ш щ

«ШАРМ» , то же, что «очарование».

ШИРИНА СПЕКТРАЛЬНЫХ ЛИ­НИЙ, интервал частот v (или длин волн l=c/v), характеризующий спектр. линии в спектрах оптических атомов, молекул и др. квант. систем. Каж­дому излучательному квантовому пере­ходу между дискр. уровнями энергии ξ_k н ξ_i соответствует нек-рый ин­тервал Dn_ki частот, близких к часто­те перехода n_ki=(ξ_k-ξ_i)/h=(ξ_k-ξi)/2pћ. Значение Dn_ki определяет Ш. с. л.— степень немонохроматич­ности данной спектр. линии. Контур спектр. линии I(n) (зависимость интенсивности испускания или погло­щения от частоты) обычно имеет мак­симум при частоте перехода n_ki или

Симметричный кон­тур спектр. линии. Частоте n_ki соответ­ствует макс. интенсивность I (n)_ki испускания; Dn_ki — ширина спектр. ли­нии.

 

вблизи неё (рис.); за Ш. с. л. прини­мают разность частот, к-рым соответ­ствует уменьшение интенсивности по сравнению с максимальной вдвое (её наз. иногда полушириной спектр. линии).

Ш. с. л.    Dn_ki  без   учёта   Доплера эффекта определяется суммой ширин уровней энергии ξ_k и ξ_i: Dn_ki=(Dξ_k-Dξ_i)/h»(1/t_k+1/t_i)/2p,

т. е. Dn_ki тем больше, чем меньше времена жизни t_k, и t_i квант. системы на уровнях k и i. Радиационная (естественная) Ш. с. л. (Dn_ki)_рад=(A_k+A_i)/2p (где A_k и A_i — полные вероятности спонтанных переходов с уровней ξ_k и ξ_i на все нижележа­щие уровни), она очень мала и обычно Ш. с. л. для атомов и молекул опре­деляется в осн. уширением их уровней энергии при вз-ствии с ок­ружающими ч-цами (в газе и плазме — при столкновениях), а также ушире­нием спектр. линий вследствие эффекта Доплера. В зависимости от типа уширения получается симметричный или асимметричный контур спектр. линий (на рисунке показан симметрич­ный, т. н. дисперсионный, контур, характерный для радиац. уширения).

• Гайтлер В., Квантовая теория излу­чения, пер. с англ., М., 1956; С о б е л ь м а н И. И., Введение в теорию атомных спектров, 2 изд., М., 1977.

М.   А.   Ельяшевич.

ШИРИНА УРОВНЯ, неопределён­ность энергии квантовомеханич. си­стемы (атома, молекулы и др.), обла­дающей дискр. уровнями энергии ξ_k в состоянии, к-рое не явл. строго стационарным. Ш. у. (Dξ_k), харак­теризующая размытие уровня энергии, его уширение, зависит от ср. длитель­ности пребывания системы в данном состоянии — времени жизни на уровне (t_k) и, согласно неопределённостей соотношению для энергии и времени, равна: Dξ_k»ћ/t_k. Для строго ста­ционарного состояния системы t_k=¥ и Dξ_k=0. Время жизни t_k, а следо­вательно, и Ш. у. обусловлены воз­можностью квантовых переходов си­стемы в состояния с другими энергия­ми. Для свободной системы (напр., для изолированного атома) спонтанные излучат. переходы с уровня ξ_k, на нижележащие уровни ξ_i (ξ_i<ξ_k) определяют радиационную, или естественную, Ш. у.:

(Dξ)_рад»ћA_k, где A_k=S_iA_ki — полная вероятность спонтанного ис­пускания с уровня ξ_k, A_ki— Эйн­штейна коэффициенты для спонтан­ного испускания. Уширение уровня может быть вызвано также спонтан­ными безызлучат. переходами, напр. для радиоакт. ат. ядра альфа-распадом. Ширина ат. уровня очень мала по сравнению с энергией уровня. В др. случаях (напр., для возбуждённых ядер, вероятность квант. переходов к-рых обусловлена испусканием нейтронов и очень велика) Ш. у. может стать сравнимой с расстоя­нием между уровнями. Любые вз-ствия, увеличивающие вероятность перехо­да системы в др. состояния, приводят к дополнительному уширению уров­ней. Примером может служить уши­рение уровней атома (иона) в плаз­ме в результате его столкновения с ионами и электронами. В общем случае полная Ш. у. пропорц. сумме вероятностей всех возможных пере­ходов с этого уровня — спонтанных и вызванных разл. вз-ствиями.

Ш. у.   определяет   ширину спектр. линий.

• См. лит. при ст. Ширина спектральных линий.                            

 М. А. Ельяшевич.

ШКАЛА ИЗМЕРИТЕЛЬНОГО ПРИ­БОРА, часть отсчётного устройства прибора, представляющая собой сово­купность отметок (точек, штрихов, рас­положенных в определ. последователь­ности) и проставленных у нек-рых из них чисел отсчёта или др. символов, соответствующих ряду последоват. значений измеряемой величины. Пара­метры шкалы — её пределы, цена де­ления (разность значений величины, соответствующих двум соседним отмет­кам) и др.— определяются пределами измерений прибора, чувствительно­стью прибора и требуемой точностью отсчёта. В зависимости от конструк­ции отсчётного устройства отметки шкалы могут располагаться по окруж­ности, дуге или прямой линии, а сама шкала — быть равномерной, квадра­тичной, логарифмической и т. д. Осн. отметки шкалы, соответствующие чис­лам отсчёта, наносятся более длин­ными (или толстыми) линиями. Пока­зания отсчитываются невооружённым глазом при расстоянии между деле­ниями до 0,7 мм, при меньших — при помощи лупы или микроскопа. Для оценивания долей делений шкалы применяют дополнит. шкалы — нониу­сы. Ш. и. п. стандартизованы ГОСТом 5365—73.                         

К. П. Широков.

ШКАЛА ФИЗИЧЕСКОЙ ВЕЛИЧИНЫ, принятая по соглашению по­следовательность значений, присваи­ваемых физ. величине по мере её возрастания (или убывания). Обычно эта последовательность определяется принятым методом измерений величи­ны. Примеры: температурные шкалы, шкалы твёрдости по Роквеллу, Виккерсу, Бринеллю.        

К. П. Широков.

ШЛИРЕН-МЕТОД, то же, что теневой метод.

ШМИДТА ЧИСЛО [по имени авст­рийского учёного В. М. Шмидта (W. М. Schmidt)], один из подобия критериев движений жидкостей или газов, в к-рых существенны процессы внутр. трения и диффузии. Ш. ч.— диффуз. аналог Прандтля числа — представ-

854

 

 

 

ляет собой отношение коэфф. кине­матич. вязкости v жидкости или газа к коэфф. диффузии D. Ш. ч. Sc=v/D характеризует относительную роль мол. процессов переноса кол-ва дви­жения и переноса массы примеси диф­фузией. В совершенных (подчиняю­щихся Клапейрона уравнению) га­зах S_c=1, т. к. v=D. В реальных га­зах. Ш. ч. может отличаться от еди­ницы. Ш. ч. часто наз. диффуз. числом Прандтля и обозначают Pr_D.

ШНУРОВАНИЕ ТОКА, возникнове­ние в диэлектриках и ПП в сильных электрич. полях токовой нити (шнура) с радиусом R, меньшим поперечного размера образца. Плотность тока в шнуре больше, чем в окружающем объёме. Несмотря на то что сечение токового шнура обычно во много раз меньше площади сечения образца, может оказаться, что практически весь ток протекает в шнуре. Ш. т. возникает, если вольтамперная харак­теристика (ВАХ) проводника настоль­ко сильно отклоняется от закона Ома, что принимает S-образную форму (см. Отрицательное дифференциальное сопротивление). Такая ВАХ характер­на для веществ, удельная электропро­водность которых быстро растёт с увеличением темп-ры (из-за увели­чения концентрации носителей заряда или их подвижности): нагревание за счёт джоулева тепла приводит к уве­личению проводимости и аномальному росту тока. Состояния с однородным по сечению распределением плотности тока j неустойчивы на падающем участке S-образной хар-ки, когда за­данный (сопротивлением нагрузки) ток I больше I₁, но меньше I₂ (рис.). В этом интервале токов устойчивым является состояние с токовым шнуром. Толщина l переходного слоя от обла­сти высокой плотности тока в шнуре к окружающей его области с низкой плотностью тока определяется тепло­проводностью, диффузией носителей заряда и т. п. При больших I, когда R>>l, с ростом тока лишь увеличива­ется R, напряжение же U не меняется (рис.) и равно т. н. напряжению поддержания пробоя. При этом характеристика — вертикальная прямая. Её наличие является харак­терным признаком Ш. т.

Зависимость тока I от напряжения U при шнурова­нии тока. Сплош­ные кривые — устойчивые уча­стки ВАХ: ниж­ний и верхний со­ответствуют одно­родному распреде­лению плотности тока, средний — образова­нию токового шнура; пунктир — неустойчи­вые участки; стрелками показаны скачки на­пряжения, сопровождающие возникновение и исчезновение шнура при увеличении и уменьшении тока в проводнике (когда его сопротивление меньше сопротивления на­грузки в электрич. цепи).

 

Ш. т. сопровождает пробой полу­проводников и диэлектриков. При очень больших j в шнуре джоулев нагрев в нём приводит к разрушению материала проводника.

• Волков А. Ф., Коган Ш. М., Физические явления в полупроводниках с отрицательной дифференциальной прово­димостью, «УФН», 1968, т. 96, в. 4, с. 633.

Ш.   М.   Коган.

ШОТКИ БАРЬЕР, потенциальный барьер, образующийся в приконтактном слое ПП, граничащем с металлом; исследован нем. учёным В. Шотки (W. Schottky; 1939). Для возникно­вения Ш. б. необходимо, чтобы работы выхода эл-нов из металла Ф_м и полу­проводника Ф_п были разными. При контакте ПП n-типа с металлом, имею­щим Ф_м>Ф_п, металл заряжается отрицательно, а ПП — положительно, т. к. эл-нам легче перейти из ПП в ме­талл, чем обратно (при контакте ПП р-типа с металлом, обладающим Ф_м<Ф_п, металл заряжается положитель­но, а ПП — отрицательно). Возникаю­щая при установлении равновесия между металлом и ПП контактная разность потенциалов равна: U_к=(Ф_м- Ф_п)/e (е — заряд эл-на). Из-за большой электропроводности ме­талла электрич. поле в него не прони­кает, и разность потенциалов U_к создаётся в приповерхностном слое ПП. Направление электрич. поля в этом слое таково, что энергия осн. носителей заряда в нём больше, чем в толще ПП.

Энергетич. схема кон­такта металл — ПП: а — ПП n-типа и ме­талл до сближения; б и в — идеальный кон­такт металла с ПП n- и р-типов; г — реаль­ный контакт металла с ПП n-типа; М — металл; П — полупро­водник; Д — диэлектрич. прослойка; С — по­верхностные электронные состояния; ξ_v, ξ_c, ξ_вак — уровни энергии эл-на у потолка валентной зоны, у дна зоны проводимости и в вакууме; ξ_F — энергия Ферми; Ф_п — работа выхода ПП, Ф_м — металла; U — разность потенциалов при поверхностном слое ПП.

 

Это означает, что в ПП n-типа энергетич. зоны в приконтактной области изгибаются вверх, а в ПП р-типа — вниз (рис.). В результате в ПП вблизи контакта с металлом, при Ф_м>Ф_п для ПП n-типа или при Ф_м<Ф_п для ПП р-типа, возникает Ш. б. высотой Ф₀.

В реальных структурах металл — ПП это соотношение не выполняется, т. к. на поверхности ПП или в тонкой диэлектрич. прослойке, часто возни­кающей между металлом и ПП, обыч­но есть локальные электронные состоя­ния; находящиеся в них эл-ны экра­нируют влияние металла так, что внутр. поле в ПП определяется этими поверхностными состояниями и вы­сота Ш. б. зависит от Ф_м менее резко, чем это следует из приведённых выше ф-л. Как правило, наибольшей высотой обладают Ш. б., получаемые на­несением на ПП n-типа плёнки Au. На высоту Ш. б. оказывает также влия­ние сила «электрического изображе­ния» (см. Шотки эффект).

Ш. б. обладает выпрямляющими св-вами. Ток через Ш. б. при нало­жении внеш. электрич. поля созда­ётся почти целиком осн. носителями заряда. Величина тока определяется скоростью прихода носителей из объё­ма к поверхности или, в случае ПП с высокой подвижностью носителей, током термоэлектронной эмиссии. Контакты металл — ПП с Ш. б. ис­пользуются в CBЧ детекторах и сме­сителях, транзисторах, фотодиодах и в др. приборах.

• Стриха В. И., Бузанева Е. В., Радзиевский И. А., Полупроводни­ковые приборы с барьером Шоттки, М., 1974; С т р и х а В. И., Теоретические ос­новы работы контакта металл — полупро­водник, К., 1974; Милнс А., Фойхт Д., Гетеропереходы и переходы металл -полупроводник, пер. с англ., М., 1975.

Т. М. Лифшиц.

ШОТКИ ЭФФЕКТ, уменьшение ра­боты выхода эл-нов из тв. тел под действием внешнего ускоряющего их электрич. поля. Ш. э. проявляется в росте тока термоэлектронной эмис­сии в режиме насыщения, в уменьше­нии энергии поверхностной ионизации и в сдвиге порога фотоэлектронной эмиссии в сторону больших длин волн. Ш. э. возникает в электрич. полях Е, достаточно больших для рассасывания пространств. заряда у поверхно­сти эмиттера (Е~10—100 В•см^-1), и существен до полей E~10⁶ В•см^-1, после чего начинает преобладать просачивание эл-нов сквозь потенц. барьер, образующийся на границе тела (автоэлектронная эмиссия). Тео­рия Ш. э. для металлов создана нем. учёным В. Шотки (1914). Для объяс­нения Ш. э. достаточно рассмотреть силы, действующие на эл-н вблизи поверхности металла, начиная с рас­стояний х>а (а — межат. расстоя­ние), когда можно отвлечься от ат. структуры поверхности. Из-за боль­шой электропроводности металла его поверхность эквипотенциальна, си­ловые линии электрич. поля перпен­дикулярны ей. Поэтому эл-н с зарядом — е, находящийся на расстоянии х от поверхности, взаимодействует с ней так, как если бы он индуцировал в металле на глубине — x своё «электрич. изображение», т. е. заряд +е. Сила их притяжения F=е²/16pe₀x², где e₀ — электрическая постоянная. Энер­гия эл-на в поле этой силы

855

 

 

ф_эи=- e²/16pe₀x.             (1)

Внеш. электрич. поле Е уменьшает эту энергию на величину еЕх. Ход потенц. энергии эл-на вблизи поверх­ности принимает вид (рис.):

Ф=(-е²/16pe₀х-eЕх),         (2)

и потенц. порог на границе металла превращается в потенц. барьер с вер­шиной при x=x_м= (е/16pe₀E)^1/2. При Е£ 5•10⁶В•см^-1 x_м³8Å(а~ЗÅ).

 

Ход потенц. энергии эл-на вблизи границы металл — вакуум при отсутствии внеш. поля (Ф_эи ) и при наличии электрич. поля Е, уско­ряющего эл-ны (Ф): DФ— уменьшение по­тенц. барьера под действием поля; х — рас­стояние до поверхности металла; ξ_F — энергия Ферми металла (штриховкой пока­заны заполненные электронные состояния в металле); Ф₀— работа выхода металла при отсутствии внеш. поля;x_м — расстояние от вершины потенц. барьера до поверхности металла при наличии внеш. поля.

 

Уменьшение работы выхода за счёт действия электрич. поля равно: DФ=е(еE/4pe₀)^1/2. В результате Ш. э. термоэлектронный ток  j в режиме насыщения возрастает по закону: j=j₀ехр(е³Е/4pe₀k2Т²)^1/2, а частот­ный порог фотоэмиссии ћw₀ сдвигается на величину D(ћw₀)=DФ.

В случае, когда эмитирующая по­верхность неоднородна и на ней име­ются «пятна» с разл. работой выхода, над её поверхностью возникает элект­рич. поле пятен. Это поле тормозит эл-ны, вылетающие из участков ка­тода с меньшей, чем у соседних, рабо­той выхода. Внеш. электрич. поле складывается с полем пятен и, возра­стая, устраняет тормозящее действие последнего. Вследствие этого эмис­сионный ток из неоднородного эмит­тера растёт при увеличении Е бы­стрее, чем в случае однородного эмит­тера (аномальный Ш. э.).

Влияние электрич. поля на эмиссию эл-нов из полупроводников более слож­но. Электрич. поле проникает в них на большую глубину (от сотен до де­сятков тысяч ат. слоев). Поэтому заряд, индуцированный эмитированным эл-ном, расположен не на поверхности, а в слое толщиной порядка дебаевского радиуса экранирования r_э. Для х>r_э применима ф-ла (1), но лишь для полей во много раз меньших, чем у металлов (Е£10²—10⁴В•см).

Кроме того, поле, проникая в ПП, вызывает в нём перераспределение зарядов, что приводит к дополнит. уменьшению работы выхода. Обыч­но, однако, на поверхности ПП име­ются электронные поверхностные со­стояния. При достаточной их плот­ности (~10¹³ см^-2) находящиеся в них эл-ны экранируют внеш. поле. В этом случае, если заполнение и опу­стошение поверхностных состояний под действием поля вылетающего эл-на происходит достаточно быстро, то Ш. э. такой же, как и в металлах. Ш. э. рассматривается и при протека­нии тока через контакт металл —ПП (см. Шотки барьер).

• Schottky W., «Physikalische Zeitschrift», 1914, Bd 15, S. 872; Добрецов Л. Н., Гомоюнова М. В., Эмис­сионная электроника, М., 1966; Ненака­ливаемые катоды, М., 1974.

Т.  М. Лифшиц, А. Я. Шульман.

ШПОЛЬСКОГО ЭФФЕКТ, возникно­вение квазилинейчатых спектров сложных органич, соединений в спе­циально подобранных растворителях при низких темп-рах. Впервые это явление наблюдали в 1952 Э. В. Шпольский и его сотрудники Л. А. Кли­мова и А. А. Ильина. Растворитель должен быть химически нейтральным по отношению к внедрённым молеку­лам, не взаимодействовать с ними и быть оптически прозрачным в области поглощения и испускания внедрён­ных молекул (такими св-вами обладает, напр., жидкий н-парафин). Исследуе­мое в-во растворяют в нём в малых концентрациях (10^-5—10^-7 г/см³), затем р-р охлаждают до темп-ры ниже точки кристаллизации растворителя (в случае н-парафина — до -196°С или ниже). В этих условиях исследуе­мые молекулы изолированы друг от друга и жёстко закреплены в раство­рителе. Вследствие этого их электронно-колебат. спектры испускания и поглощения (см. Молекулярные спект­ры) состоят не из широких полос, как в обычных условиях, а из серий узких спектральных линий, напо­минают ат. спектры (их называют ква­зилинейчатыми спектрами) и облада­ют ярко выраженной индивидуаль­ностью.

Квазилинейчатые спектры имеют хорошо развитую колебат. структуру, что позволяет определять частоты ко­лебаний молекул не только в основ­ном, но и в возбуждённых состояниях. С их помощью исследуют структуру индивидуальных сложных органич. соединений, физ. и хим. св-ва свобод­ных сложных органич. радикалов; процессы фотохимии органич. соеди­нений; жизненно важные соединения (хлорофилл и его аналоги — порфирины); канцерогенные соединения; ин­дивидуальные органич. соединения земной коры с целью изучения обра­зования в ней углеводородов и разра­ботки новых методов поиска нефти и др. полезных ископаемых. Спектр. анализ смесей на основе Ш. э. позво­ляет определять одновременно неск.

индивидуальных соединений в смеси и обладает абсолютной чувствитель­ностью до 10^{-11 г.}         

Л. Ф. Уткина.

ШРЕДИНГЕРА УРАВНЕНИЕ, ос­новное динамич. ур-ние нерелятив. квант. механики; предложено австр. физиком Э. Шрёдингером (Е. Schrődinger) в 1926. В квант. механике Ш.у. играет такую же фундам. роль, как ур-ния движения Ньютона в классич. механике и Максвелла уравнения в классич. теории электромагнетизма. Ш. у. описывает изменение во вре­мени состояния квант. объектов, характеризуемого волновой функцией. Если известна волн. ф-ция y в нач. момент времени, то, решая Ш. у., можно найти y в любой последующий момент времени t.

Для ч-цы массы т, движущейся под действием силы, порождаемой потенциалом V(x, у, z, t), Ш. у. имеет вид:

где D=д²/дx²+д²/дy²+д²/дz² — т. н. оператор Лапласа (х, у, z — коорди­наты). Это ур-ние наз.  в р е м е н н ы м  Ш. у.

Если V не зависит от времени, то решения Ш. у. можно представить в виде:

где ξ — полная энергия квант. си­стемы, a y(x, у, z) удовлетворяет с т а ц и о н а р н о м у  Ш. у:

Для квант. систем, движение к-рых происходит в огранич. области пр-ва, решения Ш. у. существуют только для нек-рых дискр. значений энергии: ξ₁, ξ₂,. . ., ξ_n, . . .; члены этого ряда (в общем случае бесконечного) нумеруются набором целых квант. чисел п. Каждому значению ξ_n соот­ветствует волн. ф-ция y_n(x, у, z), и знание полного набора этих ф-ций позволяет вычислить все измеримые хар-ки квант. системы.

Ш. у. явл. матем. выражением фундам. св-ва микрочастиц — корпускулярного-волнового дуализма, со­гласно к-рому все существующие в. природе ч-цы материи наделены так­же волн. св-вами. Ш. у. удовлетворя­ет соответствия принципу и в пре­дельном случае, когда длины волн де Бройля значительно меньше размеров, характерных для рассматриваемого движения, позволяет описать движе­ние ч-ц по законам классич. механики. Переход от Ш. у. к ур-ниям классич. механики, описывающей движения ч-ц по траекториям, подобен переходу от волн. оптики к геометрической. Аналогия между классич. механикой и геом. оптикой, к-рая явл. предельным случаем волновой, сыграла важную роль в установлении Ш. у.

С  матем.  точки зрения  Ш.  у.  есть волн.   ур-ние   и   по   своей   структуре

856

 

 

подобно ур-нию, описывающему коле­бания нагруж. струны. Однако, в отличие от решений ур-ния колеба­ний струны, к-рые дают геом. форму струны в данный момент времени, решения y(x, у, z, t) Ш. у. прямого физ. смысла не имеют. Смысл имеет квадрат волн. ф-ции, а именно вели­чина r_n(х, у, z, t) =│y_n(x, у, z, t)│², равная вероятности нахождения ч-цы (системы) в момент t в квант. состоя­нии n в точке пр-ва с координатами х, у, z. Эта вероятностная интерпре­тация волн. ф-ции — один из осн. постулатов квант. механики. •Шредингер Э., Новые пути в фи­зике. Статьи и речи, М., 1971. См. также лит. при ст. Квантовая механика.

Л.   И.   Пономарёв.

ШТАРКА ЭФФЕКТ, расщепление спектр. линий атомов, молекул и др. квант. систем в электрич. поле. От­крыт в 1913 нем. физиком Й. Штарком (J. Stark), явл. результатом сдвига и расщепления на подуровни уровней энергии под действием электрич. поля Е (штарковское расщеп­ление, штарковские под­уровни; термин «Ш. э.» относят также к сдвигу и расщеплению уров­ней энергии).

Ш. э. получил объяснение на основе квант. механики. Атом (или др. квант. система), находясь в состоянии с определ. энергией ξ, приобретает во внеш. поле Е дополнит. энергию Dξ вследствие поляризуемости его элект­ронной оболочки и возникновения ин­дуцированного дипольного момента. Уровень энергии, к-рому соответст­вует одно возможное состояние атома (невырожденный уровень), в поле Е характеризуется энергией ξ+Dξ, т. е. смещается. Разл. состояния вырожденного уровня энергии могут приобретать разные дополнит. энер­гии Dξ_a (a=1, 2,. . ., g, где g — степень вырождения уровня; см. Атом). В результате вырожденный уровень расщепляется на штарковские подуровни, число к-рых равно числу разл. значений Dξ_a. Так, уровень энергии атома с заданным значением момента кол-ва движения М=ћÖ(J(J+1) (где J = 0, 1, 2,. . . — квантовое число полного момента кол-ва движения) расщепляется на подуровни, характеризуемые раз­ными значениями магн. квант. числа m_J, к-рое определяет величину проек­ции М на направление Е. Значениям -m_J и +m_J соответствует одинаковая дополнит. энергия Dξ, поэтому штар­ковские подуровни (кроме подуровня с m=0) дважды вырождены (в отличие от Зеемана эффекта, для к-рого все подуровни не вырождены).

Различают линейный Ш. э. (Dξ пропорц. Е; рис. 1) и квадра­тичный Щ. э. (Dξ пропорц. Е²; рис. 2). В первом случае получается симметричная относительно первичной линии картина расщепления, во вто­ром — несимметричная. Линейный Ш. э. характерен для атомов Н в не слишком сильных полях и составляет

Рис. 1. Зависимость величины расщепле­ния уровня энергии Dξ от напряжённости электрич. поля Е при линейном эффекте Штарка (расщепление уровня энергии ато­ма Н, определяемого гл. квант. числом n= 3, на 5 подуровней).

Рис. 2. Зависимость величины расщепления уровней энергии Dξ от напряжённости элек­трич. поля Е при квадратичном эффекте Штарка.

 

тысячные доли эВ для Е~10⁴В/см. Уровень энергии атома Н с заданным значением гл. квант. числа n симмет­рично расщепляется на 2n-1 равно­отстоящих подуровней (рис. 3). Ком­поненты штарковского расщепления поляризованы. При наблюдении в направлении, перпендикулярном на­правлению Е, появляются продольно поляризованные p-компоненты и поперечно поляризованные s-компоненты. При наблюдении вдоль Е p-компоненты не появляются, а на месте

Рис. 3. Расщепление линии Н_a водорода в поле Е. Различно поляризованные компо­ненты (линии я и а) возникают при определ. комбинациях подуровней.

 

s-компонент возникают неполяризо­ванные компоненты. Интенсивности разных компонент различны. Линей­ный Ш. э. наблюдается также для водородоподобных атомов и для силь­но возбуждённых уровней др. атомов. Иногда Ш. э. приводит к появлению запрещённых линий.

Для многоэлектронных атомов типи­чен квадратичный Ш. э. Величина его невелика — в полях ~ 10⁵ В/см рас­щепление ~10^-4 эВ. Для достаточно симметричных молекул, обладающих постоянным дипольным моментом, ха­рактерен линейный Ш. э., в др. слу­чаях обычно наблюдается квадратич­ный Ш. э.

Важный случай Ш. э.— расщепле­ние электронных уровней энергии ио­на в крист. решётке под действием внутрикрист. поля, к-рое может до­стигать сотых долей эВ. Это поле учитывается в спектроскопии кристаллов и в квант. электронике.

Ш. э. наблюдается и в перем. элек­трич. поле, причём изменение положе­ния штарковских подуровней может быть использовано для изменения ча­стоты квант. перехода в квант. устрой­ствах (штарковская моду­ляция; см., напр., Микроволновая спектроскопия). Влияние быстропеременного электрич. поля на уровни энергии атомов (ионов) определяет, в частности, штарковское уширение спектр. линий в плазме, к-рое позво­ляет оценить концентрацию в ней заряж. ч-ц (напр., в атмосферах звёзд).

М.   А.   Ельяшевич.

ШТЕРНА — ГЕРЛАХА ОПЫТ пока­зал, что проекция магнитного момента атома на направление магн. поля при­нимает дискр. значения (пространст­венно квантована). Поставлен в 1922 нем. физиками О. Штерном (О. Stern) и В. Герлахом (W. Gerlach) с целью проверки теор. ф-лы пространств. квантования проекции m_z магн. мо­мента атома m₀ на направление z внеш. магн. поля Н: m_z=m₀m, где m=0, ±1, ±2, . . .

В первых опытах исследовалось прохождение атомов Ag в сильно не­однородном вдоль z магн. поле (рис.). В таком поле атомы, обладаю­щие магн. моментом, должны откло­няться от направления их первонач. распространения.

Схема опыта Штерна—Герлаха: И — ис­точник атомов; К — щели, формирующие пучок; N, S — полюса пост. магнита, со­здающего неоднородное магн. поле; П — пластинка, на к-рую оседают атомы; D — величина отклонения пучка от первонач. направления. Опыт производится в вакууме.

 

В Ш.— Г. о. ат. пучок расщеплялся на две компо­ненты, симметрично расположенные относительно первонач. направления. Это означает, что атомы Ag обла­дают магн. моментом m₀, проекция к-рого m_z в поле Н принимает два значения: m_z=±m₀, что согласуется с теор. ф-лой (m=±1).

В опыте использовались атомы Ag в осн. состоянии, во внеш. электрон­ной оболочке к-рого находится лишь один эл-н. Это означает, что магн. момент атома может быть связан толь­ко с существованием собств. магн. момента эл-на. Ш.— Г. о. и другие, более ранние эксперименты привели Дж. Ю. Уленбека и С. Гаудсмита (1925, Нидерланды) к гипотезе су-

857

 

 

ществования у эл-на собств. механич. момента — спина.        

а. В. Колпаков.

ШУБНИКОВА — ДЕ ХААЗА ЭФ­ФЕКТ, осциллирующая зависимость электрич. сопротивления r монокрист. проводников от обратного магн. поля H^-1 (рис.), наблюдаемая при низких темп-рах. Открыт Л. В. Шубниковым и голл. физиком В. де Хаазом (W. de Haas) в 1930 в монокри­сталлах Bi. Период осцилляции D зависит от ориентации поля H относи­тельно кристаллографич. осей: D=│e│2pћ/cS_extr(e_F).   Здесь е — заряд   эл-на, S_extr(ξ_F) — экстремальная по проек­ции квазиимпульса на магн. поле пло­щадь сечения Фер­ми поверхности. С ростом темп-ры ам­плитуда осцилля­ции экспоненциаль­но убывает. Для наблюдения эф­фекта необходимо, чтобы выполнялись условия: eћ/m*c>kT и eH/m*с> t (m* — эффектив­ная масса, t — время релаксации эл-нов). Ш.— де X. э.— результат квантования движения эл-нов в пло­скости, перпендикулярной Н.

Ш.— де X. э. используется для определения формы Ферми поверхно­сти, а также эфф. массы эл-нов прово­димости в ПП.

• См.  лит. при ст. Твёрдое тело, Металлы.

М.   И.   Каганов.

ШУМ, беспорядочные колебания разл. физ. природы, отличающиеся слож­ностью временной и спектр. структуры. Под акустич. Ш. понимают разного рода нежелат. помехи восприятию речи, музыки и т. д. Источниками акустич. слышимого и неслышимого Ш. могут быть любые колебания в тв., жидких и газообразных средах; осн. источники — разл. двигатели и ме­ханизмы.

Ш. играет существ. роль и во мн. областях науки и техники: оптике, радиотехнике, радиолокации, радио­астрономии, теории информации, вы­числит. технике, медицине и др. Радиоэлектронные Ш.— случайные колебания токов и напряжений в ра­диоэлектронных устройствах, возни­кающие в результате неравномерной эмиссии эл-нов в электровакуумных приборах (напр., дробовой шум), неравномерности процессов генерации и рекомбинации носителей тока в ПП приборах, теплового движения носи­телей тока в проводниках (тепловой шум, см. Флуктуации электрические), теплового излучения Земли и земной атмосферы, а также планет, Солнца, межзвёздной среды и т. д. (шумы кос­моса). Ш. ограничивает чувствитель­ность радиоприёмной аппаратуры.

Ш., независимо от физ. природы, отличается от периодич. колебаний случайным изменением мгновенных зна­чений величин, характеризующих данный процесс.

Часто Ш. представ­ляет собой смесь случайных и перио­дич. колебаний. Для описания Ш. и их источников применяют разл. матем. модели в соответствии с их вре­менной, спектр. и пространств. струк­турой. Для количеств. оценки Ш. пользуются усреднёнными парамет­рами, определяемыми на основании статистич. законов, учитывающих структуру Ш. в источнике и св-ва среды, в к-рой он распространяется. Ш. подразделяются на статистичес­ки стационарные и нестационарные. Стационарный Ш. характеризуется постоянством ср. параметров: интен­сивности (мощности), распределения интенсивности по спектру (спектр. плотность), автокорреляционной функ­ции (среднее по времени от произве­дения мгновенных значений двух Ш., сдвинутых друг относительно дру­га на время задержки). Практически наблюдаемый Ш., возникающий в результате действия мн. отд. незави­симых источников (напр., Ш. толпы людей, моря, производств. станков, Ш. на выходе радиоприёмника и др.), явл. квазистационарным. Ш. с мед­ленно меняющимися параметрами или длящийся короткие промежутки времени (меньше, чем время усредне­ния в измерит. устройствах) явл. не­стационарным. К таким Ш. относят, напр., уличный шум проходящего транспорта, отд. стуки в производств. условиях, модулированный Ш. в ра­диоустройствах.

Исследование акустич. Ш. пресле­дует разнообразные цели: изучение источников Ш. для уменьшения их вредного воздействия на человека и на разл. системы; изыскание способов и средств наилучшего (оптимального) обнаружения, приёма и измерения па­раметров слабых сигналов в присут­ствии Ш.; повышение точности изме­рений в аналоговых и цифровых устройствах обработки информации и др. Для измерения хар-к Ш. приме­няются шумомеры, частотные анали­заторы, коррелометры и др.

В ряде случаев Ш. используются как источник информации. Напр., в военно-мор. технике по Ш., создавае­мому на ходу подводными лодками и надводными кораблями, их обнаружи­вают и пеленгуют; в радиоастрономии по Ш. в определ. диапазонах частот исследуют радиоизлучение звёзд и др. косм. образований. Шумоподобные сигналы применяются в радио- и акустич. технике для разл. измерений. В речи встречаются согласные, к-рые по своим свойствам явл. шумо­выми.

Качеств. особенности ощущения при восприятии акустич. Ш. органами слуха и организмом в целом зависят от его интенсивности (см. Громкость звука) и спектр. состава. Для предот­вращения вредного действия акустич. Ш. на организм человека предпринимают ряд организац., техн. и медицин­ских мер, устраняют или ослабляют причины, порождающие Ш. на месте его образования, предотвращают его распространение от источников Ш. и др. Кроме вредного воздействия Ш. на человека, известно благотвор­ное, успокаивающее влияние на него акустич. Ш., напр. Ш. мор. прибоя, Ш. леса.

• Борьба с шумом, под ред. Е. Я. Юдина, М., 1964; Акустика океана, под ред. Л. М. Бреховских, М., 1974; Б е н д а т Дж., Основы теории случайных шумов и ее при­менения, пер. с англ., М., 1965; Шум и вибрация, под ред. Н. И. Карповой, Л., 1976; Ш и р м а н Я. Д., М а н ж о с В. Н., Теория и техника обработки радиолока­ционной информации на фоне помех, М., 1981.                                      

С. Г. Гершман.

ШУМОВАЯ ТЕМПЕРАТУРА, эф­фективная величина, служащая мерой мощности шумов в радиоприёмных устройствах. Ш. т. Т_ш равна темп-ре абсолютно чёрного тела или согласо­ванного сопротивления, при к-рой мощность его теплового шума равна мощности шумов данного устройства. Отношение Т_ш к T₀=300 К наз. от­носит. Ш. т. или шумовым чис­лом. Понятием Ш. т. пользуются в радиофизике для оценки уровня шу­мов электровакуумных и полупровод­никовых приборов, предназначенных для усиления и преобразования элект­рич. сигналов; антенн; в радиоастро­номии при описании источников косм. радиоизлучения; для определения шу­мового вклада, вносимого радиоприём­ным устройством в полезный сигнал в процессе его обработки. Ш. т. реаль­ных объектов определяется обычно сравнением с эталонными шумовыми генераторами.

• См. лит. при ст. Флуктуации электри­ческие.                              

И. Т. Трофименко.

ШУМОМЕР, прибор для объектив­ного измерения уровня громкости звука (шума). Ш. содержит ненаправ­ленный измерит. микрофон, усилитель, корректирующие фильтры, детектор и стрелочный индикатор. Схема Ш. вы­брана так, чтобы его св-ва приближа­лись к св-вам человеческого уха. Чувствительность уха зависит от частоты звука, а вид этой зависимости изменяется с изменением интенсивно­сти измеряемого шума (звука). По­этому в Ш. имеются три комплекта фильтров, обеспечивающих нужную форму частотной хар-ки на трёх уров­нях громкости. Шкала А отвечает хар-ке при малой громкости ~40 фон (используется в диапазоне 20—55 фон), В — средней громкости ~70 фон (55 — 85 фон) и С — большой громкости (85—140 фон). Хар-ка при большой громкости равномерна в полосе частот 30—8000 Гц. Шкала А применяется также для измерения уровня гром­кости звука, выраженного в децибе­лах с пометкой А, т. е. дБ (А), при любой громкости. Величиной уровня громкости звука в дБ (А) пользуются при нормировании громкости шума в промышленности, жилых домах и на транспорте. Шкала выходного при­бора градуируется в дБ относительно

858

 

 

стандартного звук. давления 2•10^-5 Па по одной из трёх шкал: А, В или С.

• Беранек Л., Акустические измере­ния, пер. с англ., М., 1952; Измерение шума машин и оборудования, М., 1968.

ШУМОПЕЛЕНГАТОР, устройство для обнаружения источника звука или шума и определения направления (пе­ленга) на него; применяются гл. обр. в гидролокации. Работают Ш. в области звук., ультразвук. и инфра­звук, частот. Ш. подразделяются на стационарные, к-рые устанавлива­ются на дне океана (моря) на спец. опорных конструкциях или неподвиж­ных (на якоре) буях, и подвижные — на подводных лодках, на нек-рых типах надводных кораблей, в контей­нерах, опускаемых в воду с вертолёта, на свободно плавающих (дрейфующих) буях.

Ш. состоит из приёмника звука, компенсатора, фильтра, усилителя и индикатора. Приёмником звука чаще всего явл. акустич. антенна, состоя­щая из неск. (до сотен штук) гидрофонов, обладающих нужной диаграммой направленности (см. Направленность акустических излучателей и приём­ников). Компенсатор служит для поворота оси диаграммы направленности антенны на шумящий объект и опре­деления её направления. При использо­вании вращающейся антенны компен­сатор обычно отсутствует. Фильтр Ш. пропускает определ. полосу звук. частот. Выделение низких частот спо­собствует увеличению дальности дей­ствия Ш., а высоких — улучшению отношения сигнал/помеха и повыше­нию точности пеленгования. Усили­тель увеличивает амплитуду прини­маемых сигналов до нужного для ин­дикации уровня. Индикатором может быть телефон, динамик, электронно­лучевой прибор.

Существуют устройства, сопрягае­мые с Ш., с помощью к-рых посредст­вом анализа спектра принимаемого акустич. сигнала производится клас­сификация шумящих объектов (под­водная лодка, надводный корабль, торпеда и т. п.). Точность пеленгования целей Ш. может достигать долей гра­дуса, а дальность действия — десятков км.

• Тюрин А. М., Сташкевич А. П., Таранов Э. С., Основы гидроакус­тики, Л., 1966.                   

С. А. Барченков,

ЩЕЛЕВАЯ АНТЕННА, антенна в виде щели в металлическом экране. Как правило, щель прорезается по­перёк линий токов, наводимых в сплошном экране электромагнит­ным полем (или под достаточно боль­шим углом к ним). Это приводит к искажению распределения тока в экране и возникновению на щели перем. напряжения (перем. электрич. поля), благодаря чему и происходит излучение. Последнее может быть най­дено как излучение нек-рого фиктив­ного «магн. тока», текущего по экрану вдоль щели. Поэтому Щ. а. наз. маг­нитной. Щ. а. используются часто для возбуждения волноводов, объёмных резонаторов, а также в кач-ве первич­ных облучателей в сложных антеннах.