определения не только малых, но и больших концентраций элементов в пробах.

В АФА ат. пары пробы облучают резонансным для исследуемого эле­мента излучением и регистрируют его флуоресценцию. Для нек-рых эле­ментов (Zn, Cd, Hg и др.) относит, пределы обнаружения весьма малы (~10^-5—10^-6 %).

АСА позволяет проводить измере­ние изотопного состава благодаря изо­топному сдвигу спектр. линий (для большинства элементов требуются при­боры высокой разрешающей способ­ности, напр. эталон Фабри — Перо). Изотопный С. а. можно также про­водить по электронно-колебательным спектрам молекул, определяя изо­топные сдвиги полос, достигающие в некоторых случаях значительной ве­личины.

Экспрессные методы АСА широко применяются в пром-сти, с. х-ве, геологии и мн. др. областях нар. х-ва и науки. Значит. роль АСА играет в ат. технике, произ-ве чистых ПП материалов, сверхпроводников и т. д.

К С. а. относится также анализ элементного состава в-ва по рентг. спектрам (см. Спектральный анализ рентгеновский), по спектрам оже- и фотоэлектронов (см. Оже-спектроскопия и Фотоэлектронная спектроско­пия), по спектрам фотопроводимости и др.

•Зайдель А. Н., Основы спект­рального анализа, М., 1965; Русанов А. К., Основы количественного спектраль­ного анализа руд и минералов, 2 изд., М., 1978; Спектральный анализ чистых веществ, под ред. X. И. Зильберштейна, Л., 1971; Львов Б. В., Атомно-абсорбционный спектральный анализ, М., 1966; Петров А. А., Спектрально-изотопный метод ис­следования материалов, Л., 1974; Тарасевич Н. И., Семененко К. А., Хлыстова А. Д., Методы спектраль­ного и химико-спектрального анализа, М., 1973; Менке Г., Менке Л., Введение в лазерный эмиссионный микроспектральный анализ, пер. с нем., М., 1968; Коро­лев Н. В., Р ю х и н В. В., Г о р б у н о в С. А., Эмиссионный спектральный микроанализ, Л., 1971; Таблицы спектраль­ных линий, 4 изд., М., 1977.

Л.  В. Липис.

Молекулярный спектральный анализ (МСА)

В основе МСА лежит качеств. и количеств. сравнение измеренного спектра исследуемого образца со спект­рами индивидуальных ве­ществ. Соответственно различают качеств. и количеств. МСА. В МСА используют разл. виды молекулярных спектров: вращательные (микровол­новая и длинноволновая ИК области спектра), колебательные и колеба­тельно-вращательные [спектры погло­щения и излучения в ср. ИК обла­сти, спектры комбинационного рас­сеяния света (КРС), спектры ИК флуоресценции], электронные, элект­ронно-колебательные и электронно-колебательно-вращательные (спектры поглощения и пропускания в видимой и УФ областях, спектры флуоресцен­ции). МСА позволяет проводить ана­лиз малых количеств в-ва (до долей мкг и менее) в разл. агрегатных состояниях.

Осн. факторы, определяющие воз­можности методов МСА: 1) информа­тивность метода. Условно выражается числом спектрально разрешаемых ли­ний или полос в определ. интервале длин волн или частот исследуемого диапазона (для микроволн. диапазона оно ~10⁵, для ср. ИК области ~10³);

2)   кол-во измеренных спектров ин­дивидуальных соединении;

3)    существование    общих    законо­мерностей    между   спектром    в-ва   и его  мол.  строением;

4)   чувствительность и   избиратель­ность метода;

5)   универсальность метода;

6)   простота  и доступность  измере­ний спектров.

Качественный МСА устанавливает мол. состав исследуемого образца. Спектр молекулы явл. его однознач­ной хар-кой. Наиболее специфичны спектры в-в в газообразном состоянии с разрешённой вращат. структурой, к-рые исследуют с помощью спектр. приборов высокой разрешающей спо­собности. Чаще всего используют спектры ИК поглощения и КРС в-в в жидком и тв. состояниях, а также спектры поглощения в видимой и УФ областях. Широкому внедрению ме­тода КРС способствовало применение для их возбуждения лазерного излу­чения.

Для повышения эффективности МСА в нек-рых случаях измерение спект­ров комбинируют с др. методами иден­тификации в-в. Так, всё большее распространение получает сочетание хроматографич. разделения в-в сме­сей с измерением ИК спектров по­глощения выделенных компонентов.

К качеств. МСА относится также т. н. структурный мол. анализ. Ус­тановлено, что молекулы, имеющие одинаковые структурные элементы, обнаруживают в спектрах поглощения и испускания (особенно колебательных) общие черты. Так, наличие

сульфгидрильной группы (—SH) в структуре молекулы влечёт за собой появление в спектре полосы в ин­тервале 2565—2575 см^-1 нитрильной группы (—CN) — полосы 2200— 2300 см^-1 и т. д. Присутствие этих характеристич. полос в колебат. спект­рах в-в с общими структурными эле­ментами объясняется характеристич­ностью частоты (см. Характеристи­ческие частоты) и формы мн. мол. колебаний. Эта особенность колеба­тельных (и в меньшей степени элект­ронных) спектров позволяет опреде­лять структурный тип в-ва.

Применение ЭВМ существенно уп­рощает и ускоряет качеств. анализ. В принципе его можно полностью автоматизировать, вводя показания спектр. приборов непосредственно в ЭВМ, в память к-рой заложены спект­ральные характеристич. признаки мн. в-в.

Количественный МСА по спектрам поглощения основан на Бугера — Ламберта — Бера законе, устанавли­вающем связь между интенсивностями падающего I₀ и прошедшего через в-во I света в зависимости от тол­щины поглощающего слоя l и кон­центрации в-ва с:

I(l)=I₀e^-ccl.

Коэфф, c явл. хар-кой поглощающей способности определяемого компонен­та для данной частоты излучения. Важное условие успешного проведе­ния количеств. МСА — независимость c от с и постоянство c в измеряемом интервале частот, определяемом шири­ной щели спектрофотометра. МСА по спектрам поглощения проводят преим. для жидкостей и р-ров, для газов он значительно усложняется.

В практич. МСА обычно измеряют т. н. оптич. плотность D:

D = lnI₀/I=ccl.

Если смесь состоит из n в-в, не реаги­рующих друг с другом, то оптич. плотность смеси на частоте v адди­тивна: D=Sⁿ_i=1D_iv. Это позволяет проводить полный или частичный ана­лиз многокомпонентных смесей. За­дача в этом случае сводится к изме­рению значений оптич. плотности в m точках спектра смеси (m³n) и решения получаемой системы ур-ний:

D_k=Sⁿ_i=1D_ki.

Для количеств. МСА обычно поль­зуются спектрофотометрами, позволяющими производить измерения I(v) в сравнительно широком интервале v. Если полоса поглощения исследуемого в-ва достаточно изолирована и свободна от наложения полос др. ком­понентов смеси, исследуемый спектр. участок можно выделить, напр., при помощи интерференц. светофильтра. На его основе конструируют спец. анализаторы, используемые в про­мышленности.

709

 

 

При количеств. MCA по спектрам КРС чаще всего интенсивность линий определяемого компонента смеси срав­нивают с интенсивностью нек-рой ли­нии стандартного в-ва, измеренной в тех же условиях (метод внеш. стан­дарта). В др. случаях стандартное в-во добавляют к исследуемому в определ. кол-ве (метод внутр. стандарта).

Среди др. методов качеств. и коли­честв. МСА наибольшей чувствитель­ностью обладает флуоресцентный ана­лиз, однако он уступает методам ко­лебат. спектроскопии в универсаль­ности и избирательности. Количеств. МСА по спектрам флуоресценции ос­нован на сравнении свечения р-ра исследуемого образца со свечением ряда эталонных р-ров близкой кон­центрации.

Особое значение имеет флуоресцентный анализ с применением техники замороженных р-ров в спец. раство­рителях, напр. в парафинах (Шпольского эффект). Благодаря исключи­тельно малой ширине спектр. линий в этом случае удаётся достичь высокой пороговой чувствительности обнару­жения нек-рых многоатомных ароматич. соединений (~ 10^-11 г/см³).

•Чулановский В. М., Введе­ние в молекулярный спектральный анализ, 2 изд., М.— Л., 1951; Беллами Л., Инфракрасные спектры сложных молекул, 2 изд., М., 1963; Применение спектроскопии в химии, под ред. В. Веста, пер. с англ., М., 1959; Определение индивидуального углеводородного состава бензинов прямой гонки комбинированным методом, М., 1959; Юденфред С., Флуоресцентный ана­лиз в биологии и медицине, пер. с англ., М., 1965.                                 

В. Т. Алексанян.

СПЕКТРАЛЬНЫЙ АНАЛИЗ РЕНТ­ГЕНОВСКИЙ, элементный анализ в-ва по его рентгеновским спектрам. Качеств. С. а. р. выполняют по спектр. положению характеристич. линий в спектре испускания исследуемого об­разца, его основа — Мозли закон; количеств. С. а. р. осуществляют по интенсивностям этих линий. Мето­дами С. а. р. могут быть определены все элементы с ат. номером Z³11 (в нек-рых случаях — и более лёгкие). Порог чувствительности С. а. р. в большинстве случаев ~10^-2—10^-4 %, продолжительность — неск. минут (вместе с подготовкой пробы). С. а. р. не разрушает пробу.

Наиболее распространённый вид С. а. р.— анализ валового состава материалов по их флуоресцентному рентг. излучению — выполняется по относит. интенсивности линий, к-рая измеряется с высокой точностью спект­ральной аппаратурой рентгеновской. Относит. точность количеств. С. а. р. колеблется от 0,3 до 10% в зависи­мости от состава пробы. На интен­сивность аналитич. линии каждого элемента влияют все остальные эле­менты пробы, поэтому одной и той же измеренной интенсивности I_i анали­тич. линии i могут соответствовать

разл. концентрации C₁ С₂, С₃, . . . определяемого элемента (рис.) в за­висимости от наполнителя — состава пробы за исключением определяемого элемента. Вследствие этого т. н. вырождения интенсивности по концентрации С. а. р. возможен лишь на основе общей тео­рии зависимости I_i от концентраций всех n компонентов пробы — системы n ур-ний связи.

Графики зависимости I_i аналитич. линии i от концентрации С элемента в пробе (анали­тич. график) для случаев, когда поглоще­ние наполнителя меньше (1), равно (2) или больше (3) поглощения определяемого эле­мента. I_ф — интенсивность фона.

 

На основе общей теории анализа разработано неск. частных методов. При отсутствии в пробе мешающих элементов применяют метод внеш. стандарта: измеряют интенсивность аналитич. линии и по аналитич. гра­фику образца известного состава (стандарта) находят концент­рацию исследуемого элемента в про­бе. Для многокомпонентных проб при­меняют метод внутр. стандарта, в к-ром ординатой аналитич. графика служит отношение интенсивностей оп­ределяемого элемента и внутр. стан­дарта — добавленного в пробу в оп­редел. концентрации элемента, со­седнего в периодич. системе элемен­тов с определяемым. Иногда приме­няют метод добавок в пробу опреде­ляемого элемента или наполнителя в известном кол-ве. По изменению ин­тенсивности аналитич. линии можно определить первоначальную концент­рацию элемента. В методе стандарта-фона ординатой аналитич. графика явл. отношение интенсивностей ана­литич. линии и близкой к ней линии первичного рентг. излучения, рассе­янного пробой. Это отношение во мн. случаях мало зависит от состава наполнителя. Для анализа сложных многокомпонентных проб полную си­стему ур-ний связи расшифровывают на ЭВМ методом последоват. при­ближений.

С. а. р. валового состава применя­ется на обогатит. фабриках цветной металлургии, для определения потерь металла в шлаках, маркировки спла­вов, силикатного анализа и т. д.

Рентгеновский микроанализ (ло­кальный анализ) участков пробы ~1 —3 мкм² выполняют с помощью электронно-зондового микроанализатора по рентг. спектру исследуемого участка. Он требует точного введения попра­вок на Z определяемого элемента,

поглощение его излучения в пробе и его флуоресценцию, возбуждаемую тормозной компонентой излучения и характеристич. излучением др. эле­ментов пробы.

Микроанализ применяют при ис­следовании взаимной диффузии 2- и 3-компонентных систем, процессов кристаллизации, локальных флукту­ации состава сплавов и пр.

• Б л о х и н М. А., Методы рентгено-спектральных исследований, М., 1959; Плотников Р. И., Пшеничный Г. А., Флюоресцентный рентгенорадиометрический анализ, М., 1973; Физические основы рентгеноспектрального локального анализа, пер. с англ., М., 1973; Электронно-зондовый микроанализ, пер. с англ., М., 1974; Рентге­нотехника. Справочник, кн. 2, М., 1980; Афонин В. П., Гуничева Т. Н., Рентгеноспектральный флуоресцентный ана­лиз горных пород и минералов, Новосиб., 1977.                                            

М. А. Блохин.

СПЕКТРОГРАФ (от спектр и греч. grapho — пишу), спектральный при­бор, в к-ром приёмник излучения ре­гистрирует практически одновременно весь оптич. спектр, развёрнутый в фокальной плоскости оптич. системы. В качестве приёмника излучения в С. служат фотоматериалы, многоэлемент­ные фотоприёмники или электроннооптич. преобразователи. Если регист­рирующее устройство приспособлено для исследования быстро меняющихся по времени спектров, то, в зависимо­сти от конструкции, С. наз. кино­спектрографом, спектрохронографом, хроноспектрографом. См. также Спектральные приборы.

СПЕКТРОМЕТР (от спектр и греч. metreo — измеряю), в широком смыс­ле — устройство для измерения ф-ции распределения нек-рой физ. величины f по параметру х. Ф-цию распределе­ния эл-нов по скоростям измеряет бета-спектрометр, атомов по мас­сам — масс-спектрометр, гамма-квантов по энергиям — гамма-спектро­метр, энергию световых потоков по длинам волн излучения — оптич. спектрометр и т. д. В узком смысле С. наз. спектральные приборы для измерений оптич. спектров f(x) с помощью фотоэлектрич. приёмников излучения.

СПЕКТРОМЕТР ПО ВРЕМЕНИ ПРО­ЛЁТА, прибор для измерения скорости v ч-ц по времени пролёта ими задан­ного расстояния. Измеряется времен­ной интервал между импульсами от двух детекторов частиц (сцинтилляционных, искровых или черенковских счётчиков), ограничивающих т. н. пролётную базу. Для ч-цы с известным импульсом p=mv/Ö(1-v²/c²) (m — мас­са ч-цы), к-рый может быть измерен, напр., магнитным спектрометром, измерение v позволяет определить т, т. е. идентифицировать ч-цу. Если же масса ч-цы известна (напр., протон отдачи), С. по в. п. позволяет измерить её импульс. Разрешающая способность по массе Dm/m при заданном разре­шении по скорости резко ухудшается с ростом энергии ξ ч-ц: Dm/m=g²(Db/b), b=v/c,g= ξ/m=(l-b²)^1/2

710

 

 

При временном разрешении ~10^-10с и пролётной базе l~10²—10³ м можно измерять скорость ч-ц с точностью Db/b=10^-3—10^-4. Хотя газовые черенковские счётчики дают большую точность (Db/b=10^-6), С. по в. п. применять удобнее, если скорости ч-ц лежат в широком диапазоне. Это важно при поисках новых ч-ц. С. по в. п. сыграли важную роль в экспе­риментах на серпуховском ускори­теле, где были обнаружены ядра ан­тигелия и антитрития.

С. по в. п. в сочетании с ускорите­лями и яд. импульсными реакторами может быть использован для измере­ния не только заряженных, но и нейтр. ч-ц (нейтронов, К°-мезонов и др.). В этом случав начало отсчёта времени задаётся импульсным источ­ником Ч-ц (см. Нейтронная спектро­скопия).

• Методы измерения основных вели­чин ядерной физики, ред.-сост. Люк К. Л. Юан и By Цзянь-Сюн, пер. с англ., М., 1964; Быстродействующая электроника для регистрации ядерных частиц, М., 1970. Л. Г. Ландсберг.

СПЕКТРОМЕТРИЯ, область физики и техники, разрабатывающая теорию и методы измерении спектров. В оптич. диапазоне длин волн С. объединяет разделы прикладной спектроскопии, метрологии и теории линейных систем. С. служит для обоснования выбора принципиальных схем спектр. при­боров и оптимизации методов расчёта. Подробнее см. в ст. Спектральные приборы.

СПЕКТРОСКОПИЯ, раздел физики, посвящённый изучению спектров эл.-магн. излучения. Методами С. ис­следуют уровни энергии атомов, моле­кул и образованных из них макро­скопич. систем, а также квант. пере­ходы между уровнями энергии, что даёт важную информацию о строении и св-вах в-ва. Важнейшие области применения С.— спектральный анализ и астрофизика.

Осн. этапы развития С.— открытие и исследование в нач. 19 в. линий поглощения в солн. спектре (фраунгоферовых линий), установление связи спектров испускания и поглощения (Г. Р. Кирхгоф, 1859) и возникновения на её основе спектр. анализа. С его помощью впервые удалось определить состав астр. объектов — Солнца, звёзд, туманностей. Во 2-й пол. 19 — нач. 20 вв. С. продолжала развиваться как эмпирич. наука, был накоплен огромный эксперим. материал, уста­новлены закономерности в располо­жении спектральных линий и полос. В 1913 Н. Бор объяснил эти закономерности на основе квант. теории, согласно к-рой спектры эл.-магн. из­лучения возникают при квант. пере­ходах между уровнями энергии ат. систем в соответствии с Бора посту­латами. В дальнейшем С. сыграла большую роль в создании квантовой механики и квантовой электродина­мики, к-рые, в свою очередь, стали теор. базой совр. С.

С. делится на области по разл. признакам. По диапазонам длин (или частот) эл.-магн. волн в С. выделяют: радиоспектроскопию, охватывающую область радиоволн; субмиллиметро­вую спектроскопию; микроволновую спектроскопию; оптич. С., изучающую спектры оптические и содержащую инфракрасную спектроскопию, С. ви­димого излучения и ультрафиолето­вую спектроскопию; рентгеновскую спектроскопию и гамма-спектроско­пию. Специфика каждой из этих об­ластей С. основана на особенностях эл.-магн. волн соответствующего диа­пазона и методах получения и ис­следования спектров: в радиоспектро­скопии применяются радиотехн. ме­тоды, в рентгеновской — рентг. ме­тоды получения и исследования спект­ров, в гамма-спектроскопии — эксперим. методы яд. физики, в оптич. С.— оптич. методы в сочетании с методами совр. радиоэлектроники. Ча­сто под термином «С.» понимают лишь оптич. С.

В соответствии с различием кон­кретных эксперим. методов выделяют спец. разделы С.— интерференцион­ную, основанную на применении интер­ферометров (см., напр., Фурье спект­роскопия), вакуумную спектроскопию, лазерную спектроскопию. Одним из разделов ультрафиолетовой С. и рентг. С. явл. фотоэлектронная спектроско­пия.

По типам исследуемых объектов С. разделяют на атомную, изучающую атомные спектры, молекулярную, ис­следующую молекулярные спектры, и С. в-ва в конденсиров. состоянии (в частности, спектроскопию кристал­лов). В соответствии с видами движе­ния в молекуле (электронное, колеба­тельное, вращательное) мол. С. делят на электронную, колебательную и вра­щательную. Аналогично различают электронную и колебательную С. кри­сталлов. В С. атомов, молекул и кристаллов применяют методы опти­ческой, рентгеновской и радиоспект­роскопии.

Особую область исследований пред­ставляет яд. спектроскопия, в к-рую включают гамма-, альфа- и бета-спектроскопии; из них только гамма-спектроскопия относится к С. эл.-магн. излучения.

• См. лит. при ст. Радиоспектроскопия, Ин­фракрасная спектроскопия, Комбинацион­ное рассеяние света, Атомные спектры, Молекулярные спектры, Ультрафиолето­вое излучение, Спектроскопия кристаллов, Рентгеновская спектроскопия.

М. А. Ельяшевич.

СПЕКТРОСКОПИЯ КРИСТАЛЛОВ, раздел спектроскопии, посвящённый изучению разл. типов оптич. спект­ров кристаллов для получения инфор­мации об их св-вах и строении. Теор. основой С. к. является квант. теория твёрдого тела.

С. к. исследует структуру спектр. полос и линий, их сдвиг и уширение, поляризацию, временные и др. спектр. хар-ки спектров кристаллов и влияние на них внеш. воздействии: элект­рич. и магн. полей (эффекты Штарка и Зеемана), сжатия и деформаций, темп-ры и др.

С. к. позволяет получать инфор­мацию о системе уровней энергии кристалла, о механизмах вз-ствия света с в-вом, о переносе и преобра­зовании энергии возбуждения в кри­сталле, фотохим. реакциях и фото­проводимости. С помощью С. к. можно также получить данные о структуре крист. решётки, о хар-ре дефектов, в частности примесных центров в кри­сталлах. Она исследует влияние по­верхности кристалла на его спектр, многофотонные процессы при лазер­ном возбуждении и нелинейные эф­фекты в кристаллах (см. Лазерная спектроскопия, Нелинейная спектро­скопия). В С. к. широко используется теория групп, к-рая позволяет учесть св-ва симметрии кристаллов, т. е. установить симметрию волновых функ­ций и найти отбора правила для квант. переходов в кристалле.

На данных С. к. основаны приме­нения кристаллов в качестве люми­нофоров (в частности, в квант. элект­ронике), сцинтилляторов, преобра­зователей света, оптических матери­алов, ячеек для записи информа­ции (см. Кристаллофосфоры). Методы С. к. используются в спектральном анализе.

• См.  лит.   при ст.     Спектры  кристаллов.

Э. А. Свириденков.

СПЕКТРОФОТОМЕТР, спектральный прибор, к-рый осуществляет фотометрирование — сравнение измеряемого потока излучения с эталонным (ре­ферентным) для непрерывного или дискр. ряда длин волн излучения. С. обеспечивает отсчёт или автоматич. регистрацию результатов сравнения в соответствующей двумерной шкале: абсцисса — длина волны, ордината — результат фотометрирования на этой длине волны. С. наз. также аналитич. приборы для определения концент­рации элементов и в-в в пробе путём сравнения интенсивностей спектр. ли­ний или полос испускания или по­глощения. Осн. типы С. описаны в ст. Спектральные приборы.

СПЕКТРОФОТОМЕТРИЯ, область фи­зики и техники, объединяющая раз­делы спектрометрии, фотометрии и метрологии и разрабатывающая си­стемы методов и приборов для коли­честв. измерений спектр. коэфф. по­глощения, отражения, излучения, спектр. яркости как хар-к сред, по­крытий, поверхностей, излучателей. Приборы, используемые в С., наз. спектрофотометрами (см. также Спектральные приборы).

СПЕКТРЫ ИСПУСКАНИЯ, спектры оптические, испускаемые источниками света.

СПЕКТРЫ КРИСТАЛЛОВ оптические, спектры поглощения, люминесценции,

711

 

 

фотопроводимости, комбинационного рассеяния света (КРС) и отражения, возникающие при вз-ствии света с в-вом в крист. состоянии и лежащие в оптич. диапазоне длин волн (от далёкой ИК до УФ области). С. к. обусловлены квантовыми переходами между уровнями энергии, принадле­жащими как осн. в-ву, так и приме­сям кристалла. Наряду с узкими спектр. линиями С. к. могут содер­жать широкие спектр. полосы (ши­рина в волн. числах изменяется от долей до неск. тыс. см^-1) и участки непрерывного спектра, простирающие­ся на десятки тыс. см^-1. Вид спектра зависит от типа кристалла, хим. со­става, несовершенства структуры. Ме­тодика получения С. к. аналогична используемой в ат. и мол. спектро­скопии (см. Спектральные приборы), однако в спектроскопии кристаллов часто применяется глубокое охлаж­дение образца, а для исследования анизотропных кристаллов применяют поляризованный свет.

Уровни энергии кристалла группи­руются в энергетич. зоны (см. Зонная теория). При переходах между зонами (межзонных переходах) возникают широкие спектр. полосы. Длинноволновой край спектр. полосы межзонного, или фундаментального, поглощения может лежать в ИК (по­лупроводники), видимой (кристаллофосфоры) и УФ (диэлектрики, мол. кристаллы) областях спектра.

Поглощение и испускание света при межзонных переходах может проис­ходить без возбуждения колебаний крист. решётки — фононов (прямые переходы) или с участием фононов (непрямые переходы). Показатель по­глощения при прямых межзонных переходах может достигать больших значений (~10⁴—10⁵ см^-1), поэтому фундам. поглощение исследуется в тонких образцах или по спектрам отражения.

При межзонном поглощении света эл-н из валентной зоны переходит в зону проводимости, в валентной зоне при этом образуется дырка; при ре­комбинации эл-на и дырки возникают спектры рекомбинац. люминесценции. Эти процессы ответственны за фото­проводимость кристалла, спектры воз­буждения к-рой, наряду со спектрами поглощения и люминесценции, по­зволяют изучать структуру энергетич. зон кристалла. Кроме процессов рож­дения несвязанных между собой эл-на и дырки, возможны переходы, при к-рых рождаются экситон — эл-н и дырка, связанные кулоновскими си­лами. Экситонные полосы поглощения и люминесценции лежат с длинновол­новой стороны края фундам. погло­щения и смещены от него на величину, соответствующую энергии кулоновского вз-ствия. При комнатной темп-ре экситонные полосы уширены до величины ~10² см^-1. При понижении темп-ры в спектрах проявляется струк­тура, связанная с бесфононными пе­реходами и с переходами с участием конечного числа оптич. фононов. В спектрах экситонов большого радиуса проявляется структура, обусловлен­ная разл. энергетич. состояниями эк­ситона, к-рый можно рассматривать как водородоподобную ч-цу. Экси­тоны с большим дипольным моментом, взаимодействуя со световым полем, образуют светоэкситоны, или поляритоны, и создают поляритонные полосы, к-рые явл. длинноволновыми продол­жениями экситонных полос.

Помимо спектр. полос, связанных с электронными переходами в атомах осн. в-ва, в С. к. существуют полосы и линии, связанные с локальными на­рушениями крист. решётки — дефекта­ми (дислокациями, примесями и др.). В энергетич. структуре кристалла мо­гут появляться локализованные уров­ни энергии внутри запрещённой зоны, принадлежащие дефектам крист. ре­шётки. В зависимости от хар-ра про­явления дефекта в С. к. их наз. центрами окраски, центрами люми­несценции или просто примесными центрами.

Все атомы кристалла находятся в поле колеблющихся соседних атомов, поэтому уровни энергии кристалла вследствие динамич. Штарка эффекта уширены (т. н. электрон-фононное уширение). Это уширение уровней (и, следовательно, спектр. полос) од­нородно, время его релаксации ~10^-12 с, а величина при комнатной темп-ре составляет ~10²—10³ см^-1. Только спектры примесных атомов переходных и редкоземельных групп имеют узкие (~10 см^-1) линии по­глощения и люминесценции, т. к. оптич. переходы в этих элементах осуществляются эл-нами внутр. обо­лочек, экранированных от влияния поля соседних атомов. В крист. поле уровни энергии примесного атома расщепляются. По хар-ру расщепле­ния можно судить о симметрии крист. поля. При понижении темп-ры линии люминесценции сужаются, увеличи­вается относит. вероятность чисто электронных переходов (бесфононных; см. Шпольского эффект). В спектрах поглощения проявляется структура, связанная с неодинаковостью поло­жения примесных атомов в разных точках кристалла, т. н. неоднородное уширение, составляющее от долей до сотен см^-1 в зависимости от степени упорядоченности кристалла. Возбуж­дение колебаний ядер решётки также приводит к уширению линий элект­ронных переходов. Если при колеба­ниях решётки наводится дипольный момент, то эти колебания проявля­ются в спектрах ИК поглощения. Колебания, меняющие поляризуемость молекул, проявляются в спектрах КРС. В мол. кристаллах колебат. спектр сохраняет черты колебат. спект­ра молекул, образующих кристалл, в

ионных кристаллах спектр определя­ется св-вами всей решётки.

В спектрах поглощения или рас­сеяния кристаллов, обладающих упо­рядоченной спиновой подрешёткой (напр., антиферромагнетиков), могут проявляться возбуждения магн. дипольного момента (магноны, спиновые волны).

Симметрия крист. поля определяет выделенные направления дипольного момента переходов. Наличие таких направлений проявляется в разл. степени поляризации люминесценции кристаллов и в разл. коэфф. погло­щения света, поляризованного вдоль и перпендикулярно оптич. оси кри­сталла (см. Дихроизм). Изучение С. к. необходимо для установления энер­гетич. структуры кристалла, изучения его строения, наличия примесей и дефектов и т. д. Кристаллофосфоры используются в люминесцентных ис­точниках света, экранах электронных приборов и т. д. Нек-рые из люминесцирующих кристаллов явл. активной средой лазеров.

• Пайнс Д., Элементарные возбуж­дения в твердых телах. М., 1965; М о с с Т., Оптические свойства полупроводников, пер. с англ., М., 1961; Л е в ш и н В. Л., Фото­люминесценция жидких и твердых веществ, М.—Л., 1951; Агранович В. М., Теория экситонов, М., 1968.

Э. А.  Свириденков.

СПЕКТРЫ ОПТИЧЕСКИЕ, спектры эл.-магн. излучения в ИК, видимом и УФ диапазонах шкалы электромаг­нитных волн. С. о. разделяют на спектры испускания (наз. также спект­рами излучения, или эмиссионными спектрами), спектры поглощения (аб­сорбционные спектры), рассеяния и отражения. С. о. испускания полу­чаются от источников света при раз­ложении их излучения по дл. волн l спектральными приборами и харак­теризуются функцией f(l), дающей распределение энергии испускаемого света в зависимости от К (при этом энергию рассчитывают на нек-рый интервал l). От функции f(l) можно перейти к функции j(n), дающей рас­пределение энергии по частотам n=c/l. С. о. поглощения и рассеяния обычно получаются при прохождении света через в-во с последующим его разло­жением по l. С. о. поглощения, рас­сеяния и отражения характеризу­ются долей энергии света каждой дл. волны соответственно поглощённой [k(l)], рассеянной [a(l)] и отражён­ной [R(l)]. При рассеянии монохро­матического света дл. волны l спектр комбинационного рассеяния света ха­рактеризуется распределением энер­гии рассеянного света по изменённым дл. волн.

С. о. регистрируют с помощью фотографич. методов, применяют так­же счётчики фотонов для УФ области, термоэлементы и болометры в ИК области и т. д. В видимой области С. о. можно наблюдать визуально.

По виду С. о. разделяют на л и н е й ч а т ы е, состоящие из отдельных спектр. линий, соответствующих дискр.

712

 

 

значениям l, п о л о с а т ы е, со­стоящие из отдельных полос, каждая из к-рых охватывает нек-рый ин­тервал l, и  с п л о ш н ы е  (н е п р е р ы в н ы е), охватывающие ши­рокий диапазон l. Строго говоря, отдельная спектр. линия также не соответствует вполне определённому значению l, а всегда имеет конечную ширину, характеризуемую нек-рым интервалом Dl, (см. Ширина спект­ральных линий).

С. О. возникают при квантовых пе­реходах между уровнями энергии ато­мов, молекул, а также тв. и жидких тел. С. о. испускания соответствуют возможным квант. переходам с верх­них уровней на нижние, спектры поглощения — с нижних уровней на верхние.

Вид С. о. зависит от состояния в-ва. Если при заданной темп-ре в-во находится в состоянии термодина­мич. равновесия с излучением (см. Тепловое излучение), оно испускает сплошной спектр, распределение энер­гии в к-ром по l (или по n) даётся Планка законом излучения. Обычно термодинамич. равновесие излучения с в-вом отсутствует, и С. о. могут иметь самый разл. вид. В частности, для атомов характерны линейчатые С. о., возникающие при квант. пере­ходах между электронными уровнями энергии (см. Атомные спектры); для простейших молекул типичны поло­сатые спектры, возникающие при пе­реходах между электронными, коле­бат. и вращат. уровнями энергии (см. Молекулярные спектры).

Различным оптич. диапазонам l (и v) соответствуют разл. энергии фотонов hn=ξ₁-ξ₂ (ξ₁ и ξ₂ — энергии уровней, между к-рыми происходит переход). В табл. приведены для трёх диапазонов эл.-магн. волн примерные интервалы l, v, волновых чисел n/c, энергий фотонов hn, а также темп-р излучения Т, характеризующих энер­гию фотонов согласно соотношению kT=hn (k — Больцмана постоянная). С. о. широко применяются для ис­следования строения и состава в-ва (см. Спектроскопия, Спектральный анализ).

•Ландсберг       Г.      С.,     Оптика,    5 изд.,    М.,    1976    (Общий     курс     физики); Фриш   С. Э., Оптические спектры атомов, М.—Л., 1963.                

М.   А.     Ельяшевич.

СПЕКТРЫ ПОГЛОЩЕНИЯ, спектры, получающиеся при прохождении и поглощении излучения в в-ве. Воз­никают при излучательных кванто­вых переходах с нижних уровней энер­гии на верхние.

СПЕЦИАЛЬНАЯ ТЕОРИЯ ОТНОСИ­ТЕЛЬНОСТИ (частная теория отно­сительности), см. Относительности теория.

СПИН (от англ. spin — вращаться, вертеться), собственный момент кол-ва движения элем. ч-ц, имеющий квант. природу и не связанный с перемеще­нием ч-цы как целого. С. называют также собств. момент кол-ва движения ат. ядра (и иногда атома); в этом случае С. определяется как вектор­ная сумма (вычисленная по правилам сложения моментов в квант. меха­нике) С. элем. ч-ц, образующих си­стему, и орбит. моментов этих ч-ц, обусловленных их движением внутри системы.

С. измеряется в ед. постоянной Планка ћ и равен Jћ, где J — харак­терное для каждого сорта ч-ц целое (в т. ч. нулевое) или полуцелое по­ложит. число, наз. спиновым квант. числом. Обычно его называют просто С. и говорят о целом или полуцелом С. ч-цы. Напр., С. эл-на, протона, нейтрона, нейтрино, так же как и их античастиц, равен ¹/₂, С. p- и К-мезонов равен 0, С. фотона равен 1.

Проекция С. на любое фиксиров. направление z в пр-ве может прини­мать значения -J, -J+1, . . ., +J. Т.о., ч-ца со С. J может находиться в 2J+1 спиновых состояниях (при J= ¹/₂ —в двух состояниях), что эк­вивалентно наличию у неё дополнит. внутр. степени свободы. Квадрат век­тора С., согласно квант. механике, равен ћ²J(J+1). Со С. ч-цы, облада­ющей ненулевой массой покоя, свя­зан спиновый магн. момент m=gJћ; коэфф. g наз. магнитомеханическим (или гиромагнитным) отношением.

Концепция С. введена в физику в 1925 амер. учёными Дж. Уленбеком и С. Гаудсмитом, предположившими (на основе анализа спектроскопич. данных), что эл-н можно рассматри­вать как «вращающийся волчок» (от­сюда и термин «С.») с собств. механич. моментом ћ/2 и собственным (спино­вым) магн. моментом, равным маг­нетону Бора m_Б=ће/2mс (е и m — заряд и масса эл-на). Т. о., для С. эл-на g=e/mc и с точки зрения клас­сич. электродинамики явл. аномаль­ным: для орбит. движения эл-на и для любого движения классич. си­стемы заряж. ч-ц с данным отноше­нием e/m оно в два раза меньше (г/2 тс).

Учёт С. эл-на позволил В. Паули сформулировать принцип запрета, ут­верждающий, что в произвольной физ. системе не может быть двух эл-нов,

находящихся в одном и том же квант. состоянии (см. Паули принцип). На­личие у эл-на С. ¹/₂ объяснило мультиплетную структуру ат. спектров (см. Тонкая структура), особенности расщепления спектр. линий в магн. полях (Зеемана эффект), порядок заполнения электронных оболочек в многоэлектронных атомах (а следо­вательно, и закономерности периодич. системы элементов), ферромагнетизм и мн. др. явления.

Существование у протона С. ¹/₂ постулировано на основе опытных данных амер. физиком Д. М. Деннисоном. Эксперим. проверка этой ги­потезы привела к открытию сверх­тонкой структуры ат. уровней энер­гии.

С. ч-ц однозначно связан с хар-ром статистики, к-рой они подчиняются. Как показал Паули (1940), из квант. теории поля следует, что все ч-цы с целым С. подчиняются Возе — Эйн­штейна статистике (явл. бозонами), с полуцелым С.— Ферми — Дирака статистике (явл. фермионами). Для фермионов, напр. эл-нов, справедлив Паули принцип, для бозонов он не имеет силы.

В матем. аппарат нерелятив. квант. механики С. был введён Паули; при этом описание С. носило феноменологич. хар-р. Наличие у эл-на С. и спинового магн. момента непосред­ственно вытекает из релятив. Дирака уравнения (к-рое для эл-на в эл.-магн. поле в пределе малых скоростей пере­ходит в Паули уравнение для нере­лятив. ч-цы со С. ¹/₂).

Величина С. элем. ч-ц определяет трансформац. св-ва полей, описыва­ющих эти ч-цы. При Лоренца преоб­разованиях поле, соответствующее ч-це со С. J=0, преобразуется как скаляр (или псевдоскаляр); поле, описыва­ющее ч-цу с J=¹/₂,— как спинор, а с J=1 — как вектор (или псевдовек­тор) и т. д.

• См.  лит.   при  ст. Квантовая механика.

О.   И.   Завьялов.

СПИНОВОЕ ЭХО, спонтанное возник­новение сигналов ядерного магнитного резонанса (ЯМР) и электронного па­рамагнитного резонанса (ЭПР) через нек-рое время после подачи на об­разец последовательности импульсов радиочастотного поля H₁ . Обнаружено амер. физиками: в ЯМР — Э. Л. Ханом (1950), в ЭПР — А. Килем и В. Б. Минсом (1967). Импульс поля H₁ отклоняет вектор намагниченности

713

 

 

М от направления H на угол, про­порц. длительности импульса. После импульса H₁ этот угол убывает со скоростью, определяемой временем спин-спиновой релаксации Т₂ и неоднородностью поля Н в образце. Если включить два коротких им­пульса, следующих друг за другом с интервалом t<T₂, то возникнут два сигнала магн. резонанса, и через время t после второго появится тре­тий — эхо-сигнал. В результате не­однородности поля Н, во время за­тухания первого сигнала магн. ре­зонанса элементарные магн. моменты прецессируют в разных частях об­разца с расходящимися частотами и фазами, и сигнал исчезает быстрее, чем это определяется временем Т₂. В процессе затухания второго сиг­нала, наоборот, синфазность прецес­сии моментов восстанавливается с той же скоростью, с какой она нару­шалась. В результате через время 2т после первого импульса поля Н₁ магн. моменты прецессируют вокруг Н синфазно, сигнал магн. резонанса восстанавливается. Сложные много­импульсные методы, использующие С. э., позволяют увеличить разреша­ющую способность и чувствитель­ность метода ЯМР в тв. телах.

С. э. даёт возможность измерять времена релаксации, особенно в жид­костях, где для С. э. ЯМР сущест­вуют особенно благоприятные усло­вия.

• Макомбер Дж. Д., Динамика спектроскопических переходов, М., 1979. См. также лит. при ст. Ядерный магнитный резонанс.                                 

В. Н. Лазукин.

СПИНОВЫЕ ВОЛНЫ, 1) волны на­рушений спинового порядка в магнитоупорядоченных средах. В фер­ромагнетиках, антиферромагнетиках и ферримагнетиках спины атомов и связанные с ними магн. моменты при отсутствии возбуждения строго упо­рядочены. Состояние возбуждения магн. системы связано с отклонением спина от положения равновесия. Из-за вз-ствия между атомами такое откло­нение не локализовано, а в виде волны распространяется в среде. С. в. явл. элементарными (простейшими) возбуж­дениями системы магн. моментов в магнитоупорядоченных средах. Со­ответствующие квазичастицы наз. магнонами. Существование С. в. было предсказано амер. физиком Ф. Блохом в 1930. С. в., как всякая волна, характеризуется зависимостью часто­ты w от волнового вектора k (диспер­сии закон). В кристаллах с неск. магнитными подрешётками могут су­ществовать неск. типов С. в. с раз­ными законами дисперсии.

С. в. допускают наглядную клас­сич. интерпретацию: рассмотрим це­почку атомов, расстояния между к-ры­ми а в магн. поле Н (рис.). Если волновой вектор k=0 (l®¥), то С. в. нет. Это означает, что все спины синфазно прецессируют вокруг на­правления Н с частотой w₀ (однородная прецессия). При k¹0 прецессия спинов неоднородна. Раз­ные спины находятся в разных фазах. Сдвиг фаз между соседними атомами равен ka.

Прецессия спинов в линейной цепочке ато­мов («моментальный снимок»); спин каж­дого атома изображён стрелкой.

 

Частота неоднородной пре­цессии w(k)>w₀. В ферромагнетиках для длинных С. в. (ka<<1):

w(k)=w₀+w_e(ak)²;

величина ћw_е порядка величины об­менного интеграла между соседними атомами. Как правило, w_е>>w₀, а w₀=g(bМ+H). Здесь g — гиромаг­нитное отношение, b — константа ани­зотропии, М — намагниченность при T=0К. Квантовомеханич. рассмот­рение системы взаимодействующих спи­нов позволяет вычислить законы дис­персии С. в. для разл. крист. решёток при произвольном соотношении а и длины С. в.

2) В 1958 В. П. Силин предсказал существование С. в. в парамагн. ме­таллах, они были обнаружены экс­периментально в 1967. В немагнит­ных металлах С. в.— колебания спи­новой плотности электронов проводи­мости, обусловленные обменным взаи­модействием между ними. Существо­вание таких С. в. проявляется, напр., в селективной прозрачности металлич. пластин для эл.-магн. волн с ча­стотами, близкими к частоте ЭПР.

• Ахиезер А. И., Барьяхтар В. Г., П е л е т м и н с к и й С. В., Спино­вые волны, М., 1967.       

М. И. Каганов.

СПИН-ОРБИТАЛЬНОЕ ВЗАИМОДЕЙ­СТВИЕ, взаимодействие ч-ц, за­висящее от величины и взаимной ори­ентации их орбитального и спинового моментов кол-ва движения и приво­дящее к т. н. тонкой структуре уров­ней энергии системы. С.-о. в.— реля­тив. эффект; формально оно получа­ется, если энергию быстро движущих­ся во внеш. поле ч-ц находить с точ­ностью до v²/с², где v — скорость ч-цы.

Наглядное физ. истолкование С.-о. в. можно получить, рассматривая, напр., движение эл-на в атоме водорода. Эл-н обладает собств. моментом кол-ва движения — спином, с к-рым связан спиновый магн. момент. Эл-н дви­жется вокруг ядра по нек-рой «орбите» (примем этот полуклассич. образ). Об­ладающее электрич. зарядом ядро создаёт кулоновское электрич. поле, к-рое должно оказывать воздействие на спиновый магн. момент движущего­ся по «орбите» эл-на. В этом легко убедиться, если мысленно перейти в систему отсчёта, в к-рой эл-н поко­ится (т. е. в систему, движущуюся вместе с эл-ном). В этой системе ядро

будет двигаться и, как любой движу­щийся заряд, порождать магн. поле Н, к-рое будет воздействовать на магн. момент m эл-на. Добавки к энергии эл-на, обусловленные этим вз-ствием, зависят от ориентации m и равны -mH=-m_HH. Т. к. про­екция m_H магн. момента m на направ­ление Н может принимать два зна­чения (±¹/₂ в ед. ћ), то С.-о. в. при­ведёт к расщеплению уровней энер­гии в атоме водорода (и водородоподобных атомах) на два близких подуров­ня — к дублетной структуре уров­ней. У многоэлектронных атомов кар­тина тонкого (мультиплетного) рас­щепления уровней энергии более слож­ная. Атомы щелочных металлов, у к-рых полный спин эл-нов равен ¹/₂, также обладают дублетной структу­рой уровней.

С.-о. в. существует и у нейтр. ч-ц, имеющих и орбитальный, и спиновый механич. моменты, напр. у нейтронов. Весьма существенно С.-о. в. в ат. ядрах, вклад к-рого в полную энер­гию вз-ствия велик (до ~10%).

• См. лит. при статьях Атом, Ядро атом­ное.                                        

В. И. Григорьев.

СПИНОРНОЕ ПОЛЕ, поле физиче­ское, к-рое описывается ф-цией, яв­ляющейся в каждой точке пр-ва спино­ром, т. е. состоящей из двух компо­нент, определённым образом преобра­зующихся друг через друга при по­вороте системы координат. Примером С. п. может служить волн. ф-ция эл-на, представляющая пару спиноров (биспинор; см. Дирака уравнение). В квант. теории поля квантами С. п. явл. ч-цы со спином ¹/₂ (эл-н, мюон, ней­трино, гипотетич. кварки).

А.   В. Ефремов.

СПИН-РЕШЁТОЧНОЕ ВЗАИМОДЕЙ­СТВИЕ, см. Спин-фононное взаимо­действие.

СПИН-ФОНОННОЕ ВЗАИМОДЕЙСТ­ВИЕ, взаимодействие между магн. моментами парамагн. ч-ц в в-ве или ядер (системы спинов) и упругими колебаниями окружающей их среды (фононами). Различают электрон­ное С.-ф. в. и ядерное С.-ф. в.

Электронное С.-ф. в. в па­рамагн. кристаллах обусловлено разл. механизмами. В «разбавленных» пара­магнетиках — кристаллах, где решётку образуют диамагн. ионы, а парамагн. ионы замещают лишь незначит. их часть и практически не взаимодей­ствуют друг с другом, осн. роль иг­рает механизм Ван Флека. Диамагн. ионы в таких кристаллах создают сильное электрич. внутрикристаллическое поле. Распространение аку­стич. волн в кристалле приводит к периодич. искажению крист. решётки и, следовательно, к периодич. изме­нению внутрикрист. поля. Переменное поле влияет на орбитальное движение эл-нов парамагн. иона и тем самым на его орбитальный магн. момент, изменение к-рого посредством спин-орбитального взаимодействия вызыва-

714

 

 

ет переориентацию спинового магн. момента иона.

В материалах с большой плотно­стью парамагн. ч-ц, где нельзя пренебрегать влиянием парамагн. ио­нов друг на друга, гл. роль при С.-ф. в. играет т. н. механизм Валлера. При упругих колебаниях решётки рас­стояния между парамагн. ионами изме­няются с частотой этих колебаний. Возникает осциллирующее магн. поле, к-рое взаимодействует со спиновым и орбит. магн. моментами парамагн. ч-ц.

Электронное С.-ф. в. сильно про­является в парамагн. кристаллах с ио­нами группы железа и редкоземель­ными ионами, напр. в Аl₂О₃, с при­месью ионов Cr³⁺, в CaFe₂ с Eu²⁺ .

Передача энергии фононов системе спинов происходит в два этапа: от фононов к орбитальному движению эл-нов и от орбитального движения к спинам. Такое спин-решёточное вз-ствие может осуществляться посредством двух процессов: прямого и не­прямого.

Схема перехода: а — с уровня энергии ξ_i на уровень ξ_j, сопровождаемого излуче­нием фонона hn₀; б — с уровня ξ_j на уро­вень ξ_i, сопровождаемого поглощением фо­нона hn₀.

 

В прямых, или однофононных, процессах переход иона с верх­него энергетич. уровня ξ_i на ниж­ний ξ_j сопровождается переориента­цией магн. момента эл-на и излуче­нием одного фонона с энергией hn₀=ξ_i-ξ_j (рис., а); при обратном процессе происходит поглощение энер­гии фонона и соответствующее увели­чение энергии спиновой системы (рис., б). Прямые процессы преобла­дают при низких темп-рах; они, напр., наблюдаются во многих парамагн. системах при темп-рах жидкого гелия. С повышением темп-ры энергия ко­лебаний кристаллической решётки воз­растает и начинает преобладать не­прямой, или комбинац. (многофононный), процесс спин-решёточного вз-ствия: при переходах с уровня ξ_j на уровень ξ_i может происходить одновременно поглощение фононов с энергией hn₁ и излучение фононов с энергией hn₂, так что в результате выполняется условие: ξ_i-ξ_j=h(n₁-n₂).

В непрямых процессах участвуют нормальные колебания решётки, ха­рактерные для данной темп-ры, по­скольку частоты n₁ и n₂ могут иметь разл. значения в широких пределах; в прямых процессах принимают уча­стие только фононы резонансной ча­стоты n₀.

Для количеств. оценки процессов спин-решёточной релаксации и С.-ф. в. пользуются константами С.-ф. в., характеризующими зависимость изменения энергии спиновой системы от деформаций решётки. Константы С.-ф. в. G_ijkl явл. компонентами тен­зора, вид к-рого существенно зависит от симметрии локального электрич. поля вблизи парамагн. иона. Для оп­ределения G_ijkl чаще всего пользуют­ся методами одноосного сжатия и акустического парамагнитного резо­нанса. Первый состоит в измерении сдвига линий электронного парамаг­нитного резонанса под действием од­ноосного давления, вызывающего ста­тич. деформацию парамагнетика. Ве­личина сдвига пропорциональна пер­вой степени констант С.-ф. в., что по­зволяет определять величину и знак этих констант.

В случае ядерного С.-ф. в. связь упругих колебаний тв. тела с системой яд. спинов осуществляется посредством неск. видов электрич. и магн. вз-ствий, сила к-рых периоди­чески модулируется акустич. колеба­ниями. Такими вз-ствиями являются: магн. вз-ствие между спинами сосед­них ядер — спиновое вз-ствие; элек­трич. вз-ствие между квадрупольными моментами ядра и градиентом элек­трич. поля, создаваемым внеш. (по отношению к ядру) зарядами; сверх­тонкое вз-ствие в ферромагн. мате­риалах; вз-ствие яд. магн. момента со слабым радиочастотным магн. по­лем, возникающим при распростра­нении поперечной звуковой волны в металле, и др.

Ядра со спином I>¹/₂ обладают электрич. квадрупольным моментом. Акустич. колебания крист. решётки вы­зывают периодич. изменения градиента внутрикрист. электрич. полей, к-рые, взаимодействуя с квадрупольным мо­ментом ядра, осуществляют ядерное С.-ф. в. Передача энергии акустич. ко­лебаний яд. спинам осуществлялась гл. обр. за счёт яд. электрич. квадрупольного вз-ствия (см. Ядерный квадруполъный резонанс). Такие вз-ствия наблюдаются в щёлочно-галоидных кристаллах, содержащих ядра, напр. ²³Na, ⁷⁹Br; в полупроводниках группы A^IIIB^V, таких, как InSb, к-рый содержит ядра ¹¹⁵In, и др.; в монокристаллах металлов, напр. Та. Ядерное С.-ф. в. чаще всего характе­ризуется коэфф. спин-фононного пог­лощения звука, к-рый позволяет получать информацию о природе и ве­личине внутр. магн. полей и о про­цессах яд. спин-решёточной релак­сации, определять величину яд. квадрупольного вз-ствия и др. Ядерное С.-ф. в. изучается с помощью методов, используемых при наблюдении аку­стического ядерного магнитного ре­зонанса, т. е. в области частот от 1 до 100 МГц.

• Т а к е р Дж., Р э м п т о н В., Гиперзвук в физике твердого тела, пер. С англ., М., 1975; Магнитная квантовая акустика, М., 1977.              

В. Г. Бадалян.

СПИРАЛЬНАЯ АНТЕННА, антенна в виде провода, свёрнутого в спираль. Конфигурации спирали могут быть различными. Цилиндрич. С. а. излучает вдоль оси волны с круговой поля­ризацией. С. а. применяются на де­циметровых волнах как широкополос­ные антенны осевого излучения, как облучатели для зеркальных антенн и линзовых антенн, а также как элемен­ты антенных решёток.

СПИРАЛЬНОСТЬ (l), одна из квантовомеханич. хар-к (квантовых чисел) состояния элем. ч-ц, определяемая как проекция спина ч-цы на направление её движения. Если l>0, то говорят, что ч-ца имеет правовинтовую (пра­вую) С., если l<0 левовинтовую (ле­вую) С.

СПЛАВЫ, макроскопически однород­ные в-ва, получаемые сплавлением двух или более металлов, неметаллов, окислов, органич. в-в и т. п. Особенно важную роль в технике играют ме­таллич. С. (основной вид конструкц. материалов). В общем случае С. не являются механич. смесью компонен­тов. При сплавлении компоненты мо­гут образовывать разл. системы, вхо­дящие в состав С.: а) твёрдые раство­ры; б) хим. соединения (см. Металли­ческие соединения), в) смеси фаз — эвтектики, продукты разл. пре­вращений. В немногих случаях С. со­держит просто хим. элементы (С, Si, Pb и др.).

Варьируя состав С., а также мето­ды его получения и обработки, можно получать материалы с весьма раз­нообразными св-вами. Получение С. осуществляется кристаллизацией из расплава, металлокерамич. спосо­бом, конденсацией из паров, электро­осаждением из раствора, диффузи­онным насыщением и др. методами. Механич., электрич. и др. св-ва С. мо­гут быть изменены их термич., термомеханич., радиац., механич. и др. видами обработки. Фазовое состояние С. в равновесном состоянии при дан­ном составе, темп-ре и давлении мож­но определить из диаграммы состоя­ния.

С. классифицируют: по числу ком­понентов (двойные, тройные и т. д.), по числу фаз — однофазные (тв. ра­створы, металлиды) и многофазные. Строение С. изучается методами рент­геновского структурного анализа, элек­тронной и ионной микроскопии, ней­тронографии и др.

•Курдюмов Г. В., У т е в с к и й Л. М., Э н т и н Р. И., Превраще­ния в железе и стали, М., 1977; Б о ч в а р А. А., Металловедение, 5 изд., М., 1956; Горелик С, С., Дашевский М. Я., Материаловедение полупроводников и металловедение, М., 1973; Уманский Я. С., С к а к о в Ю. А., Физика ме­таллов, М., 1978; Л ю б о в Б. Я., Неко­торые релаксационные процессы в металлах и сплавах, связанные с их дефектной струк­турой, «Изв. АН СССР. Металлы», 1977, № 5, с. 180.                         

В. Я. Любое.

СПЛОШНОЙ СПЕКТР (непрерывный спектр), спектр эл.-магн. излучения, распределение энергии в к-ром ха­рактеризуется непрерывной ф-цией ча­стоты излучения v-—j(n) или длины

715

 

 

его волны l — f(l) (см. Спектры опти­ческие). Для С. с. функция j(n) [или f(l)] слабо изменяется в достаточно широком диапазоне n (или l), в отличие от линейчатых и полосатых спектров, когда j(n) имеет при дискр. значе­ниях частоты n=n₁ n₂, n₃, . . . вы­раженные максимумы, очень узкие для спектр. линий и более широкие для спектр. полос. В оптич. области при разложении света спектральными приборами С. с. получается в виде непрерывной полосы (при визуальном наблюдении или фоторегистрации) или плавной кривой (при фотоэлектрич. регистрации). С. с. наблюдаются как в испускании, так и в поглощении. Примером С. с., охватывающего весь диапазон частот и характеризуемого вполне определённым спектральным распределением энергии, описываемым Планка законом излучения, служит спектр излучения абсолютно чёрного тела.

В нек-рых случаях возможны нало­жения линейчатого спектра на сплош­ной. Напр., в спектрах Солнца и звёзд на С. с. испускания могут на­кладываться как дискр. спектр по­глощения (фраунгоферовы линии), так и дискр. спектр испускания (в част­ности, спектр. линии испускания ато­ма Н).

Согласно квант. теории, С. с. возникает при квантовых переходах между двумя совокупностями уров­ней энергии, из к-рых, по крайней мере, одна принадлежит к непрерыв­ной последовательности уровней. При­мером может служить С. с. атома Н, получающийся при переходах между дискр. уровнями энергии с разл. значениями гл. квантового числа n и непрерывной совокупностью уров­ней энергии, лежащих выше границ ионизации (свободно-связанные пере­ходы); в поглощении С. с. соответ­ствует ионизации атома Н (переходы эл-на из связанного состояния в сво­бодное), в испускании — рекомбина­ции эл-на и протона (переходы эл-на из свободного состояния в связанное). При переходах между разными пара­ми уровней энергии, принадлежащи­ми к непрерывной совокупности уров­ней (свободно-свободные переходы), также возникают С. с., соответствую­щие тормозному излучению при ис­пускании и обратному процессу при поглощении. Переходы же между раз­ными парами дискрет. уровней энер­гии создают линейчатый спектр (свя­занно-связанные переходы).

С. с. многоатомных молекул могут получаться при переходах между со­вокупностями близких дискр. уров­ней энергии в результате наложения очень большого числа спектр. линий, имеющих конечную ширину. В та­ком случае при недостаточной разре­шающей способности применяемых спектр. приборов линейчатые или полосатые   спектры   могут   сливаться   в С. С.                               

М.   А.   Ельяшевич.

СПОНТАННОЕ ДЕЛЕНИЕ ЯДЕР, са­мопроизвольное деление тяжёлых ядер. Впервые обнаружено у ядер урана Г. Н. Флёровым и К. А. Петржаком в 1940. С. д. я.— разновид­ность радиоактивного распада ядер (см. Радиоактивность). С. д. я. по­добно альфа-распаду происходит пу­тём туннельного перехода (см. Тун­нельный эффект). Как и во всяком туннельном переходе вероятность С. д. я. очень сильно (экспоненциаль­но) зависит от высоты барьера деле­ния (см. Деление атомного ядра). Для изотопов U и соседних с ним элемен­тов высота барьера деления V_f~6 МэВ. При небольших (~1 МэВ) вариа­циях высоты барьера период ТС. д. я. изменяется в 10³⁰ раз. На рис. даны

Зависимость периодов T_1/2 спонтанного де­ления ядер (в осн. состоянии) от парамет­ра Z²/A.

 

периоды   С. д. я.    в    зависимости    от параметра Z²/A (Z — ат. номер,   А — массовое   число), определяющего   вы­соту барьера   V_f.

С. д. я. явл. доминирующим ка­налом распада сверхтяжёлых ядер, вследствие чего именно этим про­цессом определяется возможность су­ществования ядер с большими Z, т. е. граница периодич. системы эле­ментов (см. Трансурановые элементы). Для U и Pu характерно асимметрич­ное (по массе) деление, по мере роста А оно приближается к симметричному (Fm).

• См. лит. при ст. Деление атомных ядер.

СПОНТАННОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ (спон­танное испускание), самопроизвольное испускание эл.-магн. излучения ато­мами и др. квант. системами, находя­щимися на возбуждённых уровнях энергии (см. Квантовый переход). В от­личие от вынужденного излучения, С. и. не зависит от воздействия на квант. систему внеш. эл.-магн. излучения, и его закономерности определяются исключительно св-вами самой систе­мы подобно др. типам спонтанных (са­мопроизвольных) процессов (напр., радиоактивному распаду, превращению молекул при мономолекулярных реак­циях). С. и. возникает при спонтан­ном квант. переходе возбуждённой системы с более высокого уровня энер­гии ξ_i на более низкий ξ_k и харак­теризуется частотой n_ik испускае­мого фотона с энергией hn_ik=ξ_i-ξ_k (где h — Планка постоянная) и веро­ятностью A_ik., равной среднему числу фотонов, испускаемых квант. систе­мой в единицу времени (см. Эйнштей­на коэффициенты). Если число атомов и молекул на возбуждённом уровне энергии ξ_i (населённость уровня) равно N_i, то мощность С. и.— энергия фотонов, испускаемых в 1 с, равна N_iA_ikhn_ik; она определяет интен­сивность С. и., к-рая остается посто­янной при постоянстве N_i. Если за­дано начальное число возбуждённых систем N_i0, а дальнейшее возбужде­ние отсутствует, то вследствие С. и. ni будет убывать со временем t по закону N_i=N_i0exp(-A_it), где A_i=SА_ik — полная вероятность С. и. при переходах системы с уровня энер­гии ξ_i на все более низкие уровни энергии ξ_k. Чем больше А_i, тем быстрее затухает со временем С. и. и тем меньше время жизни t_i=1/A_i на уровне ξ_i.

Вероятность A_ik С. и., являющаяся важнейшей хар-кой квант. перехода, зависит от св-в уровней, между к-рыми происходит переход. Для дипольного излучения А_ik пропорционально ку­бу частоты перехода и квадрату дипольного момента перехода (см. Ди­поль); в видимой области спектра она ~10⁸ с^-1, что соответствует временам жизни возбуждённых уровней энер­гии ~10^-8 с. В спектроскопии часто пользуются вместо вероятностей А_ik безразмерными вероятностями j_k=A_ik/A₀, т. н. силами осцилляторов (А₀ — вероятность, принятая за 1 и дающая такой же закон затухания С. и., как и для дипольного излучения упруго связанного эл-на согласно классич. теории).

4) См. лит.   при   ст.   Излучение.

М.   А.   Ельяшевич.

СПОНТАННОЕ НАРУШЕНИЕ СИМ­МЕТРИИ, самопроизвольное наруше­ние симметрии, выражающееся в том, что физ. система, описываемая ур-ния­ми движения, к-рые обладают нек-рой симметрией, находится в состоянии, лишённом этой симметрии. С. н. с. происходит в тех случаях, когда симметричное состояние не обладает миним. энергией и поэтому энергети­чески невыгодно, а наннизшее (с ми­ним, энергией) состояние неоднознач­но (вырождено), т. е. ему соответст­вует серия решений, каждое из к-рых по отдельности не обладает указанной симметрией (при преобразовании сим­метрии одно решение этой серии переходит в другое). С. н. с. озна­чает, что реализуется одно из этих решений.

Примером С. н. с. может служить простая механич. модель: абсолютно

716

 

 

симметричная относительно оси бу­тылка с выпуклым дном (рис.), в к-рую строго по оси падает шарик. Условие задачи и ур-ния движения шарика абсолютно сим­метричны относительно поворота вокруг оси бу­тылки. Однако резуль­тат получится несиммет­ричным: шарик окажется у стенки, в стороне от оси. Исходная симметрия спон­танно нарушилась. Она проявляется лишь в том, что шарик может скатить­ся в любую сторону от оси, т. е. наинизшее со­стояние вырождено отно­сительно поворотов во­круг оси. В квант. теории поля та­кому нарушению глобальной сим­метрии отвечает появление ч-ц с ну­левой массой и нулевым спином, к-рые наз. голдстоуновскими бозо­нами.

С. н. с. встречается в разнообраз­ных физ. ситуациях. Примерами мо­гут служить потеря устойчивости стержня под действием продольной нагрузки (продольный изгиб) и воз­никновение спонтанной намагничен­ности у ферромагнетиков. Механизм С. н. с. лежит также в основе явлений сверхтекучести и сверхпроводимости.

Последоват. метод анализа систем с вырожденным нижним энергетич. со­стоянием в квант. статистике был раз­вит Н. Н. Боголюбовым в нач. 60-х гг. (т. н. метод квазисредних). В даль­нейшем механизм С. н. с. получил широкое распространение в квант. теории поля. Было показано, что в калибровочных теориях С. н. с. может приводить к появлению конечной мас­сы у безмассовых калибровочных ч-ц (т. н. эффект Хиггса; см. Хиггса поле). Поэтому механизм С. н. с. лёг в ос­нову единой калибровочной теории слабого и эл.-магн. вз-ствий, где он обеспечивает появление массы у про­межуточных векторных бозонов (см. Слабое взаимодействие).

• Боголюбов Н. Н., Ш и р к о в Д. В., Квантовые поля, М., 1980; Окунь Л. Б., Лептоны и кварки, М., 1981.         

А. В. Ефремов, Д. В. Ширков.

СРАВНЕНИЕ С МЕРОЙ, общее на­звание методов измерений, в к-рых измеряемую величину сравнивают с величиной, воспроизводимой мерой, К С. с м., в частности, относятся: метод противопоставления, в к-ром на прибор сравнения (компаратор) одновременно действуют две вели­чины — измеряемая и воспроизводи­мая мерой (пример: измерения массы сравнением её с гирями на равно-плечных весах); дифф. метод, в к-ром на компаратор действует разность величин (напр., сравнение длин кон­цевых мер на интерферометре); ну­левой метод, в к-ром результирующий эффект доводят до нуля (напр., при измерении сопротивления мостом пост. тока с полным его уравновешиванием); метод замещения, в к-ром измеряемую

величину замещают величиной, вос­производимой мерой (напр., при взве­шивании с поочерёдным помещением тела и гирь на одну и ту же чашку весов); метод совпадений, в к-ром разность между величинами изме­ряют, используя совпадения отметок на шкалах или сигналов (реализуется, напр., при помощи нониуса или стро­боскопа). С. с м. осуществимо лишь для величин, к-рые можно воспроиз­вести при помощи мер. Как правило, С. с м. обеспечивает более высокую точность измерений, чем метод непо­средств. оценки (~0,01% и выше в электрич. измерениях, ~0,001% и выше при взвешивании), т. к. погреш­ность результата в осн. определяется незначит. погрешностью меры, ос­тальные погрешности обычно удаётся сделать малыми.

• Бурдун Г. Д., Марков Б. Н., Основы метрологии, 2 изд., М., 1975.

К.  П.  Широков.

СРЕДСТВА ИЗМЕРЕНИЙ, технич. средства, применяемые для прове­дения эксперим. части измерений и имеющие нормированные метрологич. св-ва. С. и. явл. носителями единиц, в к-рых хотят выразить измеряемые величины. К С. и. относятся меры, измерительные приборы, а также со­стоящие из них измерит. установки и системы.                     

К. П. Широков.

СРОДСТВО К ЭЛЕКТРОНУ, способ­ность нек-рых нейтральных атомов, молекул и свободных радикалов при­соединять добавочные эл-ны, превра­щаясь в отрицат. ионы. Мерой этой способности служит положит. энер­гия С. к э. c, равная разности энер­гии нейтрального атома (молекулы) в основном состоянии и энергии осн. состояния отрицат. иона, образовав­шегося после присоединения эл-на.

У большинства атомов С. к э. свя­зано с тем, что их внеш. электронные оболочки не заполнены (см. Атом). Таковы атомы Н и элементов 1-й группы периодической системы эле­ментов (имеющие лишь 1 внеш. s-эл-н), а также атомы элементов 3—7-й групп (неполное число р-эл-нов). Атомы с двумя внеш. s-эл-нами, как правило, не обладают С. к э. (щелочноземель­ные элементы, Hg и др.). Захват до­бавочного эл-на атомами Fe, Co и Ni, у к-рых в норм. состоянии тоже 2 внеш. s-эл-на, приводит, как принято считать, к заполнению свободного места на внутр. оболочке 3d.

Величина c точно определена лишь для немногих атомов (данные о c молекул и радикалов б. ч. недоста­точно надёжны). Прямо измерить c атомов можно, напр., определив дли­ну волны света l₀, соответствующую т. н. порогу фотоотщепления (фотоотрыва) эл-на от отрицат. иона: c=hс/l₀ (с — скорость света в вакууме). Этим методом были уста­новлены величины c атомов С, О, S, I, Сl. Типичные значения c атомов (в эВ): Н — 0,754; С — 1,2; О - 1,46; S — 2,07—2,33; F — 3,40—3,62; Сl —

3,82; I — 3,08—3,23. Величины ОС молекул и радикалов колеблются в широких пределах. В ряде случаев они составляют доли эВ, но для NO₂ c>3 эВ, для ОН c»2 эВ, для CN  c>3 эВ.

• Таблицы физических величин. Спра­вочник, под ред. И. К. Кикоина, М., 1976.

СРЫВА РЕАКЦИЯ, прямая ядерная реакция, при к-рой ядро захватывает у налетающей на ядро

ч-цы, один или неск. нуклонов. Наиболее изучены С. p. (d, p), (d, n). С. р. осуществ­ляется на периферии ядра.

СТАТИКА (от греч. statike — учение о весе, о равновесии), раздел меха­ники, посвящённый изучению усло­вий равновесия материальных тел под действием сил. С. разделяют на геометрическую и анали­тическую. В основе аналитич. С. лежит возможных перемещений прин­цип, дающий условия равновесия лю­бой механич. системы. Геом. С. ос­новывается на т. н. аксиомах С., являющихся следствиями осн. за­конов механики и выражающих св-ва сил, действующих на материальную точку и абсолютно тв. тело, т. е. тело, расстояния между точками к-ро­го всегда остаются неизменными. Ме­тодами геом. С. изучается равновесие тв. тела; при этом рассматриваются решения след. двух типов задач:

1)   приведение систем сил, действую­щих на тв. тело, к простейшему виду;

2)    определение   условий   равновесия сил, действующих на тв. тело.

Необходимые и достаточные усло­вия равновесия упруго деформиру­емых тел, а также жидкостей и газов рассматриваются соответственно в уп­ругости теории, гидростатике и аэ­ростатике.

К осн. понятиям С. относится по­нятие о силе, о моменте силы отно­сительно центра и относительно оси и о паре сил. Сложение сил и их мо­ментов относительно центра произво­дится по правилу сложения векторов. Величина R, равная геом. сумме всех сил F_k, действующих на данное тело, наз. главным вектором этой системы сил, а величина М_O, равная геом. сумме моментов m_O(F_k) этих сил относительно центра О, наз. главным моментом системы сил относительно указанного центра:

R=SF_k,    M_O=Sm_O(F_k).

Решение задачи приведения сил даёт след. основной результат: любая си­стема сил, действующих на абсолютно тв. тело, эквивалентна одной силе, равной главному вектору R системы и приложенной в произвольно вы­бранном центре О, и одной паре сил с моментом, равным главному моменту mo системы относительно этого цент­ра. Отсюда следует, что любую си­стему действующих на тв. тело сил можно задать её главным вектором

717

 

 

Неравновесная С. т. даёт ста­тистич. обоснование термодинамики неравновесных процессов (ур-ний пере­носа энергии, импульса, массы) и позволяет получить выражения для входящих в ур-ния переноса коэфф. (кинетич. коэфф.) на основе законов вз-ствия и движения ч-ц системы.

• Рейф Ф., Статистическая физика, пер. с англ., М., 1972 (Берклеевский курс физики, т. 5); М а й е р Дж., Гепперт-Майер М., Статистическая механика, пер. с англ., 2 изд., М., 1980; Зуба­рев Д. Н., Неравновесная статистическая термодинамика, М., 1971; см. также лит. при ст. Статистическая физика,

СТАТИСТИЧЕСКАЯ ФИЗИКА, раздел физики, посвящённый изучению св-в макроскопич. тел, т. е. систем, состоя­щих из очень большого числа оди­наковых ч-ц (молекул, атомов, эл-нов и т. д.), исходя из св-в этих ч-ц и вз-ствий между ними.

Изучением макроскопич. тел зани­маются и др. разделы физики — тер­модинамика, механика сплошных сред, электродинамика сплошных сред, гид­родинамика. Однако при решении конкретных задач методами этих дис­циплин в соответствующие ур-ния всегда входят неизвестные параметры или ф-ции, характеризующие данное тело. Так, для решения задач гидро­динамики необходимо знать уравнение состояния жидкости или газа, тепло­ёмкость жидкости, её коэфф. вязкости и т. п. Все эти зависимости и пара­метры можно, разумеется, определять экспериментально, поэтому методы, о к-рых идёт речь, наз. феноме­нологическими. Статистиче­ская же физика позволяет, по край­ней мере в принципе, а часто и фак­тически, вычислить все эти величины, если известны силы вз-ствия между атомами и молекулами. Т. о., С. ф. использует сведения о «микроскопиче­ском» строении тел и её поэтому наз. микроскопич. теорией.

Поведение системы, состоящей из сравнительно небольшого числа ч-ц, можно описывать чисто механически. Иными словами, если в какой-то момент времени известны координаты и скорости всех ч-ц системы и изве­стен закон их вз-ствия, то, решая ур-ния классич. механики, можно найти эти координаты и скорости в любой последующий момент времени и тем самым полностью определить состояние системы.

Такой путь построения теории не­возможен, однако, для макроскопич. тел, состоящих из очень большого гасла ч-ц. Напр., в 1 см³ газа при гемп-pe 0°С и давлении в 1 атм содержится примерно 2,7•10¹⁹ молекул. Невозможно ни решить ур-ния для такого числа молекул, ни получить информацию о координатах и скоростях всех молекул в нач. момент. Однако именно большое число ч-ц в макроскопич. телах приводит к по­явлению новых, статистич. законо­мерностей в поведении таких тел. Это поведение в широких пределах не зависит от конкретных нач. условий —

от точных значении нач. координат и скоростей ч-ц. Важнейшее проявле­ние этой независимости — известный из опыта факт, что система, изоли­рованная от внеш. воздействий, с течением времени приходит в равно­весное состояние, св-ва к-рого оп­ределяются только такими общими хар-ками нач. состояния, как число ч-ц, их суммарная энергия и т. п. (см. Равновесие термодинамическое). Для теории, описывающей статистич. закономерности, характерно вычис­ление не точных значений разл. физ. величин для макроскопич. тел, а ср. значений этих величин по времени. Рассмотрим, напр., молекулы, нахо­дящиеся в нек-ром выделенном в газе достаточно большом, макроскопич. объёме. Число таких молекул с тече­нием времени будет меняться из-за их движения. В равновесном состоя­нии изменение числа молекул в объёме будет носить хар-р беспорядочных колебаний — флуктуации — относи­тельно нек-рого ср. значения. При большом числе ч-ц в объёме эти коле­бания будут малы по сравнению со ср. числом ч-ц, так что для хар-ки макроскопич. состояния достаточно знать именно это ср. значение.

Функция распределения. Рассмот­рим систему, состоящую из N ч-ц, для простоты считая, что ч-цы не имеют внутр. степеней свободы. Со­стояние такой системы определяется заданием 6N переменных — 3N коор­динат q_i; и 3N импульсов р_i ч-ц [со­вокупность этих переменных сокра­щённо будем обозначать (р, q)]. Вы­числим ср. значение F^~(p, q) по ин­тервалу времени t нек-рой физ. ве­личины F(p, q), являющейся ф-цией этих координат и импульсов (напр., энергии системы или числа ч-ц, на­ходящихся в данном объёме). Для этого разобьём интервал (0, т) на s равных малых отрезков Dt_а (а=1, 2, . . ., s). Тогда по определению

В  пределе   s®¥ (или  D_а ®0) сум­ма  переходит  в  интеграл:

К важнейшему в С. ф. понятию ф-ции распределения можно естеств. образом прийти, если рассмотреть пр-во 6N измерений, соответствующих числу координат и импульсов ч-ц си­стемы; оно наз. фазовым про­странством. Каждому значе­нию времени t соответствуют определ. значения всех q и р, т. е. нек-рая точка в фазовом пр-ве, изображающая состояние системы в данный момент времени t. Разобьём всё фазовое пр-во на элементы, размер к-рых dp, dq мал по сравнению с характерными для

данного состояния системы значения­ми q и р, но ещё настолько велик, что в каждом из них находится много точек, изображающих состояние си­стемы в разл, моменты времени t. Тогда число таких точек в элементе объёма будет примерно пропорц. ве­личине этого объёма dpdq. Если обо­значить коэфф. пропорциональности через w(p, q), то это число для эле­мента с центром в нек-рой точке (р, q) запишется в виде:

w(p, q) dpdq,                 (2)

где dpdq=dp₁dq_ldp₂dq₂ . . . dp_3N dq_3N — объём выбранного элемента фазового пр-ва. Ср. значение (1) с учётом ма­лости этих элементов объёма можно переписать как

F^~(t)=∫F[p(t),q(t)]w(p,q, t)dpdq   (3)

(интегрирование по координатам про­изводится по всему объёму системы, по импульсам — от -¥ до +¥). Ф-ция w(p, q, t) наз. функцией распределения по коорди­натам и импульсам ч-ц. Она удовле­творяет условию нормировки:

∫w(p, q, t)dpdq =1.          (4)

Из (3) и (4) видно, что wdpdq есть не что иное, как вероятность нахож­дения системы в элементе dpdq фа­зового пр-ва.

Ф-ции распределения можно дать и др. истолкование, если рассматри­вать одновременно большое число оди­наковых систем и считать, что каждая точка в фазовом пр-ве изображает состояние одной такой системы. Тогда усреднение по времени в (1) можно понимать как усреднение по совокуп­ности этих систем, или, как говорят, по статистическому ансамблю.

Осн. положением С. ф. явл. ут­верждение о возможности определить ф-цию распределения из общих со­ображений (не решая ур-ний движе­ния) для систем, находящихся в состоянии термодинамич. равновесия. Действительно, можно показать, что ф-ция распределения явл. интегралом движения системы, т. е. остаётся по­стоянной, если р и q меняются в со­ответствии с ур-ниями движения (см. Лиувилля теорема).

При движении замкнутой системы не меняется её энергия, поэтому все точки в фазовом пр-ве, изображающие состояние системы в разные моменты времени, должны лежать на нек-рой «гиперповерхности», соответствующей нач. значению энергии ξ. Ур-ние этой поверхности имеет вид:

Н(p, q)=ξ,

где Н(р, q) — энергия системы, вы­раженная через координаты и им­пульсы, т. е. её Гамильтона функция.

719

 

 

Существенно, что изменение состояния системы из мн. ч-ц носит крайне за­путанный хар-р. Поэтому с течением времени точки, отвечающие определ. состояниям, распределяются по по­верхности пост. энергии равномерно (см. Эргодическая гипотеза). Такое равномерное распределение по изоэнергетич. поверхности описывается ф-цией распределения вида:

w(p, q)=A(d)[H(p,q)-ξ],      (5)

где d[Н(р, q)-ξ] — дельта-функция, отличная от нуля только при Н=ξ, т. е. на этой поверхности; А — по­стоянная, определяемая из условия нормировки (4). Ф-ция распределения (5), наз. микроканоническим распреде­лением Гиббса, позволяет вычислять ср. значения всех физ. величин по ф-ле (3), не решая ур-ний движения.

При выводе выражения (5) предпо­лагалось, что единственная сохра­няющаяся при движении системы ве­личина, от к-рой зависит w, это энер­гия системы. Разумеется, сохраняются также импульс и момент импульса, но эти величины можно исключить, предположив, что рассматриваемая система заключена в неподвижный жёсткий ящик, к-рому ч-цы могут отдавать импульс и момент (т. о., макроскопич. импульс и момент им­пульса у системы отсутствуют). На­личие такого ящика не сказывается на статистич. св-вах системы.

Фактически обычно рассматривают­ся не замкнутые системы, а макро­скопич. тела, являющиеся малыми частями, или подсистемами, к.-л. замк­нутой системы. Ф-ция распределения для подсистемы будет отлична от (5), но не будет зависеть от конкретного хар-ра остальной части системы — т. н. термостата. Поэтому ф-цию рас­пределения подсистемы можно опре­делить, считая, напр., что термостат обладает св-вами идеального газа. Что­бы найти ф-цию распределения для подсистемы, нужно проинтегрировать выражение (5) по координатам и им­пульсам ч-ц термостата. В результате получится:

w(p, q)=e^{[F-H(p, q)]kT}. (6) Здесь F — свободная энергия. Коэфф. e^F/kT определяется из условия нор­мировки (4):

_e^-F/kT=Z=∫e^{-H(p, q)/kT}dpdq. (6, а)

Распределение (6) наз. каноническим распределением Гиббса или просто канонич. распределением, а величина Z — статистическим интегралом. В отличие от микроканонич. распре­деления, энергия системы в канонич. распределении Гиббса не задана. Точ­ки, изображающие состояния системы, сосредоточены в тонком, но конечной толщины слое, прилегающем к энер­гетич. поверхности, соответствующей

ср. значению энергии, что означает возможность обмена энергией с термо­статом. В остальном в применении к определённому макроскопич. телу оба распределения приводят по существу к одним и тем же результатам. Раз­ница лишь в том, что при микроканонич. распределении все ср. значе­ния оказываются выраженными через энергию тела, а при канонич. распре­делении — через темп-ру.

Если тело состоит из двух невзаи­модействующих частей 1 и 2 с ф-циями Гамильтона Н₁ и H₂, то для тела Н=Н₁+Н₂ и, согласно (6), ф-ция рас­пределения тела разбивается на про­изведение ф-ций распределения для каждой из частей, так что эти части оказываются статистически независи­мыми.

Ф-ла (6) справедлива для систем, к-рые описываются классич. механи­кой. В квантовой механике энергетич. спектр системы конечного объёма ди­скретен. Вероятность подсистеме на­ходиться в состоянии с энергией ξ_n даётся ф-лой, аналогичной (6):

причём условие нормировки  S_nw_n=1 можно  переписать  в  виде:

Величина Z наз. статистической сум­мой системы; сумма в выражении (8) берётся по всем возможным состояниям системы.

Для системы, с достаточной точ­ностью описываемой классич. меха­никой, в ф-ле (8) можно перейти от суммирования по состояниям к ин­тегрированию по координатам и им­пульсам системы. При этом на каж­дое квант. состояние приходится в фазовом пр-ве «клетка» (или «ячейка») объёмом (2pћ)^3N, где ћ — Планка по­стоянная. Иными словами, суммиро­вание по и сводится к интегрированию по dpdq(2pћ)^3N. Ввиду неразличи­мости (тождественности) одинаковых ч-ц в квант. механике их перестановка не меняет состояния системы. По­этому, если интегрировать по всем р и q, необходимо поделить интеграл на число перестановок из N ч-ц, т. е. на N! Окончательно классич. предел статистич. суммы имеет вид:

Приведённые ф-лы относятся к слу­чаю, когда число ч-ц в подсистеме задано. Если выбрать в кач-ве под­системы определ. элемент объёма всей системы, через поверхность к-рого ч-цы могут покидать подсистему и возвра­щаться в неё, то вероятность нахож­дения подсистемы в состоянии с энер­гией ξ и числом ч-ц N даётся ф-лой большого канонического распределения Г и б б с а:

в к-рой параметр m — химический потенциал, определяющий ср. число ч-ц в подсистеме; величину W опре­деляют из условия нормировки [см. ф-лу (11)].

Статистическое истолкование тер­модинамики. Важнейший результат С. ф.— установление статистич. смыс­ла термодинамич. величин. Это даёт возможность вывести законы термо­динамики из осн. представлений С. ф. и вычислять термодинамич. величины для конкретных систем. Прежде всего термодинамическая внутренняя энер­гия отождествляется со ср. энергией системы. Первое начало термодина­мики получает тогда очевидное ис­толкование как выражение закона сохранения энергии при движении составляющих тело ч-ц.

Далее, пусть ф-ция Гамильтона системы зависит от нек-рого парамет­ра l (координаты стенки сосуда, в к-рый заключена система, внеш. поля и т. п.). Тогда производная дН/дl будет обобщённой силой, соответст­вующей этому параметру, а величина (дH/дl)dl после усреднения даёт ме­ханич. работу, совершаемую над си­стемой при изменении этого пара­метра. Если продифференцировать вы­ражение ξ^»∫Hwdpdq для ср. энер­гии системы с учётом ф-лы (6) и ус­ловия нормировки, считая перемен­ными К и Т, то получится тождество

т. к. первый член справа равен ср. работе dA, совершаемой над телом, а последний член есть полученное те­лом кол-во теплоты. Сравнивая это выражение с соотношением

dξ=dA+TdS,

представляющим собой объединённую запись первого и второго начал тер­модинамики (см. Второе начало тер­модинамики) для обратимых процес­сов, находим, что Т в (6) действи­тельно равна абс. темп-ре тела, а производная дF/дТ — взятой с об­ратным знаком энтропии S. Это оз­начает, что F — свободная энергия тела.

Особое значение имеет статистич. истолкование энтропии, к-рое сле­дует из ф-лы (8). Формально сумми­рование в этой ф-ле производится по всем состояниям с энергией ξ_n, но фактически ввиду малости флуктуа­ции энергии в распределении Гиббса существенно лишь относительно не­большое их число с энергией вблизи ср. энергии. Число этих существен­ных состояний D^~n можно определить, ограничив суммирование в (8) интер­валом D^~n, заменив ξ_n на ср. энергию ξ^~ и вынеся экспоненту из-под знака суммы. Тогда сумма даст D^~n и (8) примет вид:

720

 

 

 

С другой стороны, согласно термоди­намике, F=ξ-TS, что даёт связь энтропии с числом микроскопич. со­стояний D^~n в данном макроскопич. состоянии, иначе говоря, со стати­стическим весом макроскопич. состоя­ния, т. е. с его вероятностью:

S=klnD^~n.                   (10)

При темп-ре абс. нуля любая си­стема находится в определённом осн. состоянии, в к-ром D~n=1, S=0. Это утверждение выражает собой третье начало термодинамики. Здесь су­щественно, что для однозначного оп­ределения энтропии нужно пользо­ваться именно квант. ф-лой (8); в чисто классич. статистике энтропия определена только с точностью до произвольного слагаемого.

Смысл энтропии как меры вероятно­сти состояния сохраняется и по от­ношению к произвольным (не обяза­тельно равновесным) состояниям. В со­стоянии равновесия энтропия имеет максимально возможное в данных внеш. условиях значение. Это озна­чает, что равновесное состояние явл. состоянием с максимальным статистич. весом, наиболее вероятным состоянием. Процесс перехода системы из неравновесного состояния в равновесное есть процесс перехода из менее вероятных состояний в более вероятные; это выясняет статистич. смысл закона возрастания энтропии, согласно к-рому энтропия замкнутой системы может только увеличиваться.

Ф-ла (8), связывающая свободную энергию F со статистич. суммой, явл. основой для вычисления термодина­мич. величин методами С. ф. Она используется, в частности, для по­строения статистич. теории электрич. и магн. св-в в-ва. Напр., для вычис­ления магн. момента тела в магн. поле следует вычислить статистич. сумму и свободную энергию. Магн. момент тела даётся ф-лой: М =-(дF/дH), где Н— напряжённость I внеш. магн. поля.

Аналогично (8) условие нормировки I в большом канонич. распределении I (9) определяет термодинамич. потенциал W:

e^-W/kT=S_ne^-(ξ_n^-mN_n^)/kT.         (11)

I Этот   потенциал    связан   с   F  соотношением   W=F-mN.

Приложения С. ф. к изучению тех I или иных св-в конкретных систем I сводятся по существу к приближённому вычислению статистич. суммы I с учётом специфич. св-в системы, упрощающих расчёт.

В случае газов таким упрощающим обстоятельством   явл.    их    разрежён­ность,   в  силу  к-рой   вз-ствие   между I  молекулами   играет   относительно   ма­лую   роль.   В   первом   приближении можно вообще пренебречь этим вз-стви­ем и считать газ идеальным. Вз-ствие I  же можно учесть как поправку. В результате. термодинамич.   ф-ции   удаётся представить в виде т. н. вириального разложения по малому пара­метру — плотности. В квант. ста­тистике при низких темп-рах оказы­ваются совершенно различными св-ва газов, состоящих из ч-ц с целым спи­ном (бозонов) и полуцелым спином (фермионов), см. Вырожденный газ.

Приближённое вычисление стати­стич. суммы для крист. тв. тел ос­новано на малости амплитуды коле­баний атомов кристалла около их положений равновесия.

В жидкостях вз-ствие между моле­кулами и амплитуды их колебаний нельзя считать малыми. Поэтому вы­числение термодинамич. ф-ций жид­костей требует дополнительных уп­рощающих предположений и сложных расчётов.

Ситуация упрощается при темп-рах, низких по сравнению с темп-рой вырождения жидкости. В этих ус­ловиях тепловое движение в жид­кости можно рассматривать как по­явление в ней элем. возбуждений (ква­зичастиц), обладающих импульсом и энергией, связанными определённым дисперсии законом. При низких темп-рах эти квазичастицы образуют идеальный газ, что позволяет вычис­лить термодинамич. ф-ции в-в в соот­ветствующих условиях. С теоретиче­ской точки зрения к таким квант. жидкостям относятся, кроме жидких при норм. давлении вплоть до абс. нуля темп-ры ⁴Не и ³Не, также элект­ронная жидкость в металле, система спинов в ферромагнетиках и др.

Большое значение имеет представ­ляемая С. ф. возможность вычисления констант хим. равновесия, определя­ющих равновесные концентрации реа­гирующих в-в. Термодинамич. теория даёт условие равновесия в виде ра­венства нулю нек-рой комбинации хим. потенциалов этих в-в. В выра­жения для хим. потенциалов входит постоянная Планка, поэтому квант. эффекты существенны даже для ре­акций между классич. газами. Важ­ным частным случаем ф-л хим. рав­новесия явл. Саха формула, опреде­ляющая равновесную степень иони­зации газа. При решении задач кван­товой С. ф., прежде всего при ис­следовании св-в квант. жидкостей, важное значение имеют методы кван­товой теории поля, введённые в С. ф. сравнительно недавно. Осн. роль в этих методах играет ф-ция Грина макроскопич. системы, аналогичная ф-ции Грина в квант. теории поля. Полюсы этой ф-ции определяют закон дисперсии квазичастиц. Существует регулярный метод вычисления ф-ций Грина в виде ряда по степеням энер­гии вз-ствия между ч-цами. Каждый член этого ряда содержит многократ­ные интегралы по энергиям и импуль­сам от ф-ций Грина невзаимодейст­вующих ч-ц и может быть изображён графически в виде диаграмм, анало­гичных Фейнмана диаграммам. Каж­дая из этих диаграмм имеет определённый физ. смысл, что позволяет отделить в бесконечном ряду члены, ответственные за интересующее яв­ление, и просуммировать их. Сущест­вует также диаграммная техника для вычисления температурных ф-ций Гри­на, позволяющих вычислить термодинамич, величины без рассмотрения квазичастиц.

При непрерывном изменении внеш. параметров (напр., давления или темп-ры) св-ва системы могут при нек-рых значениях параметров изме­ниться скачкообразно, т. е. произой­дёт фазовый переход. Фазовые пере­ходы делятся на переходы I рода, сопровождающиеся выделением теп­лоты перехода и скачкообразным изме­нением объёма (к ним относится, напр., плавление), и II рода, в к-рых теплота перехода и скачок объёма отсутствуют (напр., переход жидкого гелия в сверхтекучее состояние). Ста­тистич. теория фазовых переходов со­ставляет важную, но ещё далёкую от завершения область С. ф. Наи­большую трудность для теор. иссле­дования представляют при этом св-ва в-ва вблизи линии фазового перехода II рода и вблизи критической точки фазового перехода I рода. С матем. точки зрения термодинамич. ф-ции системы имеют здесь особенности. Вблизи этих точек происходят свое­образные критические явления. В то же время здесь аномально возрастают флуктуации, и рассмотренные выше приближённые методы С. ф. оказы­ваются неприменимыми. Поэтому важ­ную роль играет рассмотрение точно решаемых моделей, в к-рых есть переходы (напр., т. н. модель Изинга).

В основе С. ф. лежит тот факт, что физ. величины, характеризующие мак­роскопич. тела в равновесных усло­виях, с большой точностью равны своим ср. значениям. Это равенство явл. всё же приближённым, в дейст­вительности все величины испыты­вают малые беспорядочные отклонения от ср. значений — флуктуации. Су­ществование флуктуации имеет боль­шое принципиальное значение, т. к. прямо доказывает статистич. хар-р термодинамич. закономерностей. Кро­ме того, флуктуации играют роль шу­ма, мешающего физ. измерениям и ограничивающего их точность.

С. ф. неравновесных процессов. Всё большее значение приобретает кине­тика физическая — раздел С. ф., изу­чающий процессы в системах, находя­щихся в неравновесных состояниях. Здесь возможны две постановки во­проса. Во-первых, можно рассмат­ривать систему в нек-ром неравно­весном состоянии и следить за её переходом в состояние равновесия. Во-вторых, можно рассматривать си­стему, неравновесное состояние к-рой поддерживается внеш. условиями, напр. тело, в к-ром задан градиент

721

 

 

темп-ры, протекает электрич. ток и т. п., или тело, находящееся в пере­мен. внеш. поле.

Если отклонение от равновесия ма­ло, неравновесные св-ва системы опи­сываются т. н. кинетическими коэф­фициентами. Примерами явл. коэфф. вязкости, теплопроводности и диф­фузии, электропроводность металлов и т. п. Эти величины удовлетворяют принципу симметрии кинетич. коэф­фициентов, выражающему симметрию ур-ний механики относительно изме­нения знака времени (см. Онсагера теорема). В силу этого принципа, напр., электропроводность кристалла описывается симметричным тензором.

Описание сильно неравновесных со­стояний, а также вычисление кинетич. коэфф. производятся при помощи кинетического уравнения. Оно представляет собой интегродифф. ур-ние для одночастичной ф-ции рас­пределения, к-рая получается из вве­дённой равенством (2) N-частичной ф-ции распределения интегрировани­ем по координатам и импульсам всех ч-ц, кроме одной. В квант. случае вместо одночастичной ф-ции распре­деления пользуются одночастичной матрицей плотности, или статистич. оператором. Такое замкнутое, т. е. не содержащее др. величин, ур-ние невозможно получить в общем виде. При его выводе необходимо исполь­зовать малые параметры, имеющиеся в данной конкретной задаче. Важней­шим примером явл. кинетическое урав­нение Больцмана, описывающее уста­новление равновесия в газе за счёт столкновений между молекулами. Кон­кретный вид этого ур-ния зависит от коэфф. сечения рассеяния молекул друг на друге. Если это сечение из­вестно, то можно вычислить кинетич. коэфф. газа. Ур-ние Больцмана учи­тывает только парные столкновения между молекулами и описывает толь­ко первый неисчезающий член раз­ложения этих коэфф. по плотности газа. Удалось найти и более точное ур-ние, учитывающее также тройные столкновения, что позволило вычис­лить следующий член разложения.

Особую проблему представляет вы­вод кинетич. ур-ния для плазмы. Из-за медл. убывания кулоновских сил с расстоянием даже при парных столкновениях существенно влияние остальных ч-ц.

Неравновесные состояния тв. тел и квант. жидкостей можно при низких темп-рах рассматривать как неравно­весные состояния газа соответству­ющих квазичастиц. Поэтому кинетич. процессы в таких системах описыва­ются кинетич. ур-ниями для квази­частиц, учитывающими столкновения между ними и процессы их взаимного превращения.

Новые возможности открыло при­менение в физ. кинетике методов

квант. теории поля. Кинетич. коэфф. системы можно выразить через её ф-цию Грина, для к-рой существует общий способ вычисления при по­мощи диаграмм, без введения квази­частиц. Это позволяет в ряде случаев исследовать неравновесные св-ва си­стем, даже когда не выполняются условия применимости кинетич. ур-ния.

Основные вехи развития С. ф. С. ф. целиком основана на представлениях об ат. строении материи. Поэтому нач. период развития С. ф. совпадает с развитием атомистич. представлений (см. Атомная физика). Развитие С. ф. как раздела теор. физики началось в сер. 19 в. В 1859 англ. физик Дж. Максвелл определил ф-цию распре­деления молекул газа по скоростям. В 1860—70 нем. физик Р. Клаузиус ввёл понятие длины свободного про­бега и связал её с вязкостью и тепло­проводностью газа. Примерно в то же время австр. физик Л. Больцман обобщил распределение Максвелла на случай, когда газ находится во внеш. поле, доказал теорему о распределе­нии энергии по степеням свободы, вывел кинетич. ур-ние, дал статистич. истолкование энтропии и показал, что закон её возрастания явл. след­ствием кинетич. ур-ния. Нем. физик П. Друде (1900) и голл. физик X. Ло­ренц (1904) применили кинетич. тео­рию для объяснения св-в металлов. Построение классич. С. ф. было за­вершено к 1902 в работах амер. фи­зика Дж. У. Гиббса. Теория флук­туации была развита в 1905—06 в работах польск. физика М. Смолуховского и А. Эйнштейна. В 1900 нем. физик М. Планк вывел закон рас­пределения энергии в спектре излу­чения чёрного тела, положив начало развитию как квант. механики, так и квантовой С. ф. В 1907 Эйнштейн применил квант. теорию для вычис­ления теплоёмкости тв. тел, а нем. физик В. Нернст (1911) — теплоём­кости газов.

В 1924 инд. физик Ш. Бозе нашёл распределение по импульсам свето­вых квантов и связал его с распреде­лением Планка. Эйнштейн обобщил распределение Бозе на газы с задан­ным числом ч-ц. Итал. физик Э. Ферми в 1925 получил ф-цию распределения ч-ц, подчиняющихся принципу Пау­ли, а англ. физик П. А. М. Дирак установил связь этого распределения и распределения Бозе — Эйнштейна с матем. аппаратом квант. механики. Дальнейшее развитие С. ф. в 20 в. шло под знаком приложения её осн. принципов к исследованию конкрет­ных проблем.

• Классические труды: Больцман Л., Лекции по теории газов, пер. о нем., М., 19515; его же, Статьи и речи, пер. с нем., М., 1970; Г и б б с Дж. В., Основ­ные принципы статистической механики..., пер. с англ., М.— Л., 1946; Учебники: А н с е л ь м А. И., Основы статистиче­ской физики и термодинамики, М., 1973; Леонтович М. А., Статистическая фи­зика, М.— Л., 1944; Ландау Л. Д.,

Л и ф ш и ц В. М., Статистическая физика, 3 изд., ч. 1, М., 1976 (Теоретическая физика, т. 5); Лифшиц Е. М., Питаевский Л. П., Статистическая физика, ч. 2, М., 1978 (Теоретическая физика, т. 9); Лиф­шиц Е. М., Питаевский Л. П., Фи­зическая кинетика, М., 1979 (Теоретическая физика, т. 10); М а й е р Дж., Г е п п е р т-М а й е р М., Статистическая механика, пер. с англ., 2 изд., М., 1980; Р е й ф Ф., Статистическая физика, пер. с англ., М., 1977 (Берклеевский курс физики); К и т т е л ь Ч., Статистическая термодинамика, пер. с англ., М., 1977; Лит. по спец. вопро­сам: Абрикосов А. А., Горьков Л. П., Дзялошинский И. Е., Ме­тоды квантовой теории поля в статистиче­ской физике, М., 1962; Б а л е с к у Р., Равновесная и неравновесная статистиче­ская механика, пер. с англ., т. 1—2, М., 1978; Боголюбов Н. Н., Проблемы динамической теории в статистической физи­ке, М.—Л., 1946; Г у р е в и ч Л. Э., Основы физической кинетики, Л.— М., 1940; С и л и н В. П., Введение в кинетическую тео­рию газов, М., 1971.

Л. П. Питаевский.

СТАТИСТИЧЕСКИЙ АНСАМБЛЬ, со­вокупность очень большого числа оди­наковых физ. систем многих ч-ц («ко­пий» данной системы), находящихся в одинаковых макроскопич. состоя­ниях; при этом микроскопич. состоя­ния системы могут различаться, но совокупность их обязательно должна отвечать заданным значениям макро­скопич. параметров, определяющих её макроскопич. состояние. Примеры С. а.: энергетически изолированные системы при заданном значении пол­ной энергии (микроканонический ан­самбль Гиббса), системы в контакте с термостатом заданной темп-ры (ка­нонический ансамбль Гиббса), системы в контакте с термостатом и резервуа­ром ч-ц (Гиббса большой канониче­ский ансамбль). С. а.— понятие ста­тистической физики, позволяющее применять к решению физ. задач методы теории вероятностей.

Д.   Н.   Зубарев.

СТАТИСТИЧЕСКИЙ ВЕС, в кванто­вой механике и квантовой статисти­ке — число разл. квант. состояний с данной энергией, т. е. кратность вырождения состояния. Если энергия принимает непрерывный ряд значе­ний, то под С. в. понимают число состояний в данном интервале зна­чений энергии. В классич. статистике С. в. наз. величину фазового объёма системы, соответствующего данному интервалу энергии. См. Статисти­ческая физика.

СТАТИСТИЧЕСКИЙ ИНТЕГРАЛ, ве­личина Z, обратная нормирующему множителю в каноническом распреде­лении Гиббса в статистич. физике классич. систем и равная интегралу по всем фазовым переменным р, q системы:

где Н(р, q) — Гамильтона функции, системы, зависящая от всех коорди­нат q и импульсов р её ч-ц, N — число ч-ц. С. и. позволяет вычислить все потенциалы термодинамические клас­сич. системы, когда можно пренебречь квант. эффектами. Напр., свободная энергия (Гельмгольца энергия) F=-kTlnZ. В квант. статистич. фи-

722

 

 

зике величине С. и. соответствует ста­тистическая сумма.

СТАТИСТИЧЕСКИЙ ОПЕРАТОР (мат­рица плотности), оператор, с помощью к-рого можно вычислить ср. значение любой физ. величины в квантовой механике и в квантовой статистиче­ской физике. С. о. описывает состояние системы, но основанное на полном (в смысле квант. механики) наборе данных о системе (смешанное состоя­ние).

СТАТИСТИЧЕСКОЕ РАВНОВЕСИЕ, см.   Равновесие   статистическое.

СТАЦИОНАРНОГО ДЕЙСТВИЯ ПРИНЦИП, то же, что наименьшего действия принцип.

СТАЦИОНАРНОЕ СОСТОЯНИЕ в фи­зике, состояние физ. системы, при к-ром нек-рые существенные для хар-ки системы величины (разные в разных случаях) не меняются со временем. Напр., состояние потока жидкости стационарно, если скорость движения (и др. хар-ки) остаётся в каждой точке пр-ва неизменной. В квант. механике С. с. наз. состояние, в к-ром энергия имеет определённое (и не меняющееся со временем) зна­чение. О С. с. в термодинамике см. Открытые системы, Пригожина тео­рема. Состояние системы наз. квази­стационарным, если величины, при постоянстве к-рых оно было бы ста­ционарным, медленно меняются со временем. При этом соотношения меж­ду разными св-вами системы оста­ются прибл. такими же, как и в С. с.

СТАЦИОНАРНОЕ СОСТОЯНИЕ АТО­МА, состояние атома с определ. внутр. энергией, находясь в к-ром атом не излучает. Переход атома из одного стационарного состояния в другое происходит скачкообразно, при этом атом излучает или поглощает определ. порцию (квант) энергии. Каждому атому отвечает определ. набор энер­гий, характеризующих С. с. а.,— си­стема уровней энергии. Существование С. с. а. было постулировано дат. физиком Н. Бором (1913) в его теории атома (см. Атомная физика) и полу­чило обоснование в квантовой меха­нике.

СТЕКЛООБРАЗНОЕ СОСТОЯНИЕ, аморфное состояние в-ва, формирую­щееся при затвердевании переохлаж­дённого расплава. Обратимость пере­хода из С. с. в расплав и из расплава в С. с. (стеклование) явл. осо­бенностью, к-рая отличает С. с. от др. аморфных состояний. Постепенное воз­растание вязкости расплава препятст­вует кристаллизации в-ва, т. е. пере­ходу к термодинамически более ус­тойчивому крист. состоянию с мень­шей свободной энергией. Процесс стеклования характеризуется темпе­ратурным интервалом. Переход в-ва из С. с. в кристаллическое явл. фа­зовым переходом I рода.

В С. с. может находиться значит. число простых в-в (S, Se, As, Р); окис­лов (В₂О₃, SiO₂, GeO₂, As₂O₃, Sb₂O₃, FeO₂, V₂O₅);  водных р-ров Н₂О₂, H₂SO₄, H₃PO₄, HClO₄, H₂SeO₄, H₂CrO₄, NH₄OH, КОН, НСl, LiCl; халькогенидов ряда элементов (As, Ge, P); нек-рых галогенидов и карбонатов. Многие из этих в-в составляют основу сложных по составу стёкол.

В-во в С. с. представляет собой жёст­кую систему атомов и ат. групп, преим. с ковалентной связью между ними. Дифракц. методы исследования (рентгеновский структурный анализ, электронография, нейтронография) позволяют определить упорядочен­ность в расположении соседних ато­мов в-в в С. с. (ближний порядок, см. Дальний и ближний порядок). Измеряя дифракц. максимумы и их интенсив­ности, строят т. н. кривую радиаль­ного распределения атомов (рис.).

Расстояния между максимумами этой кривой соответствуют межат. расстоя­ниям, а площадь, ограниченная мак­симумами, даёт ин­формацию о ср. чис­ле атомов, находя­щихся на соответ­ствующем расстоя­нии от данного.

В-ва в С. с. в среднем изотропны, хрупки, имеют ра­ковистый излом при сколе, часто прозрачны (для види­мых, ИК, УФ, рентгеновских и g-лучей). Местные механич. напряжения и неоднородность структуры в-ва в С. с. обусловливают двойное лучепре­ломление (переменное в пределах об­разца). Практически все стёкла слабо люминесцируют (см. Люминесценция). Для усиления этого эффекта в них добавляют активаторы — редкозем. элементы, уран и др. Используя вспомогат. возбуждение большой мощно­сти (накачку) и подобранные актива­торы, получают мощное когерентное излучение (см. Твердотельные лазеры). В-ва в С. с., как правило, диамагнит­ны, примеси окислов редкозем. ме­таллов делают их парамагнитными. Из нек-рых стёкол спец. состава по­лучают ситаллы (материалы, со­стоящие из одной или неск. кристал­лич. фаз, равномерно распредел. в стекловидной фазе). По электрич. св-вам большинство стёкол — диэлек­трики (силикатные стёкла), но есть и ПП (см. Аморфные полупроводники) и металлы (см. Металлические стёк­ла).

• Мотт Н., Дэвис Э., Электрон­ные процессы в некристаллических вещест­вах, пер. с англ., М., 1974; А п п е н А. А., Химия стекла, 2 изд., Л., 1974.

СТЕЛЛАРАТОР (от англ. stellar — звёздный), замкнутая магн. ловушка для удержания высокотемпературной плазмы. Предложена в 1951 Д. Спитцером (США) в связи с проблемой управляемого термоядерного синтеза. Принцип действия С. см. в ст. Маг­нитные ловушки. Магн. поле в С. создаётся с помощью внеш. провод­ников; его силовые линии подверга­ются т. н. вращат. преобразованию, в результате к-рого эти линии много-

 

кратно обходят вдоль тора и обра­зуют систему замкнутых вложенных друг в друга тороидальных магн. по­верхностей. Вращат. преобразование силовых линий может быть осуществ­лено как путём геом. деформации то­роидального соленоида (напр., скру­чиванием его в «восьмёрку»), так и с помощью винтовых проводников, на­витых на тор.

• См. лит.  при ст.    Магнитные   ловушки.

 В. C. Муховатов.

СТЕН (от греч. sthenos — сила) (сн, Sn), единица силы в МТС системе единиц; 1 сн=1000Н=101,972 кгс.

СТЕНО ЗАКОН (Стенона закон): у всех кристаллов данного вещества при данных температуре  и давле­нии двугранные углы между соот­ветствующими гранями кристаллов (вне зависимости от размеров и фор­мы граней) всегда одинаковы. Уста­новлен дат. учёным Н. Стено [Стенон, Стенсен (N. Steensen, латинизир. Steno, Stenonius)] в 1669 на основании наблюдения природных кристаллов и объясняется тем, что грани крист. многогранника соответствуют плоским ат. сеткам в крист. решётке. С. з. лежал в основе гониометрич. опреде­ления и классификации крист. в-в.

• См. лит. при ст. Кристаллы, Кристал­лография.

СТЕПЕНЕЙ СВОБОДЫ ЧИСЛО в ме­ханике, число независимых между собой возможных перемещений меха­нич. системы. С. с. ч. зависит от числа матер. точек, образующих систему, а также от числа и хар-ра наложен­ных на систему связей механических. Для свободной матер. точки С. с. ч. равно 3, для свободного тв. тела — 6, для тела, имеющего неподвижную ось вращения, С. с. ч. равно 1 и т. д. Для любой голономной системы (си­стемы с геом. связями) С. с. ч. равно числу s независимых между собой координат, определяющих положение системы, и даётся равенством s=3n-k, где n — число точек системы, k — число геом. связей. Для неголономной системы С. с. ч. меньше числа координат, определяющих по­ложение системы, на число кинема­тич. связей, не сводящихся к гео­метрическим (неинтегрируемым). От С. с. ч. зависит число ур-ний дви­жения и условий равновесия меха­нич. системы.

СТЕПЕНИ СВОБОДЫ, независимые возможные изменения состояния (в частности, положения) физ. системы, обусловленные вариациями её пара­метров. В механике С. с. соответст­вуют независимым перемещениям ме­ханич. системы, число к-рых опре­деляется числом образующих систему ч-ц и наложенных на неё механич. связей (см. Степеней свободы число в механике).

В статистической физике С. с. соответствуют независимым обобщён­ным координатам, определяющим пол-

723

 

 

ную энергию или Гамильтона функ­цию системы. Число С. с. позволяет оценить теплоёмкость многоат. газов и тв. тел при высоких темп-рах, когда применима классич. статистич. ме­ханика и энергия равномерно рас­пределена по С. с. (равнораспределе­ния закон). Однако при обычных (комнатных) темп-рах не все С. с. вносят вклад в теплоёмкость многоат. газа, нек-рые из них «выключены», т. к. могут возбуждаться лишь при достаточно высоких темп-рах.

В квантовой механике С. с. соответ­ствуют независимым координатам, к-рые определяют гамильтониан си­стемы. Непрерывные поля нельзя оха­рактеризовать конечным числом С. с.

В термодинамике С. с.— независи­мые термодинамич. параметры. оп­ределяющие состояние термодинамич. равновесия системы. Число С. с. / равновесной термодинамич. системы определяется Гиббса правилом фаз: f=k-j+2, где k — число компонен­тов, j — число фаз.

Д. Н. Зубарев

СТЕРАДИАН (от греч. stereos — телес­ный, объёмный и радиан) (ср, Sr), единица телесного угла; 1 ср равен телесному углу с вершиной в центре сферы, вырезающему на поверхности сферы площадь, равную площади ква­драта со стороной, равновеликой ра­диусу сферы. 1 ср=7,96•10^-2 полного телесного угла (сферы) = 3,28•10³ квад­ратного градуса.

СТЕРЕОБАЗИС (от греч. stereos -телесный, объёмный и basis — осно­вание), расстояние между двумя точ­ками, одновременное наблюдение из к-рых одного и того же объекта даёт стереоскопическое изображение этого объекта. Применительно к человече­скому зрению С.— расстояние между передними узловыми точками глаз (ко­леблется от 58 до 72 мм).

Для повышения остроты биноку­лярного зрения при рассматривании, напр., удалённых предметов или сте­реопар применяются оптич. приборы (призменные или зеркальные), искус­ственно увеличивающие глазной С. (см. Стереотруба, Стереоскоп). С уве­личением С. уменьшается глубина резко воспринимаемого пр-ва, но уве­личивается острота зрения, поэтому С. выбирается с учётом оптим. соче­тания этих критериев.

Л. А. Ривкин.

СТЕРЕОПАРА, сочетание двух плоских частичных изображений одного и того же объекта, полученных с двух раз­ных точек зрения или в двух цветах; см. Анаглифов цветных метод. При рассматривании С. так, чтобы каждый глаз видел только одно из этих изоб­ражений, возникает объёмная (стереоскопическая) картина, воспроизводящая глубину реального объекта — стереоскопическое изображе­ние. С. используют для создания пространств. изображений объектов

в стереокино, стереофотографии и при стереофотограмметрич. съёмке.

Л. А.  Ривкин.

СТЕРЕОСКОП (от греч. stereos — те­лесный, объёмный и skopeo — смотрю, наблюдаю), бинокулярный оптич. при­бор для раздельного наблюдения пра­вым и левым глазом соответственно своего частичного изображения сте­реопары, обеспечивающий получение единого зрит. образа, обладающего стереоскопичностью (см. Стереоско­пическое изображение). В зависимости от конструкции различают С. щеле­вые, линзовые, зеркальные и комби­нированные.

СТЕРЕОСКОПИЧЕСКОЕ ИЗОБРАЖЕ­НИЕ, пространственное изображение, к-рое при рассматривании представ­ляется зрительно объёмным (трёхмер­ным), передающим форму изображён­ных объектов, характер их поверх­ности (блеск, фактуру), взаимное рас­положение в пространстве и др. внеш. признаки. Объёмность С. и. обуслов­лена бинокулярным стереоэффектом, к-рый возникает при наблюдении объ­ектов двумя глазами, когда правый и левый глаз наблюдают пространст­венный объект в разных ракурсах.

При наблюдении С. и., как и в ес­тественных условиях, каждому глазу зрителя представляется возможность видеть свой ракурс объекта и в со­знании человека происходит автома­тич. слияние этих ракурсов в одно результирующее пространств. изоб­ражение.

Различают стереопарное и много­ракурсное С. и. Стереопарное С. и. воспроизводит два ракурса объекта (стереопару), неизменных при раз­ных положениях зрителя. Кажущаяся глубина пространств. изображения в этом случае зависит от расстояния зрителя до картины, уменьшаясь при приближении к ней. Раздельное рас­сматривание каждого ракурса соот­ветств. глазом обеспечивается посред­ством стереоскопов, цветных или по­ляризационных светофильтров, ми­гающих заслонок и т. п. средствами.

Многоракурсные С. и. осуществ­ляются путём пространств. сепарации ракурсов линзовыми растрами. Бла­годаря этому из разных положений зритель может рассматривать разл. пары ракурсов. Наблюдаемый образ при этом остаётся неизменным в про­странстве для любых положений зри­теля.

СТЕРЕОТРУБА, бинокулярный сте­реоскопический оптич. прибор, состоя­щий из двух зрительных труб на шарнирной оси, обеспечивает полу­чение стереоскопического изображе­ния (изображение — прямое, увели­чение оптическое ~ 10—20). С. при­меняется в воен. деле.

СТЕРЖЕНЬ в теории колебаний, уп­ругое тв. тело, длина к-рого значи­тельно превышает его поперечные раз­меры. При возбуждении С., напр. уда­ром, в нём возникают свободные ко­лебания. Колебат. смещения ч-ц С.

могут быть направлены как вдоль его оси — продольные колебания, так и перпендикулярно оси — крутиль­ные и изгибные колебания. При кру­тильных колебаниях любое сечение С. закручивается по отношению к близлежащим, при изгибных — точки оси С. смещаются в поперечном на­правлении, а волокна, параллельные оси и расположенные по разные сто­роны от неё, испытывают деформации растяжения и сжатия. Любое коле­бание С. можно представить как сумму простейших синусоидальных его собств. колебаний того или иного ви­да, частоты к-рых f зависят от длины С. l, плотности материала r, формы и площади S его сечения, от упругого сопротивления его по отношению к данному типу деформаций, а также от условий закрепления его концов. Напр., для продольных колебаний сво­бодного С., поперечные размеры к-ро­го значительно меньше длины волны,

где Е — модуль Юнга, n — целое число, соответствующее номеру гармо­нич. составляющей. Для крутильных колебаний круглого свободного стерж­ня

где G — модуль сдвига. В случае изгибных колебаний собственные ча­стоты не образуют гармонич. ряда, т. к. скорость распространения изгибных волн зависит от частоты; для закреп­лённого на концах стержня

где I — момент инерции сечения от­носительно нейтральной оси С., а коэфф. a_n принимает соответственно значения: a₁=4,73; a₂=7,85... Форма свободных колебаний С. зависит от того, какие из его собственных коле­баний войдут в спектр, что опреде­ляется способом возбуждения. Под действием синусоидальной вынужда­ющей силы с частотой, совпадающей с одной из собственных частот С., на­блюдается резонанс.

Практич. значение колебаний С. разнообразно. Всякую балку в строит. конструкции можно рассматривать как С., от собственных частот к-рого за­висит прочность сооружения. Опас­ные колебания по длине, возникающие в кораблях из-за неуравновешенности двигателей, рассчитываются как ко­лебания стержней. С. применяются в нек-рых муз. инструментах, напр. ксилофонах; изогнутым С. с двумя свободными концами явл. камертон.

• М о р з Ф., Колебания и звук, пер. с англ., М.— Л., 1949; С к у ч и к В., Простые и сложные колебательные системы, пер. с англ., М., 1971.

СТЕФАНА — БОЛЬЦМАНА ЗАКОН ИЗЛУЧЕНИЯ, утверждает пропор­циональность 4-й степени абс. темп-ры Т полной объёмной плотности r рав-

724

 

 

новесного излучения (r=аT⁴, где а — постоянная) и связанной с ней полной испускательной способности u (u=sT₄, где s — Стефана — Больцмана постоянная). Сформулирован на ос­нове эксперим. данных австр. физи­ком Й. Стефаном (J. Stefan; 1879) для испускат. способности любого тела, однако последующие измерения показали его справедливость только для испускат. способности абсолютно чёрного тела. В 1884 С.— Б. з. и. был теоретически получен австр. фи­зиком Л. Больцманом (L. Boltzmann) из термодинамич. соображений с учё­том пропорциональности (согласно классич. электродинамике) давления равновесного излучения плотности его энергии. Однако значения постоян­ных а и s оказалось возможным оп­ределить теоретически только на ос­нове Планка закона излучения, из к-рого С.— Б. з. и. вытекает как следствие. С.— Б. з. и. применяется для измерения высоких темп-р.

СТЕФАНА — БОЛЬЦМАНА ПОСТО­ЯННАЯ, фундаментальная физическая константа s, входящая в закон, оп­ределяющий полную (по всем длинам волн) испускательную способность аб­солютно чёрного тела (см. Стефа­на — Больцмана закон излучения): s=5,67032(71) •10^-8 Вт/(м²•К⁴) (на 1982).

СТИГМАТИЧЕСКОЕ ИЗОБРАЖЕНИЕ (от греч. stigma, род. п. stigmatos -укол, пятно), изображение оптиче­ское, каждая точка к-рого соответст­вует одной точке изображаемого оп­тич. системой объекта. Строго говоря, подобное соответствие возможно лишь в идеальных оптич. системах при условии, что устранены все абер­рации (см. Аберрации оптических систем) и допустимо пренебречь волн. св-вами света, в частности дифрак­цией света. Для реальных оп­тич. систем понятие «С. и.» явл. лишь приближением (всякая реальная си­стема изображает точку не точкой, а «пятном» или пространств. фигурой хотя и малых, но конечных размеров; см., напр., Разрешающая способность). В случае параксиального пучка лучей осн. аберрацией, нарушающей при­ближённую «стигматичность» изобра­жения, явл. астигматизм.

СТИЛЬБ (от греч. stilbo — сверкаю, сияю) (сб, sb), единица яркости в системе ед. СГСЛ (см—г—с—люмен); 1 сб=1 кд/см² =10⁴ кд/м²=p•10⁴ апостильб=p ламберт.

СТОКС (Ст, St), единицы кинематич. вязкости в СГС системе единиц. На­звана в честь англ. учёного Дж. Г. Стокса (G. G. Stokes); 1 Ст=1 см²/с= 10^-4 м²/с. Чаще применяется в 100 раз меньшая ед.— сантистокс (сСт).

СТОКСА ЗАКОН (выведен Дж. Г. Стоксом в 1851), закон, определяющий силу сопротивления F, испытываемую тв. шаром при его медленном поступат. движении в неогранич. вязкой жид­кости: F=6pmirv, где m — коэфф. ди­намич. вязкости жидкости, r — радиус

шара и v — его скорость. С. з. спра­ведлив лишь для малых Рейнольдса чисел Re<<1. Им пользуются в кол­лоидной химии, мол. физике и метео­рологии. По С. з. можно определить скорость осаждения мелких капель тумана, коллоидных ч-ц, ч-ц ила или др. мелких ч-ц. Предельную скорость v_пр падения шарика малых размеров в вязкой жидкости находят по ф-ле:

v_пр=²/₉r²g(r'-r)/m,

где r и r' — плотности жидкости и в-ва шарика, g — ускорение свобод­ного падения. С. з. применяется в вискозиметрии для определения коэфф. вязкости очень вязких жидкостей.

• Лойцянский Л. Г., Механика жидкости и газа, 5 изд., М., 1978.

СТОКСА ПРАВИЛО   (Стокса  закон), утверждает, что длина волны фотолю­минесценции больше, чем длина волны возбуждающего света. Установлено Дж. Г. Стоксом в 1852. С. п. выпол­няется не всегда, во мн. случаях на­блюдаются антистоксовы ли­нии, длины волн к-рых короче воз­буждающей. Более широкую область применения имеет С. п. в формули­ровке нем. физика Э. Ломмеля: мак­симум спектра люминесценции сдви­нут по отношению к максимуму спект­ра поглощения в сторону более длин­ных волн. См. также Люминесценция.

СТОЛКНОВЕНИЯ АТОМНЫЕ, эле­ментарные акты соударения двух ат. ч-ц (атомов, молекул, эл-нов или ионов), при к-рых структура и строе­ние ядер не изменяются. С. а. делятся на упругие и неупругие. При у п р у г о м С. а. суммарная кинетич. энер­гия соударяющихся ч-ц остаётся преж­ней — она лишь перераспределяется между ч-цами, а направления движе­ния ч-ц меняются. В неупругом С. а. изменяются внутр. энергии стал­кивающихся ч-ц (они переходят на др. уровни энергии) и соотв. изме­няется их полная кинетич. энергия. При этом меняется электронное со­стояние атома либо колебат. или вращат. состояние молекулы (см. Мо­лекулярные спектры).

Упругие С. а. определяют переноса явления в газах или слабоионизов. плазме. Испытываемые ч-цами С. а.— акты рассеяния на др. ч-цах — пре­пятствуют их свободному движению. Наиболее существенно на перемеще­ние ч-цы влияют те акты рассеяния, в к-рых направление её движения заметно меняется. Поэтому коэффици­енты диффузии (перенос ч-ц), вязкости (перенос импульса), теплопроводно­сти (перенос энергии) и др. коэфф. переноса газа выражаются через эфф. сечение рассеяния атомов или молекул этого газа на большие углы. Аналогично подвижность ионов (см. Подвижность ионов и электронов) свя­зана с сечением рассеяния иона на атоме или молекуле газа на большие углы, а подвижность эл-нов в газе или электропроводность слабоиони­зованной плазмы — через сечение рас-

сеяния эл-на на атоме или молекуле газа.

Сечение упругого рассеяния атомов или молекул на большой угол при тепловых энергиях ч-ц наз. газо­кинетическим сечением; по порядку величины оно составляет 10^-15 см² и определяет длину свобод­ного пробега ч-цы в среде.

Упругое рассеяние на малые углы может влиять на хар-р пере­носа эл.-магн. излучения в газе. Энергия проходящей через газ эл.-магн. волны поглощается и затем переизлучается атомами или молеку­лами газа. При этом даже слабое вз-ствие излучающей ч-цы с другими (окружающими её) ч-цами «искажает» испускаемую волну, т. е. сдвигает её фазу или частоту. При нек-рых ус­ловиях осн. хар-ки распространяю­щейся в газе эл.-магн. волны опре­деляются упругим рассеянием взаи­модействующих с ней атомов или молекул на окружающих ч-цах, при­чём существенным оказывается рас­сеяние на малые углы.

Процессы неупругих С. а. весьма разнообразны. Перечень неупругих процессов, к-рые могут происходить в газе или слабоионизов. плазме, при­ведён в таблице. В различных лаб. условиях и явлениях природы гл. роль играют те или иные отдельные неупругие процессы соударения ч-ц. Напр., излучение с поверхности Солн­ца обусловлено б. ч. столкновениями между эл-нами и атомами водорода, при к-рых образуются отрицат. ионы водорода (табл., п. 26). Осн. процесс, обеспечивающий работу гелий-неоно­вого лазера (см. Газовый лазер),— передача возбуждения от атомов ге­лия, находящихся в метастабильных состояниях, атомам неона (табл., п. 6); осн. процесс в электроразрядных мо­лекулярных газовых лазерах — воз­буждение колебат. уровней молекул электронным ударом (табл., п. 3); в результате этого процесса электрич. энергия газового разряда частично преобразуется в энергию лазерного излучения. В газоразрядных источни­ках света осн. процессами являются: в т. н. резонансных лампах — воз­буждение атомов электронными уда­рами (табл., п. 2), а в лампах высо­кого давления — фоторекомбинация эл-нов и ионов (табл., п. 24). Спино­вый обмен (табл., п. 7) ограничивает параметры квантовых стандартов ча­стоты, работающих на переходах между состояниями сверхтонкой струк­туры атома водорода или атомов ще­лочных металлов (табл., п. 9). Раз­личные неупругие процессы С. а. с участием свободных радикалов, ионов, эл-нов и возбуждённых атомов оп­ределяют мн. св-ва атмосферы Земли. • Мак-Даниель И., Процессы столкновений в ионизованных газах, пер. с англ., М., 1967; Смирнов Б. М., Атом­ные столкновения и элементарные процессы

725

 

 

НЕУПРУГИЕ ПРОЦЕССЫ СТОЛКНОВЕНИЙ С УЧАСТИЕМ АТОМНЫХ ЧАСТИЦ И ФОТОНОВ

в плазме, М., 1968; его же, Ионы и воз­бужденные атомы в плазме, М., 1974; Никитин Е. Е.,

Уманский С. Я., Неадиабатические переходы при медленных атомных столкновениях, М., 1979;

Г а л и ц к и й В. М., Никитин Е. Е., Смир­нов Б. М., Теория столкновений атомных частиц, М., 1981.                Б. М. Смирнов.

СТОЛКНОВЕНИЯ ВТОРОГО РОДА, то же, что удары второго рода.

СТОПА в оптике, набор прозрачных плоских пластин, устанавливаемый под нек-рым углом к падающему све­ту; один из простых поляризационных приборов. Коэфф. пропускания и от­ражения для компонент световых лу­чей, поляризованных параллельно и перпендикулярно плоскости падения на С., различны (см. Френеля фор­мулы). Поэтому естественный свет, прошедший через С., поляризуется (в нём преобладает компонента, элект­рич. вектор к-рой лежит в плоскости падения). Степень поляризации р тем выше, чем больше наклон лучей к С., однако оптим. углом установки С. явл. угол Брюстера (см. Брю­стера закон), при к-ром прозрачность С. максимальна (ок. 50%).

Для видимой области спектра пла­стины С. (очень малой толщины, чтобы уменьшить потери на поглоще­ние) делают из оптич. стекла. При показателе преломления стекла n=1,5 практически полную поляризацию (р =0,99) даст С. из 16 пластин. Для ИК области применяют С. из пластин фтористого лития, флюорита и пр. с тонкими селеновыми, герма­ниевыми или кремниевыми покрытия­ми. Большие n (~ 2—4) таких по­крытий позволяют получить требу­емую р при небольшом числе пластин.

СТОЯЧАЯ ВОЛНА, периодическое или квазипериодическое во времени синфазное колебание с характерным пространств. распределением ампли­туды — чередованием узлов (нулей) и пучностей (максимумов). В линей­ных системах С. в. может быть пред­ставлена как сумма двух бегущих

Распределение давлений и скоростей в стоя­чей волне при открытом и закрытом концах трубы.

 

волн, распространяющихся навстречу друг другу. Простейший пример С. в.— плоская звуковая С. в. внутри на­полненной воздухом трубы (напр., органной) при закрытом (с идеально твёрдой стенкой) и открытым концах (рис.). На твёрдой стенке образу­ется узел скорости и пучность перепада давления, на открытом конце скорость максимальна, а перепад дав­ления отсутствует, поэтому обе кар­тины сдвинуты относительно друг друга на четверть длины волны. Ана­логичное распределение имеет место для электрич. и магн. полей в линии передачи или волноводе с идеально «закороченным» или открытым кон­цом, а также при норм. падении плоской эл.-магн. волны на идеально отражающую стенку.

В отличие от бегущей волны в С. в. не происходит переноса энергии, а осуществляется лишь пространств. перекачка энергии одного вида в энер­гию другого вида с удвоенной ча­стотой (электрической в магнитную, кинетической в потенциальную и т. п.). В известном смысле области между любыми пучностями и узлами можно рассматривать как автономные си­стемы .

Чисто С. в. могут устанавливаться только при отсутствии затухания в среде и при полном отражении от границ. В противном случае, кроме С. в., появляются бегущие волны, доставляющие энергию к местам по­глощения или излучения. Распределе­ние волн. поля при этом характери­зуется коэфф. стоячести волны — КСВ (см. Бегущая волна), а соотношение между средней за период колебаний T=2p/w запасённой в С. в. энергией W и мощностью Р, уносимой бегущей волной, характеризуется добротно­стью колебания Q, определяемой вы-

726

 

 

ражением: Q=wW/P. Невырожден­ные нормальные колебания объёмных резонаторов без потерь суть С. в., а нормальные волны в волноводах пред­ставляют собой волны, бегущие в одном направлении и стоячие в на­правлениях, перпендикулярных оси волновода.

• Горелик Г. С., Колебания и волны, 2 изд., М., 1959; Крауфорд Ф., Волны, 2 изд., М., 1976 (Берклеевский курс физики, т. 3).

М. А.. Миллер, Е. В. Суворов.

СТРАННОСТЬ (S), аддитивное квант. число, являющееся наряду с «очаро­ванием» (С) и «красотой» (b) специ­фич. хар-кой адронов. Все адроны обладают определёнными целочислен­ными (нулевым, положительными или отрицательными) значениями S, при­чём |S|£3. Античастицы имеют С. противоположного знака по сравне­нию со С. ч-ц. Адроны с S¹0 (но с С=0 и 6 = 0) наз. странными части­цами. (Ч-цам, не участвующим в сильном вз-ствии,— фотону, лептонам приписывается значение 5 = 0.) В про­цессах, обусловленных сильным и эл.-магн. вз-ствиями, С. сохраняется, т. е. суммарная С. исходных и ко­нечных ч-ц одинакова. В процессах слабого вз-ствия (протекающих за счёт заряженных токов) С. может нарушаться, при этом различие в суммарной С. нач. и кон. ч-ц |DS|=1. По совр. представлениям, наличие S¹0 у нек-рых адронов связано с тем, что в их состав входит один или неск. странных кварков, для каждого из к-рых S=-1.

Исторически квант. число С. было введено для истолкования факта от­сутствия (запрета) случаев одиноч­ного рождения К-мезонов и гиперонов при столкновениях p-мезонов с нук­лонами и нуклонов с нуклонами; наблюдение только совместного рож­дения К-мезона и гиперона в этих процессах удалось объяснить, при­писав компонентам пары равные по величине, но противоположные по знаку значения особого квант. числа, названного С., и предположив со­хранение С. в сильном вз-ствии. Связь С. с др. квант. числами адронов даётся обобщённой ф-лой Гелл-Мана — Нишиджимы (см. Элементарные частицы).                           

А. А. Комар.

СТРАННЫЕ ЧАСТИЦЫ, адроны, об­ладающие ненулевым значением квант. числа странности S (в отли­чие от «обычных», «нестранных», ч-ц, напр. p-мезонов, нуклонов, для к-рых S=0) и нулевыми значениями др. специфич. хар-к адронов — «очарова­ния», «красоты». К С. ч. относятся К-мезоны, гипероны, нек-рые резонансы. Все С. ч. нестабильны. Стран­ные резонансы распадаются очень быстро (за время ~10^-23 с) в резуль­тате сильного взаимодействия; сум­марная странность продуктов их рас­пада равна странности исходной ч-цы. Остальные С. ч. квазистабильны и рас­падаются в результате слабого взаи­модействия относительно медленно (за

время ~10^-8—10^-10 с) на ч-цы с меньшей странностью, «нестранные» ч-цы и (или) лептоны; в этом случае суммарная странность продуктов рас­пада по модулю меньше странности исходной ч-цы на единицу. С. ч. с большей вероятностью рождаются при столкновениях «обычных» адронов за счёт сильного вз-ствия, но при этом они обязательно возникают парами (или в большем кол-ве), так чтобы их суммарная странность оказалась рав­ной нулю. Распадаются же С. ч. на «обычные» за счёт слабого вз-ствия с очень малой вероятностью. Эта «странность» в поведении ч-ц и яви­лась причиной их названия.

А.  А.  Комар.

СТРАТЫ (от лат. stratum — настил, слой), светлые слои, периодически чередующиеся с тёмными промежут­ками в положительном столбе раз­ряда низкого давления, напр. тлею­щего разряда. В одних случаях С. неподвижны, в других — перемеща­ются (бегущие С.), обычно от анода к катоду. Каждая С. обращена яркой и резкой стороной («головой») к катоду, а к аноду яркость С., как правило, убывает. В «голове» С. на­пряжённость электрич. поля, темп-ра и концентрация эл-нов велики (ви­зуально — светлый слой). При пе­ремещении эл-нов в процессе диф­фузии от «головы» С. к аноду их концентрация и темп-ра падают на­столько, что прекращается ионизация (появляется тёмный промежуток). За­тем возникает новый скачок электрич. потенциала, и образуется новая С. По совр. представлениям, С. явл. ионизационными волнами.

 • Недоспасов А. В., Страты, «УФН», 1968, т. 94, в. 3, с. 439; П е к а р е к Л., Ионизационные волны (страты) в разрядной плазме, там же, с. 463.

Л. А.  Сена.

СТРИМЕРНАЯ КАМЕРА, разновид­ность искровой камеры, в к-рой раз­ряд, вызванный импульсом высокого напряжения (~ 20 кВ/см), обрыва­ется на ранней стадии. В результате треки заряженных ч-ц, прошедших через камеру, выглядят как цепочки отдельных (не сливающихся) стриме­ров, длиной в неск. мм каждый.

СТРИМЕРЫ (англ., ед. ч. streamer, от stream — течь, проноситься), узкие светящиеся каналы, образующиеся в газе, находящемся в сильном элект­рич. поле при давлениях, близких к атмосферному, в стадии, предшеству­ющей электрич. пробою. Газ в этих каналах ионизован. Возникнув, С. удлиняются с большой скоростью (до 10⁶ м/с), превосходящей скорость дви­жения заряж. ч-ц между электро­дами. Объясняется это фотоиониза­цией, происходящей в сильном элект­рич. поле, создаваемом объёмным за­рядом вблизи «головы» С. См. также Искровой разряд.                 

Л. А. Сена.

СТРОБОСКОП (от греч. strobos -кружение, беспорядочное движение и skopeo — смотрю), прибор для на­блюдения быстрых периодич. движений, основанный на стробоскопиче­ском эффекте. С. первоначально пред­ставлял собой прибор-игрушку, со­стоящую из двух дисков, вращающих­ся на общей оси. На одном диске, как на циферблате часов, рисовались фи­гурки в разл. фазах к.-л. повторяю­щегося процесса, напр. положения движения шагающего человека. Дру­гой диск, скреплённый с первым, был прорезан радиальными щелями, через к-рые можно было видеть расположен­ные за ним картинки. При вращении дисков наблюдатель в смотровое окош­ко и сквозь щели вращающегося диска видел последовательно и на короткие мгновения каждую из картинок, и это расчленённое по времени на дискр. фазы движение объекта воспринима­лось им в виде слитного образа, со­вершающего непрерывное движение. Такое синтезирование единого зрит. образа движущегося предмета из по­следовательной серии смещённых от­носительно друг друга изображений наз. стробоскопич. эффектом 1-го типа.

Совр. С.— стробоскопические при­боры, использующие в осн. стробо­скопич. эффект 2-го типа. СТРОБОСКОПИЧЕСКИЕ ПРИБОРЫ, контрольно-измерительные устройства для наблюдения быстрых периодич. движений объектов, основанные на стробоскопическом эффекте. С. п. при­меняются для измерения частоты ко­лебаний механич. и электронных си­стем, резонанса, числа оборотов ме­ханизмов, для изучения вибраций разл. тел и т. д. Принцип действия С. п. заключается в том, что совер­шающее периодич. движение тело ос­вещается импульсами света и делается видимым в отдельные, очень малые по сравнению с периодом колебаний тела промежутки времени. Если ча­стота импульсов света f₁ совпадает с частотой периода движения тела f, то тело кажется остановившимся. При нек-ром различии частот тело пред­ставляется совершающим замедленное движение с частотой F=f-f₁.

Совр. С. п. подразделяют на ме­ханические, или оптико-механические, электронные, электрооптические, ла­зерные и осциллографические. К ме­ханич. С. п. относятся приборы с механич. обтюраторами (прерывате­лями) света в виде дисков или полых барабанов со щелями, через к-рые наблюдают объект. Измеряя скорость вращения диска, при к-рой наблюда­емый объект кажется остановившимся, можно определить f. Такие приборы наз. стробоскопич. тахометрами. Гл. достоинство строботахометра — возможность измерения угл. скоростей вращения тел без контакта с объектом измерения, что, с одной стороны, позволяет измерять скорость видимых, но труднодоступных объектов, а с другой стороны, позволяет измерять скорость маломощных объектов без

727

 

 

всякого воздействия на них со сто­роны прибора. Диапазон измерений таких тахометров 30—3000 рад/с.

Электрооптич. С. п. в кач-ве пре­рывателей света используют оптиче­ские затворы, к-рые обеспечивают вы­сокую частоту (10⁴—10⁵ Гц) и большую скважность световых импульсов.

Наиболее совершенные промышлен­ные С. п.— электронные, состоящие из задающего частоту импульсов гене­ратора и управляемого источника све­товых импульсов (лазера или газо­разрядной лампы). Частота генерато­ра и, следовательно, частота вспышек плавно регулируются изменением па­раметров электрич. цепи обычно в пределах от 2 до 2500 Гц.

Выпускаются С. п. и спец. назна­чения: для создания световых эффек­тов в театре, для регулирования угла зажигания в автомобильном двига­теле, для исследования движения го­лосовых связок и т. д.

Для исследования периодических электронных процессов, измерения ам­плитуды и длительности электрич. импульсов в наносекундном диапазоне применяются осциллографич. С. п.

А. Г. Валюс.

СТРОБОСКОПИЧЕСКИЙ МЕТОД ИЗ­МЕРЕНИЙ, основан на освещении вра­щающегося или колеблющегося тела короткими повторяющимися с извест­ной частотой импульсами света и на­блюдении при этом освещении спе­циально нанесённых на тело меток. Благодаря способности клеток сет­чатки глаза сохранять раздражение в течение прибл. 0,1 с, отражённый от метки свет, попадая в глаз с частотой более 10 раз в с, создаёт непрерывное раздражение сетчатки, и метка ка­жется неподвижной (при совпадении частот) или движущейся в ту или иную сторону. Зная частоту вспышек, можно определить частоту колебаний или вращения тела. Приборы, приме­няемые при С. м. и., наз. стробо­скопами.

• Л а с с а н В. Л., Измерение угло­вых скоростей, М., 1970.

Н.П.Широков.

СТРОБОСКОПИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ, зрительная иллюзия, возникающая в случаях, когда наблюдение к.-л. пред­мета осуществляется не непрерывно, а в течение отдельных малых, перио­дически следующих один за другим интервалов времени (напр., при пе­риодич. открывании и закрывании проецируемой на экран картины вра­щающимся диском с прорезями — об­тюратором, или при периодич. вспыш­ках света в тёмном помещении). С. э. обусловлен инерцией зрения, т. е. сохранением в сознании наблю­дателя воспринятого зрит. образа на нек-рое (малое) время после того, как вызвавшая образ картина исчез­нет. Если время, разделяющее дискр. акты наблюдения, меньше времени «гашения» зрит. образа, то образы, вызванные отд. актами, сливаются и наблюдение субъективно ощущается как непрерывное. Благодаря С. э. возможно получение иллюзии дви­жения при прерывистом наблюдении отд. картин, на каждой из к-рых положения предметов несколько сме­щены по сравнению с предшествующей. На С. э. основано восприятие движе­ния в кинематографе и телевидении. В частном случае С. э. при наблю­дении предметов, имеющих периоди­ческую структуру (окружности, раз­делённые на равные дуги, колёса со спицами), создаётся иллюзия непод­вижности (или замедл. движения), возникающая, когда движущийся пред­мет периодически (с частотой f₁) за­нимает прежнее положение. При этом для иллюзии полной неподвижности необходимо, чтобы частота моментов наблюдения f была равна f₁. Так, если частота вращения спицы f₁ равна частоте вспышек f, то вращающаяся спица освещается каждый раз в одном и том же положении О и кажется неподвижной (рис.).

Если же f и f₁ не равны, но близки, то воспринима­емое кажущееся движение предмета характеризуется частотой f-f₁. На рис. а f<f₁, т. е. время между вспыш­ками больше периода оборота спицы, и она успевает сделать целый оборот и ещё повернуться на небольшой угол. При каждой следующей вспыш­ке спица будет казаться сдвинутой немного в направлении вращения по­следовательно в положении 1, 2, 3 и т. д., т. е. будет казаться медленно вращающейся в том же направлении. Если f>f₁, то каждая последующая вспышка будет освещать спицу, когда она ещё не сделала полного оборота, т. е. последовательно в положениях 1, 2, 3 (рис., б), и спица будет ка­заться медленно вращающейся в сто­рону, противоположную её реальному движению.

Приборы для реализации С. э. этого типа наз. стробоскопа­ми. В совр. стробоскопах прерыви­стое освещение осуществляется с по­мощью импульсных ламп с регулиру­емой частотой вспышек. Их исполь­зуют, напр., в индикаторах угл. скоростей.                         

А. П. Гагарин.

СТРОИТЕЛЬНАЯ АКУСТИКА, об­ласть прикладной акустики, в к-рой изучаются вопросы защиты помеще­ний, зданий и территорий населён­ных мест от шума. Осн. задача С. а.— разработка и изыскание конструктив­ных элементов зданий (стен, кровель,

межэтажных перекрытий), обладаю­щих высокой степенью звукоизоляции от возд. и ударных шумов, разработка облегчённых ограждающих конструк­ций с повышенной звукоизоляц. спо­собностью и новых градостроит. прин­ципов, способствующих защите жилой застройки от трансп. шума. К области С. а. относятся также мероприятия по снижению шума санитарно-технич. оборудования (водопровода, канали­зации, лифтов и др.) и понижению шума в производств. помещениях аку­стич. обработкой стен и потолка.

В  число задач, решаемых С. а., вхо­дят  исследования   и   разработки спец. акустич. материалов. СТРУКТУРНАЯ ВЯЗКОСТЬ, вяз­кость, связанная с возникновением структуры в жидкости и зависящая от градиента скорости течения. С. в. ха­рактерна для дисперсных систем (в т. ч. коллоидных   р-ров)   и   р-ров   высокополимеров. С. в. обусловлена тем, что при течении «структурированной» жид­кости работа внеш. сил затрачивается не только на   преодоление   истинной (ньютоновской)   вязкости,    но    и    на разрушение    структуры,     переориен­тацию вытянутых ч-ц в потоке и т. п. С. в. играет большую роль при пере­качивании дисперсных систем (напр., пульпы   при   углублении   фарватера рек)  и жидких полимеров по трубо­проводам,   течении   их   в   аппаратах хим. производств и т. п.

•  См.   лит.   при   ст.   Реология.

Н. И. Малинин.

СТРУКТУРНЫЙ АНАЛИЗ, см. Рентгеновский структурный анализ, Нейтронография, Электронография.

СТРУКТУРНЫЙ ФАКТОР, величина, характеризующая способность одной элем. ячейки кристалла когерентно рассеивать рентг. излучение, гамма-излучение, эл-ны, нейтроны в зави­симости от внутр. строения ячейки (числа атомов в ней N, их координат x_j, y_j, z_j, атомных факторов f_j).

С. ф. определяется как сумма ат. факторов f_j с учётом имеющихся про­странств. сдвигов фаз между вол­нами, рассеянными разл. атомами:

F(h, k,  l)S^N_j=1jexp 2p(hx_j+ky_j+lz_j)

(i=Ö-1; h, k, l —индексы Миллера, см. Индексы кристаллографические). С. ф. связан с амплитудой рассеяния элем. ячейки кристалла. Интенсив­ность I(h,k,l) дифракц. максимума с индексами h, k, l пропорц. квадрату модуля соответствующего С. ф.: I(h,k,l)~|F(h,k,l) |². Отсюда следу­ет, что по экспериментально опреде­ляемым I(h,k,l) можно найти лишь модуль С. ф. |F(h,k,l)|, так что одно­значно определить С. ф. по интенсивностям дифракц. максимумов нель­зя.

Связь С. ф. с индивидуальными рас­сеивающими св-вами каждой крист. структуры лежит в основе структур­ных исследований кристаллов. Так, в зависимости от симметрии распо­ложения атомов в элем. крист. ячейке

728

 

 

 

в тех или иных из разрешённых Брэг­га — Вульфа условием направлениях рассеянные атомами волны могут вза­имно погаситься, так что интенсивно­сти I(h,k,l) соответствующих ди­фракц. максимумов обращаются в нуль. По тому, какие именно дифракц. максимумы исчезли, можно (хотя и не всегда однозначно) определить про­странственную группу симметрии кри­сталла.

Зная С. ф. для всех дифракц. от­ражений h, k, l, можно построить распределение электронной плотности (электростатич. потенциала или спи­новой плотности) кристалла, что слу­жит теор. основой структурного ана­лиза кристаллов.

• См.   лит.   при ст.    Рентгеновский  струк­турный   анализ,   Дифракция  рентгеновских лучей,    Электронография,  Нейтронография.

А. В. Колпаков.

СТРУНА в теории колебаний, тонкая, гибкая, сильно натянутая нить с рав­номерно распределённой по длине плотностью. При возбуждении С., напр. ударом или щипком, она начи­нает совершать колебат. движения, при к-рых все её участки смещаются в поперечном направлении. Любое колебание С. можно представить в виде суммы её гармонич. собств. колебаний, частоты к-рых f зависят от её длины l, площади сечения S, натяжения Q, плотности материала r, а также от условий закрепления кон­цов. Для С., закреплённой на жёст­ких опорах, f_n=(n/2l)Ö(Q/rS), где n -целое число, соответствующее номеру гармонич. составляющей. Заданное в нач. момент распределение смеще­ний, т. е. способ возбуждения С., определяет спектр возбуждённых собств. колебаний. С.— простейшая колебат. система с распределёнными параметрами.

СТРУХАЛЯ ЧИСЛО [по имени чеш. учёного В. Струхаля (Строугаль; V. Strouhal)], подобия критерий неста­ционарных движений жидкостей или газов. Характеризует одинаковость протекания процессов во времени: Sh=l/vt=wl/v, где l, v — характер­ные линейный размер и скорость те­чения , t — характерный для нестацио­нарного движения промежуток вре­мени, w — характерная частота (иног­да через Sh обозначают обратную величину vt/l). При расчёте колебаний упругих тел в потоках жидкостей или газов (напр., колебаний крыла само­лёта, перископа), а также пульсаций давления в зонах отрыва потока (напр., пульсаций давления за обтекаемым телом, на днище ракеты) пользуются эмпирич. законом постоянства С. ч.: Sh»0,2—0,3, к-рый выполняется в широком диапазоне изменения Рей­нольдса числа.

Аналогичный критерий Но= vt/l в механич., тепловых и эл.-магн. про­цессах наз. критерием гомохронности. С. ч.— частный вид критерия гомо­хронности, применяемый в гидроаэ­ромеханике.               С. Л. Вишневецкий.

СТРУЯ, форма течения жидкости, при к-рой жидкость (газ) течёт в среде (газе, жидкости, плазме) с отличаю­щимися от С. параметрами (скоро­стью, темп-рой, плотностью и т. п.). Струйные течения чрезвычайно рас­пространены и разнообразны (от С., вытекающей из сопла ракетного дви­гателя, до струйных течений в атмо­сфере и океане). При их изучении рас­сматриваются изменения скорости, плотности, концентрации компонентов газа и темп-ры как в самой С., так и в окружающей её среде. Струйные течения классифицируют по наиболее существ. признакам, характеризую­щим течение в С. Наиб. распростра­нены С., вытекающие из сопла, трубы или отверстия в стенке сосуда. В за­висимости от формы поперечного се­чения отверстия (сопла) рассматри­вают круглые, квадратные, плоские С. и т. п. Если скорости течения в С. на срезе сопла параллельны, её наз. осевой; различают также веерные и закрученные С.

В соответствии с хар-ками в-ва рас­сматривают С. капельной жидкости, газа, плазмы и т. п. В особый класс выделяют двухфазные С., напр. га­зовые, содержащие жидкие или тв. ч-цы. Для С. сжимаемых газов существенным явл. отношение скорости газа v₀ на срезе сопла к скорости а распространения звук. волн — Маха число M=v₀/a; в зависимости от зна­чения М различают С.: дозвуковые (M<1) и сверхзвуковые (M>l). В за­висимости от направления скорости течения газа (жидкости) в окружа­ющей среде различают С., вытекаю­щие в спутный (направленный в ту же сторону), встречный и сносящий поток (напр., С. жидкости, вытекаю­щая из трубы в реку и направленная соответственно по течению, против течения и под углом к скорости те­чения реки). С., вытекающая в бас­сейн,— пример С., вытекающей в не­подвижную среду. Если состав жид­кости (газа) в С. и окружающей её неподвижной среде одинаков, С. наз. затопленной (напр., С. воздуха, вы­текающая в неподвижную атмосферу). С. наз. свободной, если она вытекает в среду, не имеющую ограничивающих поверхностей, полуограниченной, если она течёт вдоль плоской стенки, стес­нённой, если вытекает в среду, огра­ниченную тв. стенками (напр., С., вытекающая в трубу большего диа­метра, чем диаметр сопла).

В соответствии с физ. особенностями в-ва С. и внеш. среды различают С. смешивающиеся (С. газа, вытекаю­щая в воздух) и несмешивающиеся (С. воды, вытекающая в атмосферу). По­верхность несмешивающейся С. не­устойчива, и на нек-ром расстоянии от среза сопла С. распадается на капли. Дальнобойность такой С.— расстояние, на к-ром она сохраняется монолитной, зависит от физ. св-в её в-ва и уровня нач. возмущений в сопле.

В случае, когда в-во С. способно смешиваться с в-вом внеш. среды, на границе раздела образуется монотонно расширяющаяся вдоль С. область вязкого перемешивания — струйный пограничный слой. В зависимости от режима течения в слое перемешивания различают С. ламинарные или тур­булентные. С., вытекающая из сопла реактивного двигателя летящего са­молёта,— пример турбулентной сверх­звуковой С., вытекающей в спутный поток, к-рый в зависимости от ско­рости полёта самолёта может быть дозвуковым или сверхзвуковым. В до­звуковой С. статич. давление в любой точке С. постоянно и равно давлению в окружающем пр-ве. Такие С., наз. изобарическими, широко распростра­нены в различных техн. системах. На срезе сопла спутной изобарич. С. (сечение аа, рис. 1) скорость течения v₀ отличается от скорости спутного потока v_н. На границе С. и внеш. потока образуется пограничный слой Т, состоящий из газа С. и увлечённого ею газа внеш. среды.

Рис. 1. Спутная изобарическая струя газа: b₀ — радиус сопла; b — радиус струи; x_н— длина нач. участка; x_п — длина переход­ного участка; v_o — скорость течения на срезе сопла; v_н— скорость течения внеш. среды; v_m£v₀ — скорость течения на оси струи; Т — пограничный слой струи.

 

Расход газа в С., ограниченной размером b, по мере удаления от среза сопла мо­нотонно увеличивается за счёт во­влечения в С. газа из внеш. среды, но суммарное кол-во движения газа, определённое по избыточной скорости v₀-v_н, остаётся неизменным.

В нач. участке С. при х<х_н расши­ряющийся пограничный слой ещё не достигает оси течения; скорость v вблизи оси постоянна и равна ско­рости на срезе сопла. В переходном участке С. х_н<х£х_п вязкое переме­шивание распространяется на весь объём С., скорость течения на оси уменьшается, но профили ещё про­должают изменяться. В осн. участке С. (х>х_п) скорость течения на оси продолжает уменьшаться, а профили относит. скорости Dv/Dv_m=f(y/b) становятся неизменными (автомодельны­ми; см. Автомодельное течение) (Dv=v-v_н, Dv_m=v_m-v_н — избыточные скорости в рассматриваемой точке течения и на оси С.). Уширение С. на осн. участке, так же как и расши­рение пограничного слоя в нач. участ-

729

 

 

ке турбулентной С., зависит от раз­ницы скорости на оси С. и скорости внеш. потока. Аналогичные зависи­мости характеризуют изменения темп-ры и концентрации компонентов газа в случае, если они различны у газа С. и внеш. среды.

Более сложны сверхзвук. турбу­лентные нерасчётные С., напр. С., вытекающие из сверхзвук. сопел ре­активных и ракетных двигателей, га­зовых и паровых турбин. Нач. газодинамич. участок нерасчётной сверх­звуковой С. (первая «бочка», рис. 2)

Рис. 2. Сверхзвук. нерасчётная струя в сверхзвук. спутном потоке: х — нач. газодинамич. участок струи (первая «бочка»); х_п — переходный участок струи; х_нв  — расстояние, на к-ром слой вязкого переме­шивания достигает оси течения; Т — об­ласть вязкого перемешивания (погранич­ный слой) струи; 1 — ударная волна, воз­никающая в спутном потоке; 2 — ударные волны в струе.

 

x£x_нг определяется как расстояние от среза сопла до пересечения удар­ных волн 2 с границей С. Геом. разме­ры и структура этого участка зависят от нерасчётности С. n=р_а/р_н (где р_а — давление в С. на срезе сопла, р_н — давление в окружающей среде), чисел Маха на срезе сопла М_а и в окружающей среде М_н и физ. характеристик газа С. и внеш. среды. Возникающий на границе С. слой вязкого перемешивания достигает оси С. на расстоянии x_нв. Далее после переходного участка х_п, в к-ром за­тухают волны давления и устанавли­ваются автомодельные профили ско­рости, темп-ры и концентрации, С. становится изобарической. В случаях сверхзвук. течения в спутном потоке (M_н>1) за С. образуется ударная волна 1. Рассмотренные схемы С. отличаются от действительного те­чения, к-рое значительно сложнее, однако на их основе удаётся создать методики расчёта, позволяющие с до­статочной точностью определить поля скоростей, темп-ры и концентрации в С. и окружающей среде. Это необхо­димо для определения кол-ва в-ва, захватываемого (эжектируемого) С. из внеш. среды, расчётов силового и теплового вз-ствия С. с поверхно­стью, расположенной на заданном рас­стоянии от среза сопла, излучения С. и для ряда др. задач.

• Абрамович Г. Н., Теория тур­булентных струй, М., 1960; В у л и с Л. А.,

Кашкаров В. П., Теория струй вяз­кой жидкости, М., 1965; Сверхзвуковые струи идеального газа, ч. 1—2, М., 1970— 1971; Турбулентное смешение газовых струй, под ред. Г. Н. Абрамовича, М., 1974.

М.   Я.   Ювелович.

СТУПЕНЧАТАЯ   ИОНИЗАЦИЯ,   см. в ст.  Ионизация.

СТЭНТОНА ЧИСЛО [по имени англ. учёного Т. Стэнтона (Th. Stanton)], один из подобия критериев тепловых процессов, характеризующий интен­сивность диссипации энергии в потоке жидкости или газа: St=a/c_prv, где a — коэфф. теплоотдачи, с_р — уд. теп­лоёмкость среды при пост. давлении, r — плотность, v — скорость течения. С. ч. явл. безразмерной формой коэфф. теплоотдачи и связано с Нуссельта числом Nu и Пекле числом Ре соот­ношением: St=Nu/Pe, С. ч. выража­ется также через безразмерный коэфф. поверхностного трения C_f или гид­родинамического сопротивления l. В случае Pr=1 (см. Прандтля число) St=C_f/2=l/8.

СУБЛИМАЦИЯ (от лат. sublimo — высоко поднимаю, возношу), возгон­ка, переход в-ва из крист. состояния непосредственно (без плавления) в газообразное; происходит с поглоще­нием теплоты (фазовый переход I ро­да). С.— одна из разновидностей парообразования, возможна во всём ин­тервале темп-р и давлений, при к-рых твёрдая и газообразная фазы сосу­ществуют. Необходимая для С. энер­гия наз. теплотой сублима­ции. Зависимость между теплотой С., давлением насыщенных паров над тв. телом и темп-рой в условиях рав­новесного перехода выражается Кла­пейрона — Клаузиуса уравнением. С. металлич. кристаллов приводит к об­разованию одноатомных паров; ион­ные кристаллы, испаряясь, часто об­разуют в газовой фазе полярные мо­лекулы; мол. кристаллы образуют пары, состоящие из молекул. Осн. кинетич. характеристикой С. явл. скорость С.— масса в-ва, суб­лимирующего в ед. времени. Зави­симость предельной скорости С., в-ва от темп-ры и св-в газообразной фазы определяет выбор в-в для теплоза­щиты космич. аппаратов, спускаю­щихся с околоземной орбиты на Зем­лю. С. широко применяется также для очистки твёрдых в-в (возгонка с по­следующим выращиванием чистых кри­сталлов в газовой среде).

СУБМИЛЛИМЕТРОВАЯ СПЕКТРО­СКОПИЯ, исследования спектров в-в в субмиллиметровом диапазоне длин волн l. Субмиллиметровые волны (l~100—1000 мкм) занимают проме­жуточное положение в спектре эл.-магн. волн между длинноволновым ИК излучением и СВЧ диапазоном. Они долго оставались последним «бе­лым пятном» на шкале электромаг­нитных волн. Их освоению и исполь­зованию препятствовала невозмож­ность непосредственного перенесения в этот диапазон методов генерирова­ния, усиления и канализации излучения, а также методов измерений, развитых для соседних участков спектра.

В диапазоне субмиллиметровых волн лежат частоты вращат. спектров и крутильных колебаний полярных мо­лекул, частоты колебаний атомов в ионных и мол. кристаллах (см. Ко­лебания кристаллической решётки); ему соответствуют энергии фазовых переходов в сегнетоэлектриках, сверх­проводниках и ферромагнетиках, прак­тически весь спектр возбуждённых состояний мелких примесей в ПП, а также энергии связи мн. примесных комплексов, экситонов, частоты зеемановских и штарковских переходов для возбуждённых состояний примесей, резонансные частоты эл-нов проводи­мости и дырок и др. Субмиллимет­ровые спектры содержат информацию о хим. и изотопном составе мн. в-в, о строении молекул, их электрич. и магн. св-вах, о внутримол. и межмол. взаимодействиях. С. с. перспективна для исследования в-в во всех агрегат­ных состояниях, включая плазму.

Осн. приборы С. с.— Фурье спектрометры (см. Фурье спект­роскопия), лазеры и субмиллиметровые спектрометры сверхвысокого разреше­ния, разрешающая способность и чув­ствительность к-рых в 10³ раз выше, чем у Фурье спектрометров. Устрой­ство таких спектрометров мало от­личается от спектрометров электрон­ного парамагнитного резонанса или циклотронного резонанса. Источником излучения в таком спектрометре слу­жит лампа обратной волны. Питающее напряжение в нек-ром диапазоне из­меняется плавной перестройкой l (ска­нирование). Схема выполняется из квазиоптич. устройств (см. Квазиоп­тика), а управление поляризацией, мощностью, отражением и пропуска­нием излучения осуществляется с по­мощью элементов из одномерных про­волочных сеток. Они же служат от­ражающими зеркалами в открытых резонаторах, предназначенных для из­мерений l. Наиболее употребительны спектрометры с акустич. детекторами и охлаждаемыми приёмниками из InSb с электронной проводимостью. Для исследования газов применяются аку­стич. детекторы. Излучение модули­руется по интенсивности звук. ча­стотой, а в ячейку с газом помещают чувствит. микрофон, к-рый регист­рирует колебания давления газа (с частотой модуляции), возникающие при нагреве газа, вызванном погло­щением излучения. Вне линий погло­щения детектор не реагирует на про­ходящее через ячейку излучение.

Субмиллиметровый спектрометр с акустич. детектором позволил рас­шифровать спектры молекул OCS, NH₃, SO₂ и др. Его чувствительность (по коэфф/ поглощения) ~10^-8 см^-1 (наивысшая чувствительность в суб­миллиметровой области). Она может быть увеличена, если использовать источники излучения большой мощ-

730

 

 

ности, т. к. при увеличении мощ­ности излучения растёт величина сиг­нала (предел — мощность, при к-рой происходит насыщение линий погло­щения). Напр., при использовании в кач-ве генератора мазера на цикло­тронном резонансе была достигнута чувствительность ~10^-11 см^-1.

Перестраиваемые лазеры субмилли­метрового диапазона пока не вышли из лабораторной стадии, и лазерная С. с. возможна лишь за счёт Зеемана эффекта при использовании лазеров и вариации магн. поля или измене­нием др. параметров электрич. поля, давления и т. д.

Я.   А.    Ирисова,   Е.    М.    Гершензон.

СУБЪЕКТИВНЫЕ ТОНА, комбина­ционные тона, возникающие из-за не­линейности процесса восприятия зву­ка в слуховом аппарате человека при воздействии на него звука большой интенсивности.

СУММОВОЙ ТОН, комбинационный тон с частотой w₁+w₂, возникающий в нелинейной акустич. системе при воздействии на неё двух звук. коле­баний с частотами w₁ и w₂.

СУПЕРГРАВИТАЦИЯ, калибровоч­ная теория суперсимметрии. Представ­ляет собой суперсимметричное обоб­щение общей теории относительности (теории тяготения). Расширенная тео­рия С. обладает симметрией, в прин­ципе позволяющей объединить все известные виды вз-ствий — гравитац., слабое, эл.-магн. и сильное.

А. А.  Славнов.

СУПЕРИОННЫЕ ПРОВОДНИКИ (твёрдые электролиты), ионные крис­таллы, обладающие высокой ионной проводимостью, сравнимой с проводи­мостью жидких (расплавленных) элек­тролитов. С. п. представляют собой де­фектные (см. Дефекты) или особым об­разом разупорядоченные структуры, в к-рых атомы одного сорта ионов могут занимать не одно фиксированное в элем. ячейке положение, а неск. та­ких положений, и легко мигрировать между ними, а следовательно, и по всей крист. решётке. Примеры С. п.: AgI, Ag₄RbI₅, CuBr (мигрирует металлич. катион), b-глинозём Na₂O•nAl₂O₃ (n=5 —11, мигрирует ион Na⁺ по плоскостям, лежащим между блоками А1₂О₃). Известны также С. п., в к-рых носителями заряда явл. ани­оны F^- в тв. р-ре CaF²—YF³. С. п. находят применение в технике, в частности для создания источников тока.                            

Б.   К.   Вайнштейн.

СУПЕРПАРАМАГНЕТИЗМ, квазипа­рамагнитное поведение в-в (неодно­родных сплавов), включающих очень малые ферро- или ферримагнитные ч-цы (кластеры), слабо взаимодейству­ющие друг с другом. Очень малые ч-цы (с линейными размерами ~100—10 Å и меньше) переходят ниже Кюри точки в однодоменное ферро- или ферримагнитное состояние (т. е. такое состояние, при котором по всей ч-це намагниченность однородна). Од­нако направление намагниченности

таких ч-ц благодаря тепловым флуктуациям хаотически изменяется, по­добно тому как меняется под воздей­ствием теплового движения направ­ление магнитных моментов атомов или ионов в парамагнетике. В ре­зультате система малых ч-ц ведёт себя в магн. полях и при изменении темп-ры подобно парамагн. газу из N атомов (N — число однодоменных ч-ц, каждая из к-рых обладает магн. мо­ментом М). Для неё выполняется закон Кюри в слабых магн. полях и применима ф-ла Ланжевена для на­магниченности в области магнитного насыщения. Намагниченность супер­парамагнетиков может быть во много раз больше намагниченности обычных парамагнетиков. Чтобы векторы на­магниченности ч-ц хаотически меняли свою пространств. ориентацию, энер­гия теплового движения (kT) долж­на быть больше или порядка энергии магнитной анизотропии ч-цы (KV, где К — константа анизотропии, V -объём ч-цы). Для этого при темп-рах ~100К размер ч-ц должен быть мень­ше 100 А. Типичными представите­лями суперпарамагн. систем явл. ма­лые ч-цы Со, выделяющиеся при рас­паде тв. раствора Cu — Со (2% Со), мелкие выделения Fe в b-латуни (0,1 % Fe), Cu в Mn, Ni в Au, а также нек-рые антиферромагн. окислы.

• Вонсовский С. В., Суперпара­магнетизм, в кн.: Физический энциклопеди­ческий словарь, т. 5, М., 1966, с. 103; его же, Магнетизм, М., 1971, с. 805.

А. С. Боровик-Романов.

СУПЕРПОЗИЦИИ ПРИНЦИП (на­ложения принцип), 1) допущение, со­гласно к-рому результирующий эф­фект сложного процесса воздействия представляет собой сумму эффектов, вызываемых каждым воздействием в отдельности, при условии, что по­следние взаимно не влияют друг на друга. С. п. строго применим к си­стемам, поведение к-рых описывается линейными соотношениями (т. н. ли­нейные системы). Напр., если среда, в к-рой распространяется волна S, ли­нейна, т. е. её св-ва не меняются под действием возмущений, создаваемых волной, то все эффекты, вызываемые негармонич. волной, могут быть оп­ределены как сумма эффектов, со­здаваемых каждой из её гармонич. составляющих: S=S₁+S₂+S₃+. . . С. п. играет большую роль в теории колебаний, теории цепей и др. раз­делах физики и техники.

В.    В.    Мигулин.

2) В теории классич. полей и в квант. теории — положение, согласно к-рому суперпозиция (т. е. результат суммирования, наложения друг на друга) любых допустимых в данных условиях состояний физ. системы (или возможных процессов в ней) явл. также допустимым состоянием (или соответственно возможным процессом). Так, классич. эл.-магн. поле в ва­кууме удовлетворяет С. п.: сумма любого числа физически реализуемых полей есть также физически реализуемое эл.-магн. поле. В силу С. п. эл.-магн. поле, созданное совокуп­ностью электрич. зарядов и токов, равно сумме полей, создаваемых этими зарядами и токами по отдельности. Слабое гравитац. поле также с хо­рошей точностью подчиняется С. п.

В классич. физике С. п.— прибли­жённый принцип, вытекающий из ли­нейности ур-ний движения соответст­вующих систем (что обычно явл. хо­рошим приближением для описания реальных систем), напр. Максвелла уравнений для эл.-магн. поля. Т. о., он вытекает из более глубоких ди­намич. принципов и. поэтому не явл. фундаментальным. Он и не универ­сален. Так, достаточно сильное гра­витац. поле не удовлетворяет С. п., поскольку оно описывается нелиней­ными ур-ниями Эйнштейна (см. Тя­готение); макроскопич. эл.-магн. поле в в-ве, строго говоря, также не под­чиняется С. п. в силу зависимости (иногда существенной) диэлектрич. и магн. проницаемостей от внеш. поля (напр., в ферромагнетике) и т. д.

В квант. механике С. п.— фундам. принцип, один из осн. постулатов, определяющий вместе с неопределён­ностей соотношением структуру матем. аппарата теории. Из С. п. сле­дует, что состояния квантовомеханич. системы должны изображаться векто­рами линейного пр-ва (см. Квантовая механика), в частности волновыми функциями; что операторы физ. величин должны быть линейными и т. д. С. п. утверждает, что если квантовомеха­нич. система может находиться в со­стояниях, описываемых волн. ф-ция­ми y₁, y₂, . . ., y_n, то физически до­пустимой будет и суперпозиция этих состояний, т. е. состояние, изобража­емое волн. ф-цией:

y=c₁y₁+c₂y₂ +...+ с_ny_n,       (*)

где c₁, с₂, . . ., с_n — произвольные комплексные числа. Из С. п. следует, что любая волн. ф-ция может быть разложена в сумму (вообще говоря, бесконечную) собств. ф-ций опера­тора любой физ. величины; при этом квадраты модулей коэфф. в разло­жении имеют смысл вероятностей об­наружить на опыте соответствующие значения этой величины. Суперпо­зиция состояний (*) определяется не только модулями коэфф. c_i, но и их относит. фазами, поэтому она означает интерференцию со­стояний y_i. Возможность такой интерференции проявляется, напр., в дифракции микрочастиц. Квант. С. п. лишён наглядности, характерной для С. п. в классич. физике, т. к. в квант. теории в суперпозиции участвуют (складываются) альтернативные, с классич. точки зрения взаимоисклю­чающие друг друга, состояния. С. п. отражает волн. природу микрочас­тиц.

731

 

 

В релятив. квант. теории, рас­сматривающей процессы, в к-рых могут происходить взаимопревращения ч-ц, С. п. должен быть дополнен т. н. пра­вилами суперотбора. Напр., супер­позиции состояний с разными зна­чениями электрического, барионного, лептонного зарядов физически не реа­лизуемы: их существование означало бы, что при измерении, напр., элект­рич. заряда квант. системы можно с определ. вероятностью получить разные его значения, что противоречит опыту. Поэтому операторы физ. ве­личин не должны менять заряды. Это накладывает на матричные элементы операторов определ. ограничения, к-рые и наз. правилами суперотбора.

• См.   лит.  при   ст.   Квантовая   механика.

О. И. Завьялов.

СУПЕРСИММЕТРИЯ (Ферми—Бозе симметрия), симметрия, связывающая поля, кванты к-рых обладают целочисл. спином (явл. бозонами), с по­лями, кванты к-рых имеют полуцелый спин (явл. фермионами). Поля, пре­образующиеся при преобразованиях С. друг через друга, образуют семей­ства — супермультиплеты, описыва­ющие ч-цы с одинаковой массой, но с разными спинами. При нулевой массе в супермультиплет входят ч-цы со спинами J, J+^l/₂, a при ненулевой массе — со спинами J-¹/₂, J,J+¹/₂. Разл. члены мультиплета можно срав­нить с компонентами вектора. Подобно тому, как при бесконечно малом повороте на угол da вокруг оси z компонента х преобразуется по закону х®^х'=х+da•у,

простейшее преобразование С., свя­зывающее скалярную (J=0) и спинорную (J=¹/₂) компоненты супермультиплета, имеет вид:

y(x)®y'(x)=y(x)+e •j(x).    (1)

где y(x)          оператор спинорного,

j(х) — оператор скалярного полей (х — пространственно-временная точ­ка), а параметр e играет роль «угла поворота». Т. к. j(x) — коммутиру­ющий оператор, a y(x) — антикоммутирующий, для самосогласованности ур-ния (1) необходимо, чтобы «угол» e был антикоммутирующей переменной. Это отличает С. от всех прочих сим­метрии.

Характерным св-вом преобразова­ний С. явл. тот факт, что если после­довательно применить это преобра­зование два раза — сначала в одном порядке, а потом в противоположном— и сложить результаты этих двух опе­раций, то это приведёт к сдвигу ф-ции, описывающей ч-цу, в др. пространст­венно-временную точку, т. е. беско­нечно малые преобразования С. и пространственно-временные сдвиги оказываются связанными (образуют общую алгебру).

Подобно тому, как инвариантность относительно вращений в изотопич.

пр-ве означает нечувствительность яд. сил к замене протона нейтроном или p⁺-мезона p^--мезоном, С. вз-ствия означает его нечувствительность к выбору разл. компонент супермультиплета. Точнее, С. устанавливает связь между константами связи («за­рядами») ч-ц супермультиплета. Напр., суперсимметричное обобщение элект­родинамики описывает эл.-магн. вз-ствие скалярных и спинорных ч-ц (в т. ч. и их самодействие). Особый интерес представляет суперсимметрич­ное обобщение теории калибровочных Янга — Миллса полей, поскольку оно содержит все компоненты, необхо­димые для описания слабого и эл.-магн. вз-ствий: спинорные ч-цы (лептоны, кварки), векторные ч-цы (фо­тон, промежуточные векторные бо­зоны) и скалярные ч-цы (т. н. хиггсовские бозоны, соответствующие Хиггса полю). Условие С. устанавливает связи между массами всех этих ч-ц и константами вз-ствия. Нек-рые су­персимметричные модели слабого и эл.-магн. вз-ствий не противоречат имеющимся эксперим. данным.

В реальном мире С. должна быть нарушена, поскольку в природе не наблюдаются фермионы и бозоны оди­наковой массы. При спонтанном на­рушении симметрии с необходимостью возникает голдстоуновский фермион — спинорная ч-ца с нулевой массой [см.

(1)].

Наиб. интересным применением С. явл. суперсимметричное обобщение те­ории тяготения — суперграви­тация. Она включает преобразо­вания С. с параметрами e, зависящими от координат, т. е. локальные пре­образования С. Так же, как кали­бровочная инвариантность (см. Ка­либровочная симметрия) приводит К необходимости существования кали­бровочного эл.-магн. поля, инвари­антность относительно локальных пре­образований С. требует введения без­массовой ч-цы со спином ³/₂ (её назы­вают гравитино). Партнёром её по супермультиплету явл. безмассовая ч-ца со спином 2, к-рую можно отож­дествить с гравитоном. Локальное обобщение расширенной С., затраги­вающей как пространственно-времен­ные, так и внутр. степени свободы, приводит к расширенной супергравитации. В этом случае супермуль­типлеты содержат, помимо ч-ц со спином 2 и ³/₂, также ч-цы со спинами 1, ¹/₂, 0, а соответствующее вз-ствие может включать, кроме гравитацион­ного, также эл.-магн. поле и поля типа Янга — Миллса. Т. о., расши­ренная супергравитация в принципе позволяет объединить все известные вз-ствия: гравитац., слабое, эл.-магн. и сильное. Однако имеющиеся модели пока далеки от описания реальной действительности (в частности, в них нет места таким фундам. ч-цам, как мюон и Z-, W-бозоны).

• Огневецкий     В.     И.,     Мезинческу   Л., Симметрии между бозонами и фермионами и суперполя, «УФН», 1975, т. 117, в. 4; Фридман Д., Н ь ю в е н х ё й з е н  П. в а н, Супергравитация и унификация законов физики, там же, 1979, т. 128, в. 1.                           

А. А. Славнов.

СУТКИ (сут), внесистемная ед. вре­мени, соответствующая периоду обра­щения Земли вокруг своей оси, равна 24 ч или 86 400 с. Продолжитель­ность С. определяется промежутком времени между двумя последователь­ными верхними (или нижними) куль­минациями точки весеннего равно­денствия (звёздные С.) или цент­ра Солнца (истинные солнеч­ные С.). Ср. продолжительность ис­тинных солн. С. за год определяет т. н. средние солнечные С., они равны 24 ч 3 мин 56,55536 с звёздного времени. 1 звёздные С.= 0,9972696 ср. солнечных С.

СФЕРИЧЕСКАЯ АБЕРРАЦИЯ, одна из осн. аберраций оптических систем; проявляется в несовпадении гл. фо­кусов для лучей света, прошедших через осесимметрич. оптич. систему (линзу, объектив и т. д.) на разных расстояниях от оптической оси системы (рис.).

Сферич. аберрация положительной (соби­рающей) линзы.

 

Фокус параксиального пучка лучей, проходящего через центр. зону системы h₀h₁, располагается в гауссовой плоскости (ГП) Oh; фокусы лучей, к-рые проходят через др. кольцевые зоны (h₁h₂, h₂h₃ и т. д.), находятся ближе ГП для собирающих (положит.) систем и даль­ше — для рассеивающих (отрицат.) систем. Вследствие С. а. изображение, создаваемое параллельным пучком лу­чей на перпендикулярном оси экране в точке О, имеет вид не точки, а круж­ка с ярким ядром и ослабевающим по яркости ореолом. При перемещении экрана вдоль оптич. оси размеры этого т. н. кружка рассея­ния и распределение освещённости в нём меняются. Для нек-рого по­ложения экрана размеры кружка ми­нимальны (меньше, чем в ГП, при­мерно в 4 раза). Различают про­дольную и поперечную С. а. Первая измеряется длиной отрезка Ods', от­считанной от ГП до гл. фокуса лучей, прошедших через крайнюю зону оп­тич. системы (h₄h₅ на рис.); мерой поперечной С. а. служит радиус круж­ка рассеяния в ГП Odz', определя­емый лучами, идущими от крайней зоны. Т. к. для собирающих линз Ods'<0, а для рассеивающих 0ds' >0, то спец. подбором линз в оптич. си­стеме можно почти полностью уст­ранить С. а. У одиночных линз со

732

 

 

сферич. поверхностями С. а. можно уменьшить, выбирая оптим. соотно­шения радиусов кривизны этих по­верхностей. При преломления пока­зателе материала линзы n=1,5 С. а. минимальна, если отношение радиусов кривизны равно ¹/₆ . Уменьшить С. а. можно также, используя оптич. эле­менты с асферич. поверхностями.

• См. лит. при ст. Аберрации оптических систем.                               

Л. Н. Капорский.

СФЕРИЧЕСКАЯ ВОЛНА, волна, радиально расходящаяся от источника или сходящаяся к приёмнику; волн. фронт её — сфера. Простейшим при­мером явл. гармонич. симметричная С. в. в среде без поглощения:

где r — расстояние от источника, А/r — амплитуда, w±kr — фаза вол­ны, w — круговая частота, А — волн. число. По мере удаления от источника значение |u²(r, t)| убывает как 1/r². Но т. к. плотность потока энергии волны S~|u(r, t)|², то вследствие

закона сохранения энергии полная мощ­ность S₀•4pr², уноси­мая от центра расхо­дящейся волной (или приходящая к нему в сходящейся волне), остаётся постоянной. С. в. (1) — одно из решений трёхмерно­го волнового уравне­ния. При отсутствии

дисперсии волн общее сферически симметричное решение этого ур-ния можно представить как суперпозицию сходящихся и расходя­щихся волн вида:

u(r, t)=(1/r)f(t±r/v),        (2)

где f(t±r/v) — нек-рое стационарное возмущение, удовлетворяющее одно­родному волн. ур-нию, v — фазовая скорость.

Несимметричной С. в. наз. волна со сферич. фазовыми фронтами, ампли­туда к-рой зависит от полярной q и азимутальной j координат:

u(t, q, j, t) =u(r, t)y(q, j),   (3)

где u(r, t) — волн. возмущение, напр. в форме (1) или (2), а y(q, j) — су­перпозиция сферич. гармоник. В од­нородной среде на больших расстоя­ниях от источника волн. поле почти всегда имеет вид (3). Подбором рас­пределения y(q, j) можно сконцент­рировать поле внутри определ. телес­ного угла. Так формируется направ­ление излучения волн, напр. в ан­теннах.

• См. лит. при ст. Волны.

М. А. Миллер, Л. А. Островский.

СФЕРИЧЕСКИЙ МАЯТНИК, мате­риальная точка, движущаяся под дей­ствием силы тяжести по гладкой сферич. поверхности, в частности по полусфере, обращённой выпуклостью вниз. См. Маятник.

СФЕРИЧЕСКОЕ ЗЕРКАЛО, см. Зер­кало оптическое.

СЦИНТИЛЛЯТОРЫ, люминофоры, в к-рых под действием ионизирующих излучений возникают световые вспыш­ки — сцинтилляции. С. могут слу­жить мн. кристаллофосфоры (напр., ZnS, NaI), органич. кристаллы (напр., антрацен, стильбен), р-ры пластмасс, инертные газы. С. применяют в сцинтилляционных счётчиках, осн. тре­бование к ним — прозрачность для собств. излучения.

СЦИНТИЛЛЯЦИОННЫЙ СЧЕТЧИК, детектор ядерных ч-ц, осн. элемен­тами к-рого являются в-во, люминесцирующее под действием заряж. ч-ц (сцинтиллятор), и фотоэлектронный умножитель (ФЭУ). Визуальные на­блюдения световых вспышек (сцин­тилляций) под действием a-частиц и осколков деления атомных ядер были осн. методом ядерной физики в нач. 20 в. Позднее этот метод был вытеснен ионизационными камерами и пропорциональными счётчиками. Его

Рис.  1. Схематич. изображение сцинтилляп. счётчика.

 

возвращение в яд. физику в кон. 40-х гг. связано с появлением много­каскадных фотоумножителей, способных регистрировать чрезвычайно сла­бые световые  вспышки.

 

 

 

 

 

 

 

 

 

Табл. 1. ХАРАКТЕРИСТИКИ НЕК-РЫХ КРИСТ. И ЖИДКИХ СЦИНТИЛЛЯТОРОВ, ПРИМЕНЯЕМЫХ В С. с.

¹  РОРОР — 1,4-ди [-2- (5-фенилоксазолил)]-бензол.

² NPO — 2-(1-нафтил)-5-фенилоксазол.

 

Заряж. ч-ца, проходя через сцин­тиллятор, наряду с ионизацией ато­мов и молекул, возбуждает их. Воз­вращаясь в осн. состояние, они испускают фотоны (см. Люминесценция). Фотоны, попадая на катод ФЭУ, выби­вают эл-ны, в результате чего на аноде ФЭУ возникает электрич. им­пульс, к-рый далее усиливается и регистрируется (рис. 1). Регистрация нейтр. ч-ц (нейтронов, g-квантов и др.) происходит по вторичным заряж. ч-цам, образующимся при их вз-ствии с атомами сцинтиллятора.

Доля энергии регистрируемой ч-цы, к-рая превращается в световую энер­гию, наз. конверсионной эф­фективностью т). Наибольши­ми h обладают кристаллы NaI, ак­тивированные Тl, антрацена и ZnS (табл. 1). Интенсивность свечения после прохождения ч-цы изменяется во времени экспоненциально: I=I₀е^t/t, где I₀ — нач. интенсивность; t-время высвечивания, определяемое временем жизни на возбуждённых уровнях. Для большинства сцинтилляторов t составляет ~10^-9—10^-5 с. Чем меньше t, тем более быстродей­ствующим явл. С. с. Самыми малыми t обладают пластмассы.

Для того чтобы световая вспышка была зарегистрирована, необходимо, чтобы спектр излучения сцинтилля­тора совпадал со спектр. областью чувствительности ФЭУ, а сцинтилля­тор был бы прозрачен для собств. излучения. Для регистрации медлен­ных нейтронов в сцинтиллятор до­бавляют Li или В. Для регистрации быстрых нейтронов используются водосодержащие сцинтилляторы. Для g-квантов и эл-нов высокой энергии используют NaI (Tl), обладающий большой плотностью, высоким эфф. ат. номером (см. Гамма-излучение).

С. с. изготавливают со сцинтилляторами разных размеров от мм³ до м³. Чтобы не «потерять» свет, необхо-

733

 

 

дим хороший контакт ФЭУ со сцинтиллятором. В С. с. небольших раз­меров сцинтиллятор приклеивается к фотокатоду, а остальные грани часто покрываются слоем светоотра­жающего в-ва (MgO₂, ТiO₂). В С. с. большого размера используют све­товоды (рис. 2). ФЭУ для С. с. должны обладать высокой эффективностью фо­токатода (~ 10%), большим коэфф.

Рис. 2. Внешний вид сцинтилляц. счётчика с пластмассовым сцинтиллятором.

 

усиления (10⁶—10⁸), малым временем собирания эл-нов (~ 10^-8 с) при высокой его стабильности. Последнее позволяет достичь временного раз­решения ~10^-9 с. Высокий коэфф. усиления ФЭУ наряду с малым уров­нем собств. шумов делает возможной регистрацию отд. эл-нов, выбитых с фотокатода.

Световой  выход  сцинтиллятора  за­висит  от  энергии,  выделенной  в  нём

заряженной ч-цей, что позволяет при­менять С. с. как спектрометр. Для сильно ионизующих ч-ц (a-частицы, осколки деления) и ч-ц малых энер­гий (ξ£ МэВ) наилучшими спектро­метрич. хар-ками обладает кристалл NaI(Tl), к-рый имеет линейную за­висимость светового выхода от ξ. Для эл-нов с энергией ξ>1 Гэв при толщине кристалла NaI(Tl)~40—50 см разрешение по энергии даётся ф-лой: Dξ/ξ=2%/⁴Öξ.

Табл. 2. ХАРАКТЕРИСТИКИ НЕК-РЫХ ГАЗОВ, ПРИМЕНЯЕМЫХ В КАЧ-ВЕ СЦИНТИЛЛЯТОРОВ В С. с. (ПРИ ДАВ­ЛЕНИИ 740 мм РТ. СТ. ДЛЯ a-ЧАСТИЦ С ЭНЕРГИЕЙ 4,7 МэВ)

Для измерения очень больших энер­гий (~ 10 —100 ГэВ) иногда исполь­зуются гигантские секционированные С. с. полного поглощения, в к-рых масса сцинтиллятора достигает сотен т. Измерение полной выделенной энер­гии в яд. каскаде позволяет опреде­лить энергию налетающей ч-цы с точ­ностью ~ 10%.

Для исследования ч-ц малых энер­гий (£0,1 МэВ) и осколков деления ядер в кач-ве сцинтилляторов приме­няются нек-рые газы (табл. 2). Газы обладают линейной зависимостью ве­личины сигнала от энергии ч-цы в широком диапазоне энергий, быстро­действием и возможностью изменять тормозную способность изменением давления. Кроме того, источник может быть введён в объём газового сцинтиллятора. В случае газовых сцинтилляторов    необходимо      применять ФЭУ  с  кварцевыми  окнами  (значит. часть излучаемого света лежит в УФ области).

• Биркс        Дж.,       Сцинтилляционные счетчики, пер. с англ., М., 1955. См. также лит.   при   ст.   Детекторы.

В.  С.  Кафтанов.

СЦИНТИЛЛЯЦИЯ (от лат. scintillatio — мерцание), кратковременная (~ 10^-4—10^-9 с) световая вспышка (вспышка люминесценции), возника­ющая в сцинтилляторах под дейст­вием ионизирующих излучений. С. впервые визуально наблюдал англ. физик У. Крукс (1903) при облучении a-частицами экрана из ZnS.. Атомы или молекулы сцинтиллятора за счёт энергии заряж. ч-ц переходят в воз­буждённое состояние; последующий переход из возбуждённого в норм. состояние сопровождается испуска­нием света — С. Механизм С., её спектр излучения и длительность вы­свечивания зависят от природы люминесцирующего в-ва, яркость — от природы заряж. ч-ц и от энергии, передаваемой ими ч-цам сцинтилля­тора. Так, С. a-частиц и протонов значительно ярче С. b-частиц. Каж­дая С.— результат действия одной ч-цы; это обстоятельство используют в сцинтилляционпых счётчиках для регистрации элем. ч-ц.

СЧЕТЧИКИ ЧАСТИЦ, импульсные электронные детекторы ч-ц. К ним относятся Гейгера счётчик, пропорцио­нальный счётчик, сцинтилляциопный счётчик и др.

СЭБИН, ед. поглощения энергии звук. волн, равная площади поверхности в 1 квадратный фут, полностью погло­щающей падающую на неё энергию. Названа в честь амер. физика У. Сэбина (W. Sabine). С. называют также единицей открытого окна, т. к. через открытое окно звук. энергия из по­мещения уходит полностью (коэфф. поглощения равен 1). Аналогичная ед. в м² наз. метрическим С.