А

АБЕРРАЦИИ ОПТИЧЕСКИХ СИ­СТЕМ (от лат. aberratio — уклонение), искажения, погрешности изображе­ний, формируемых оптич. системами. А. о. С, проявляются в том, что оптич. изображения не вполне отчётливы, не точно соответствуют объектам или оказываются окрашенными. Наиболее распространены след, виды А. о. с.: сферическая аберрация — недостаток изображения, при к-ром испущенные одной точкой объекта световые лучи, прошедшие вблизи оптической оси системы, и лучи, прошедшие через отдалённые от оси части системы, не собираются в одну точку; кома — аберрация, возникающая при косом прохождении световых лучей через оптич. систему. Если при прохожде­нии оптич. системы сферич. световая волна деформируется так, что пучки лучей, исходящих из одной точки объекта, не пересекаются в одной точке, а располагаются в двух вза­имно перпендикулярных отрезках на нек-ром расстоянии друг от друга, то такие пучки наз. астигматическими, а сама эта аберрация — астигматиз­мом. Аберрация, наз. дисторсией, приводит к нарушению геом. подобия между объектом и его изображением. К А. о. с. относится также кривизна поля изображения.

Оптич. системы могут обладать од­новременно неск. видами аберраций. Их устранение производят в соответ­ствии с назначением системы; часто оно представляет собой трудную зада­чу. Перечисленные выше А. о. с. наз. геометрическими. Сущест­вует ещё хроматическая аберрация, связанная с зависимостью показателя преломления оптич. сред от длины волны света. Вследствие волн, приро­ды света, несовершенства изображе­ний в оптич. системах возникают так­же в результате дифракции света на диафрагмах, оправах линз и т. п. Они принципиально неустранимы (хотя и могут быть уменьшены), но обычно влияют на кач-во изображения мень­ше, чем геом. и хроматич. А. о. с.

• Борн М., Вольф Э., Основы опти­ки, пер. с англ., 2 изд., М., 1973; Герцбергер М., Современная геометрическая оп­тика, пер. с англ., М., 1962; Слюсарев Г. Г., Методы расчета оптических си­стем, 2 изд., Л., 1969.

АБЕРРАЦИИ ЭЛЕКТРОННЫХ ЛИНЗ, искажения электронно-оптич. изображений, возникающие вслед­ствие разброса ч-ц по энергиям в пуч­ке, наличия тепловых скоростей, ди­фракции ч-ц, а также из-за эффектов пространств. заряда. Классификацию А. э. л. см. в ст. Электронная и ионная оптика. Аберрациями обладают и электронные зеркала.

АБЕРРАЦИЯ СВЕТА в астрономии, изменение видимого положения све­тила на небесной сфере, обусловленное

конечностью скорости света и движе­нием наблюдателя вследствие враще­ния Земли (суточная А. с.), обраще­ния Земли вокруг Солнца (годичная А. с.) и перемещения Солн. системы в пр-ве (вековая А. с.).

АБСОЛЮТНАЯ ТЕМПЕРАТУРА (тер­модинамическая температура), пара­метр состояния, характеризующий макроскопич. систему в состоянии термодинамич. равновесия (при этом А. т. всех её макроскопич. подсистем одинакова). А. т. введена в 1848 англ. физиком У. Томсоном (Кельвином) на основании второго начала термодина­мики. А. т. обозначается символом Т, выражается в Кельвинах (К) и отсчи­тывается от абсолютного нуля тем­пературы. А. т. измеряют по термодинамической и международной прак­тическим температурным шкалам.

АБСОЛЮТНО НЕЙТРАЛЬНАЯ ЧА­СТИЦА, то же, что истинно нейтраль­ная частица.

АБСОЛЮТНО ЧЁРНОЕ ТЕЛО, тер­мин, к-рым в теории теплового излу­чения наз. тело, полностью погло­щающее весь падающий на него по­ток излучения.

Коэфф. поглощения А. ч. т. равен еди­нице и не зависит от длины волны из­лучения. Наиболее близким приближе­нием к А. ч. т. явл. непрозрачный сосуд с небольшим отвер­стием, стенки к-рого имеют оди­наковую темп-ру (рис.). Луч, по­павший в такой сосуд, испытывает многократные отражения, частично по­глощаясь при каждом из них. Через нек-рое время стенки сосуда поглоща­ют его полностью. Близким к единице коэфф. поглощения обладают сажа и платиновая чернь.

Интенсивность излучения А. ч. т. выше, чем всех остальных («нечёрных») тел при той же темп-ре (см. Кирхгофа закон излучения). Осн. особенность излучения А. ч. т.: его св-ва не зависят от природы в-ва и определяются лишь темп-рой стенок, т. е. излучение А.ч. т. находится в термодинамич. равновесии с в-вом и распределение плотности этого излучения по длинам волн даётся Планка законом излучения, а полная плотность излучения по всем длинам волн определяется Стефана — Волъцмана законом излучения.

Закономерности, определяющие из­лучение А. ч. т., используют в оптич. пирометрии для измерения высоких темп-р; А. ч. т. используют также в кач-ве световых эталонов.

АБСОЛЮТНЫЕ ПРАКТИЧЕСКИЕ ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ ЕДИНИЦЫ, ом, вольт, ампер и др., установленные для практич. электрич. измерений 1-м Междунар. конгрессом электриков (1881). Они заменили электрич. ед. СГС системы единиц, поскольку нек-рые из ед. были слишком малы или велики и поэтому неудобны для прак­тич. применения. Ед. электрич. со­противления (ом) и разности потен­циалов (вольт) были установлены как кратные соответствующим ед. СГС (1 Ом=10⁹ ед. СГС, 1 В = 10⁸ ед. СГС). Остальные ед.— ампер, кулон, джо­уль и др. выводились как производ­ные от ома и вольта. В дальнейшем А. п. э. е. были включены в МКСА систему единиц, причём за основ­ную ед. в ней был принят ампер. С установлением Международной си­стемы единиц (СИ), охватывающей все области физ. и техн. измерений, А. п. э. е. вошли в СИ вместе с си­стемой МКСА.

АБСОЛЮТНЫЕ СИСТЕМЫ ЕДИНИЦ, содержат огранич. число основных ед. физ. величин, а остальные ед. си­стемы определяются как производные от основных. При определении про­изводной ед. к.-л. физ. величины в А. с. е. исходят из ф-лы, выражаю­щей зависимость между этой величи­ной и др. величинами, ед. к-рых явл. основными или выражены через ос­новные. В 30-х гг. 19 в. нем. матема­тиком К. Ф. Гауссом была введена А. с. е. с основными ед. миллиметр (ед. длины), миллиграмм (ед. массы) и секунда (ед. времени). Поэтому часто назв. «А. с. е.» применяют к системам, построенным на трёх основных ед.— длины, массы и времени, а иногда и в ещё более узком смысле — по отно­шению к СГС системам единиц, т. е. к системам, в к-рых за основные ед. приняты сантиметр, грамм и секунда. Термин «А. с. е.» следует считать ус­таревшим, поскольку системы ед. мо­гут быть построены и на иной основе.

• См. при ст. Система единиц.

АБСОЛЮТНЫЙ НУЛЬ ТЕМПЕРА­ТУРЫ, начало отсчёта термодинамич. темп-ры; расположен на 273,16 К ниже темп-ры тройной точки (0,01°С) воды (на 273, 15°С ниже нуля темп-ры по шкале Цельсия, см. Температурные шкалы). Существование термодинами­ческой температурной шкалы и А. н. т. следует из второго начала термодинамики. С приближением темп-ры к А. в. т. стремятся к нулю тепловые хар-ки в-ва: энтропия, теп­лоёмкость, коэфф. теплового расши­рения и др. По представлениям классич. физики, при А. и. т. энергия теплового (хаотич.) движения моле­кул и атомов в-ва равна нулю. Со­гласно же квант. механике, при А.н .т. атомы и молекулы, расположенные в

7

 

 

узлах крист. решётки, не находятся в полном покое, они совершают «ну­левые» колебания и обладают т. н. нулевой энергией. Если масса атомов и энергия вз-ствия между ними очень малы, нулевые колебания могут вос­препятствовать образованию крист. решётки. Это имеет место у ³Не и ⁴Не, к-рые остаются жидкими при атм. давлении вплоть до самых низких достигнутых темп-р.

Получение темп-р, предельно при­ближающихся к А. н. т., представ­ляет сложную эксперим. проблему (см. Низкие температуры), но уже получены темп-ры, лишь на миллион­ные доли градуса отстоящие от А. н. т.

• См. при ст. Температурные шкалы и Низ­кие температуры.

АБСОРБЦИОННАЯ СПЕКТРОСКО­ПИЯ, методы изучения эиергетич. состояний квант. систем путём иссле­дования их спектров поглощения. В А. с. излучение непрерывного спект­ра пропускают через слой исследуе­мого в-ва, в к-ром поглощается излу­чение характерных для данного в-ва длин волн. Детектор спектр. прибора фиксирует изменение интенсивности света в зависимости от длины волны, т. е. спектр поглощения в-ва. Полу­чение спектров поглощения возможно во всех диапазонах длин волн, но особенно широко они применяются в радио-, ИК- и субмиллиметровом диа­пазонах. А. с,— основа абсорбцион­ного спектрального анализа. См, также Спектроскопия.

АБСОРБЦИЯ (от лат. absorbeo — поглощаю), поглощение (извлечение) в-в из газовой смеси всем объёмом жидкости (абсорбента). А.— один из процессов растворения определ. газа в жидком растворителе; величина А. определяется растворимостью этого газа, а скорость — разностью его кон­центраций в газовой смеси и в жид­кости. Если концентрация газа в жид­кости выше, чем в газовой смеси, он выделяется из р-ра (десорбция). А. применяется для разделения газов, на ней основаны мн. важнейшие про­мышленные процессы (производство нек-рых кислот, соды и т. д.). Извлече­ние в-ва из р-ра всем объёмом жид­кого абсорбента (экстракция) и из газовой смеси расплавами (окклю­зия) — процессы, аналогичные А. Ча­сто А. сопровождается образованием хим. соединений (хемосорбция) и по­верхностным поглощением в-ва (адсорбция).

АБСОРБЦИЯ СВЕТА, то же, что поглощение света.

АВОГАДРО ЗАКОН, один из осн. законов идеального газа, согласно к-рому в равных объёмах V разл. газов при одинаковых давлении p и темп-ре Т содержится одинаковое число мо­лекул. Открыт в 1811 итал. учёным А. Авогадро (A. Avogadro). Согласно А. з., 1 кмоль любого идеального газа при норм. условиях (р=101325 Па=760 мм рт. ст. и T=0°С) занимает объём 22,4136 м³; число молекул в одном моле наз. Авогадро постоянной.

Согласно _кинетич. теории газов, pV=^l/₃ Nmv² (N — число, т — масса, Öv² — ср. квадратичная скорость молекул), a 1/₂mv²=³/₂ kT. Отсюда видно, что для двух газов при условии T₁=T₂, p₁=p₂ и v1=v₂ должно быть и N₁=N₂,.

АВОГАДРО ПОСТОЯННАЯ (число Авогадро), число структурных элемен­тов (атомов, молекул, ионов или др. ч ц) в ед. кол-ва в-ва (в одном моле). Названа в честь А. Авогадро, обозна­чается N_A. А. п.— одна из фундамен­тальных физических констант, су­щественная для определения мн. дру­гих физ. констант (Больцмана по­стоянной, Фарадея постоянной и др.). Один из лучших эксперим. методов определения А. ц. основан на изме­рениях электрич. заряда, необходи­мого для электролитич. разложения известного числа молей сложного в-ва, и заряда эл-на. Наиболее достовер­ное значение А. п. (на 1980) N_A= 6,022045(31) •10²³ моль^-1.

АВТОИОНИЗАЦИЯ (полевая иони­зация), процесс ионизации атомов и молекул газа в сильных злектрич. полях. Связанный эл-н в атоме можно представить находящимся в потен­циальной яме (рис. 1,а). При включе­нии электрич. поля напряжённостью E к начальной потенц. энергии эл-на V₀(x), находящегося в точке г, до­бавляется потенц. энергия еЕх', где е — заряд эл-на. Вследствие этого потенц. яма становится асимметрич­ной — с одной её стороны образуется потенциальный барьер конечной ши­рины x₁x₂ (рис. 1, б), сквозь к-рый эл-н может «просочиться», т. е. будет иметь место туннельный эффект и будет возможна ионизация с ниж. уровня атома.

Вероятность W(V,ξ) туннелирования эл-на сквозь потенц. барьер опре­деляется ф-лой:

где V(x)=V₀(x)+eEx и ξ — соотв. потенциальная и полная энергия эл-на, т — его масса. Вероятность W(V, ξ) туннелирования резко увеличивается при уменьшении площади барьера над прямой x1x2. Это происходит при увеличении напряжённости поля E или при повышении энергии ξ эл-на в атоме к.-л. др. способами (напр., при туннелировании эл-нов с воз­буждённых уровней). Так, вероят­ность А. атома водорода из осн. со­стояния достигает заметной величины лишь при .Е~10⁸ В/см, а из возбуж­дённых состояний — уже при Е~10⁶ В/см. Экспериментально впер­вые обнаружена именно А. возбуж­дённых атомов: в спектре испускания атомов водорода, находящихся во

внеш. электрич. поле напряжённо­стью ~10⁶ В/см, было обнаружено падение интенсивности линий, свя­занных с квант. переходами эл-нов из наиболее высоких возбуждённых со­стояний в основное. Явление было объяснено тем, что А. возбуждённых атомов становится более вероятным процессом, чем их излучат, переход в осн. состояние, и свечение этих линий затухает.

Наиболее полно исследована А. вблизи поверхности металла, т. к. она используется в автоионном микро­скопе для получения увеличенного изображения поверхности (см. Ионный проектор).

Вероятность А. у поверхности ме­талла оказывается значительно боль­шей, чем в свободном пр-ве при той же напряжённости поля, что обусловлено действием сил «изображения», сни­жающих потенц. барьер (см. Шоттки эффект). Однако А. возможна лишь в том случае, когда расстояние атома от поверхности превышает нек-рое критич. расстояние x_кр. Это связано с тем, что при обычных темп-pax для осуществления туннельного перехода эл-на в металл необходимо, чтобы осн. уровень энергии эл-на в атоме был под­нят электрич. полем хотя бы до уров­ня Ферми (см. Ферми энергия) в метал­ле (рис. 2).

Если атом приблизится к поверхности на x<x_кр, то уровень энергии эл-на в атоме окажется ниже уровня Ферми в металле и W резко уменьшится. С другой стороны, уда­ление атома от поверхности металла

8

 

при x>x_кр также приводит к резкому уменьшению W. Поэтому А. практи­чески имеет место в пределах нек-рой зоны вблизи х_кр. В рабочем режиме автоионного микроскопа полуширина этой зоны составляет 0,2—0,4 Å.

Явление А. используется также при создании ионных источников для масс-спектрометров. Достоинством та­ких источников явл. отсутствие в них накалённых электродов, а также то, что в них удаётся избежать диссоциа­ции анализируемых молекул. Кроме того, с помощью таких ионных источ­ников можно наблюдать специфиче­ские хим. реакции, происходящие лишь в сильных электрич. полях.

•Мюллер Э. В., Тьен Тцоу Цонг, Полевая ионная микроскопия, поле­вая ионизация и полевое испарение, пер. с англ., М., 1980; Физические основы полевой масс-спектрометрии, под ред. Э. Н. Короля, К., 1978.                              

А. Г. Наумовец.

АВТОИОННЫЙ МИКРОСКОП, то же, что ионный проектор.

АВТОКОЛЕБАНИЯ, незатухающие колебания, поддерживаемые внеш. ис­точниками энергии, в нелинейной диссипативной системе, вид и св-ва к-рых определяются самой системой. Тер­мин «А.» введён в 1928 А. А. Андро­новым.

А. принципиально отличаются от остальных колебат. процессов в диссипативной системе тем, что для их поддержания не требуется периодич. воздействий извне. Колебания скри­пичной струны при равномерном дви­жении смычка, тока в радиотехн. генераторе, воздуха в органной трубе, маятника в часах — примеры А. В про­стейших автоколебат. системах мож­но выделить колебат. систему с зату­ханием, усилитель колебаний, нели­нейный ограничитель и звено обрат­ной связи. Напр., в ламповом генера­торе (генераторе Ван-дер-Поля — рис. 1) колебат. контур, состоящий из ёмкости С, индуктивности L и со­противления R, представляет собой колебат. систему с затуханием, цепь катод — сетка и индуктивность L' об­разуют цепь обратной связи. Случайно возникшие в контуре LC малые соб­ственные колебания через катушку L' управляют анодным током i_a лам­пы, к-рый усиливает колебания в контуре при соответствующем взаим­ном расположении катушек L и L',— положительная обратная связь. Если потери в контуре меньше, чем вноси­мая таким образом в контур энергия, то амплитуда колебаний в нём нара­стает. С увеличением амплитуды коле­баний, вследствие нелинейной зави­симости анодного тока i_а от напря­жения V на сетке лампы, поступаю­щая в контур энергия уменьшается и при нек-рой амплитуде колебаний сравнивается с потерями. В результате устанавливается режим стационар­ных периодич. колебаний, в к-ром все потери энергии компенсирует анод­ная батарея. Т. о., для установления А. важна нелинейность, приводящая к ограниченности колебаний, т. е.

нелинейность управляет поступлением и тратами энергии источника. Рас­смотренный режим возникновения А., не требующий нач. толчка, наз. ре­жимом мягкого возбуждения.

Встречаются системы с жёстким воз­буждением А. Это такие системы, в к-рых колебания самопроизвольно на­растают только с нек-рой нач. ам­плитуды. Для перехода таких систем в режим стационарной генерации не­обходимо нач. возбуждение (толчок) с амплитудой, большей нек-рого критич. значения. Амплитуда и частота А. определяются только параметра­ми системы, что отличает их как от собств. колебаний, частота к-рых опре­деляется параметрами системы, а ам­плитуда и фаза — нач. условиями, так и от вынужденных колебаний, амплитуда, фаза и частота к-рых опре­деляются внеш. силой. Периодиче­скому А. в фазовом пространстве соответствует замкнутая траектория, к к-рой стремятся все соседние тра­ектории,— т. н. устойчивый предель­ный цикл.

Для автоколебат. систем с неск. степенями свободы характерны такие явления, как синхронизация колеба­ний и конкуренция колебаний. Внеш. синхронизация А., или «захватывание частоты» (т. е. установление А. с часто­той и фазой, соответствующими частоте и фазе внеш. периодич. воздействия), широко используется для управления и стабилизации частоты мощных мало­стабильных генераторов с помощью высокостабильных маломощных (напр., в лазерах). Полоса захватывания — область расстроек между частотами собств. колебаний и внеш. сигнала, внутри к-рой устанавливается режим синхронизации,— расширяется при увеличении амплитуды внеш. воздей­ствия. Вне границы захватывания устойчивый режим генерации с ча­стотой внеш. силы сменяется режи­мом биений. Взаимная синхрониза­ция колебаний используется, напр., при работе неск. генераторов на общую нагрузку.

Конкуренция колебаний (мод), т. е. подавление одних колебаний дру­гими, в автоколебат. системе возмож­на, когда эти колебания черпают энергию из общего источника. При этом одна из нарастающих мод «орга­низует» дополнительное нелинейное затухание для других. При очень слабой связи между автоколебат. мо­дами они сосуществуют, не подавляя друг друга. При достаточно сильной связи выживает одна из них. При изменении соответствующих пара­метров в системах с конкуренцией мод переход от режима генерации одной из мод к режиму генерации другой мо­ды происходит скачком и характеризу­ется эффектом затягивания. Благодаря эффекту конкуренции оказывается возможным, в частности, создание на базе многомодовых резонаторов гене­раторов монохроматич. колебаний (см. Лазер).

Эффекты конкуренции и синхрони­зации во мн. случаях определяют возникновение в диссипативных не­равновесных средах (распределённых системах) сложных, хорошо организо­ванных (детерминированных) струк­тур,  напр, периодич. нелинейных волн, ячеистых структур (см. Синер­гетика).

В автоколебат. системах с одной сте­пенью свободы возможны только про-

Рис. 1. Принципиаль­ная схема лампового ге­нератора: М — коэфф. взаимной индукции; U_c — напряжение смещения на сетке; U_a — напряжение анодной батареи.

 

стые периодич. А. В автоколебат. системах с неск. степенями свободы А. могут быть сложными периодическими и даже стохастическими. Стохастич. автоколебат. системы (пли генераторы шума) — это диссипативные системы, совершающие незатухающие хаотич. колебания (колебания со сплошным спектром) за счёт регулярных источ­ников энергии. Примером такого ге­нератора шума может служить лампо-

Рис. 2. Зависимость тока от напряжения элемента с невза­имно однозначной вольт-амперной хар-кой (напр., туннель­ного диода) — одно значение тока может соответствовать трём разл. значениям на­пряжения.

 

вый генератор (рис. 1), если в контур последовательно с индуктивностью до­бавить нелинейный элемент с невзаим­но однозначной вольт-амперной хар-кой (рис. 2). Получившийся генератор при определ. параметрах будет соз­давать колебания, неотличимые от случайных (стохастических). Приме­ром стохастич. А. в распределённых системах служит гидродинамич. тур­булентность, возникающая при те­чении жидкости с достаточно боль­шими скоростями.

• Харкевич А. А., Автоколебания, М., 1953; Горелик Г. С., Колебания и волны, М.,1959;АндроновА. А., Витт А. А., Xайкин С. Э., Теория колебаний, 2 изд., М., 1959; Рабинович М. И., Стохасти­ческие автоколебания и турбулентность, «УФН», 1978, т. 125, М 1, с. 123.

М. И. Рабинович.

АВТОКОЛЛИМАТОР, оптико-механич. прибор для точных угл. измере­ний (см. Автоколлимация). АВТОКОЛЛИМАЦИЯ [от греч. autos — сам и collimo (искажение пра­вильного лат. collineo) — направляю прямо], ход световых лучей, при к-ром они, выйдя параллельным пучком из коллиматора, входящего в состав оптич. системы, отражаются от пло­ского зеркала и проходят систему в

9

 

обратном направлении. Если зеркало перпендикулярно оптической оси сис­темы, то излучающая точка, лежащая в фокальной плоскости на этой оси, совмещается с её изображением в отражённых лучах; поворот зеркала приводит к смещению изображения. А. пользуются в оптич. приборах для выверки параллельности оптич. де­талей (напр., зеркал в оптич. квант. генераторах), контроля параллель­ности перемещений и т. д.

А. М. Бонч-Бруевич.

АВТОМОДЕЛЬНОЕ ТЕЧЕНИЕ     (от греч. autos — сам и франц. modele — образец), течение жидкости (газа), к-рое остаётся механически подоб­ным самому себе при изменении од­ного или неск. параметров, определя­ющих это течение. В механически подобных явлениях наряду с про­порциональностью геом. размеров со­блюдается пропорциональность механич. величин — скоростей, давле­ний, сил и др. (см. Подобия теория). Условием автомодельности явл. от­сутствие в рассматриваемой стацио­нарной или нестационарной задаче характерных линейных размеров. Стационарное А. т. образуется, напр., при обтекании кругового бесконечного конуса сверхзвук. потоком идеального газа,

Картина обтекания бесконечного конуса сверхзвук, потоком идеального газа: OS — ударная волна; aa, dd — линии тока.

 

а нестационарное А. т.— в случае сильного точечного взрыва в среде, давление в к-рой много меньше дав­ления, возникающего при взрыве. При обтекании бесконечного конуса (рис.) нельзя выделить характерный ли­нейный размер. При растяжении или сжатии картины течения относительно вершины конуса О в произвольное число раз она не изменяется: все точ­ки передвигаются вдоль лучей, вы­ходящих из О, и вновь полученная картина течения ничем не отличается от исходной. Обтекание конуса явля­ется А. т. относительно изменения линейных размеров: все безразмерные хар-ки течения, напр. отношения давлений p₂/p₁ темп-р T₂/T₁, скоро­стей v₂/v₁, для двух произвольных точек 1 и 2 останутся неизменными при изменении линейных размеров пу­тём растяжения или сжатия. Единственной геом. перем. величиной, оп­ределяющей параметры течения в лю­бой меридиональной плоскости при заданном угле конуса 2b угле атаки d и Маха числе М набегающего потока, явл. полярный угол q между нек-рым лучом и направлением скорости по­тока.

К А. т. относятся обтекание сверх­звук, потоком плоского клина, не­прерывное расширение газа при обте­кании сверхзвук, потоком тупого угла (см. Сверхзвуковое течение) и ряд др. течений. В этих случаях, как и при обтекании конуса, все параметры газа постоянны на лучах, выходящих из угл. точки, и изменяются лишь при изменении угл. координаты.

Все А. т. характеризуются тем, что их исследование можно свести к задаче с одной независимой переменной. Для нестационарных А. т. жидкостей и га­зов, когда параметры течения изме­няются со временем, состояние течения в нек-рый момент времени t, характе­ризуемое распределением давлений, скоростей, темп-р в пр-ве, механически подобно состоянию течения при лю­бом другом значении t; примером явл. распространение плоских, цилиндрич. и сферич. ударных волн в неогранич. пр-ве, когда единственной независи­мой переменной явл. отношение про­странств. координаты (x или r) ко вре­мени t.

К А. т. вязкого газа относятся нек-рые течения в пограничном слое и в свободной турбулентной струе, когда профили безразмерной скорости, темп-ры, концентрации изменяются по­добным образом при изменении без­размерной геом. координаты.

В широком смысле под автомодельностью течения понимают независи­мость безразмерных параметров, ха­рактеризующих течение, от подобия критериев. Так, коэфф. лобового аэродинамич. сопротивления C_x (см. Аэро­динамические коэффициенты) можно считать автомодельными по числу Ма­ха М и Рейнольдса числу Re, если в нек-ром диапазоне изменения этих критериев C_x от них не зависит. Автомодельность коэфф. C_x по числам М и Re существует для большинства тел, обтекаемых газом при очень больших значениях М (>8) или Re (>10⁷) — см. рис. 1 и 2 в ст. Аэроди­намические коэффициенты.

• Седов Л. И., Методы подобия и раз­мерности в механике, 9 изд., М., 1981; Хейз У.-Д., Пробстин Р.-Ф., Теория гиперзвуковых течений, пер. с англ., М., 1962.                          

С. Л. Вишневецкий.

АВТОРАДИОГРАФИЯ (радиоавтогра­фия), метод измерения распределения радиоакт. в-в в исследуемом объекте (по их собств. излучению), состоящий в нанесении на него слоя ядерной фо­тографической эмульсии. Распреде­ление определяют по плотности по­чернения проявленной фотоэмульсии (макрорадиография) или по кол-ву треков (следов), образуемых в фотоэмульсии a-частицами, эл-нами, позитронами (м и к р о р а д и о г р а ф и я). А. используется при иссле­дованиях с изотопными индикаторами. В сочетании А. с электронным микро­скопом достигается разрешающая спо­собность в 0,1 мкм.

• Роджерс Э., Авторадиография, пер. с англ., М., 1972; Электронно-микроскопичес­кая авторадиография в металловедении. М., 1978; Коробков В. И., Метод макро-авторадиографии, М., 1967.

АВТОФАЗИРОВКА (фазовая устой­чивость), явление устойчивости дви­жения заряж. ч-ц относительно фазы ускоряющего их электрич. поля в ре­зонансных ускорителях (открыто в 1944—45 независимо друг от друга В. И. Векслером и амер. физиком Э. Макмилланом); лежит в основе действия большинства совр. резонанс­ных ускорителей заряж. ч-ц. А. обу­словлена зависимостью от энергии ч-ц промежутка времени Т между двумя следующими друг за другом ускорениями. Рассмотрим случай, когда Т растёт с увеличением энергии ξ ч-цы (дТ/дξ>0). Пусть <j₀— фаза поля в ускоряющем зазоре («равно­весная фаза»), попадая в  к-рую ч-ца будет точно двигаться в резонанс с ускоряющим полем (рис., а). Если ч-ца попадёт в фазу j₂>j₀>0, то она приобретёт энергию eV₀cosj₂

 (е — электрич. заряд ч-цы, V₀— амплитуда ускоряющего напряжения) меньше равновесной, Т уменьшится, она при­дёт раньше к ускоряющему проме­жутку, т. е. фаза её прихода прибли­зится к равновесной фазе j₀. Наоборот, отставшая ч-ца (j₂ <j₀) приобретёт избыточную энергию, Т увеличится, она позже придёт в ускоряющий про­межуток и тоже приблизится к рав­новесной фазе. Т. о., ч-цы, находя­щиеся в нек-рой области около фазы j₀ («область захвата»), будут совер­шать колебания около j₀. Благодаря такому механизму устойчивости все ч-цы, находящиеся в области зах­вата, будут, колеблясь около этой точки, набирать в ср. такую же энер­гию, что и «равновесная ч-ца», по­павшая в фазу j₀, т. е. будут уско­ряться. Аналогично можно убедиться, что вторая равновесная фаза —j₀ (рис., б), также обеспечивающая тре-

10

 

 

буемый резонансный прирост энергии, явл. неустойчивой — малые отклоне­ния от неё приводят к дальнейшему уходу ч-ц от этой фазы. Если, наобо­рот, период Т уменьшается с увели­чением энергии, то устойчивой ока­зывается левая фаза -j₀, а правая фаза +j₀— неустойчивой.

В циклич. резонансных ускорителях между частотой ускоряющего поля w_у, ср. значением магн. индукции <B> и полной релятив. энергией ξ ч-цы должно при резонансе соблюдаться соотношение:

где q — целое число (кратность ча­стоты), показывающее во сколько раз w_y больше частоты обращения ч-цы w. Механизм А. приводит к тому, что при достаточно медленном изменении во времени w_y и <В> энергия ч-ц, находящихся внутри области захвата, автоматически принимает значение, близкое к резонансному, т. е. все эти ч-цы ускоряются.

Аналогично действует механизм А. и в линейных резонансных ускорите­лях, в к-рых всегда j₀<0. А. отсут­ствует в тех случаях, когда Т не за­висит от ξ. В циклич. резонансных ускорителях это имеет место в изо­хронном циклотроне, а в линейных резонансных ускорителях — при релятив. скоростях, когда скорость ч-ц перестаёт практически зависеть от энергии. • См. при ст. Ускорители.

Э. Л. Бурштейн.

АВТОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ (туннельная эмиссия, полевая эмис­сия), испускание эл-нов проводящими твёрдыми и жидкими телами под дей­ствием внеш. электрич. поля высокой напряжённости E(~10⁷ В/см) у их поверхности. Механизм А. э.— тун­нельное прохождение эл-нов сквозь потенц. барьер на границе провод­ник — непроводящая среда (см. Тун­нельный эффект). Наиболее полно изучена А. э. металлов в вакуум. Плотность тока А. э. в этом случае определяется приближённой ф-лой:

к-рая хорошо описывает А. э. в ин­тервале j от 10^-5 до 10⁷ А/см². Здесь Ф=еj — работа выхода эмиттера (j — потенциал работы выхода, е — заряд эл-на). Характерные св-ва А. э.: высокие j (до 10¹⁰ А/см²) и экспонен­циальная зависимость j от Е и Ф. При j>10⁶ А/см² могут наблюдаться от­клонения зависимости lgj=f(1/E) от линейной, что связывают с влиянием объёмного заряда или же с особен­ностями формы потенц. барьера. При j~10⁸—10¹⁰ А/см² А. э. может пе­рейти в вакуумный пробой с разру­шением эмиттера. Этот переход со­провождается интенсивной, т. н. взрывной электронной эмиссией. А. э. слабо зависит от темп-ры Т, ма­лые отклонения от зависимости (*) с ростом Т пропорц. T², С дальней­шим ростом Т и понижением Е т. н. термоавтоэлектронная эмиссия переходит в термоэлек­тронную эмиссию, усиленную полем за счёт Шоттки эффекта.

Энергетпч. спектр эл-нов, вылета­ющих из металла в случае А. э., весь­ма узок (полуширина ~0,1 эВ). Фор­ма спектра чувствительна к распре­делению эл-нов по энергиям внутри эмиттера, а также к наличию при­месей на его поверхности. Для А. э. полупроводников характерны внутр. ог­раничения j, связанные с меньшей концентрацией эл-нов, дополнит. вли­яние поля на j из-за проникновения поля в ПП, а также термо- и фоточув­ствительность ПП, влияющая на j.

Автоэмиттеры (холодные катоды) имеют большую кривизну поверхно­сти (острия, лезвия, выступы и т. п.). Анод, совмещённый с люминесцирующим экраном, превращает одноострийный автоэмиссионный диод в эмисси­онный безлинзовый электронный ми­кроскоп (проектор).

• Фишер Р., Нойман X., Автоэлект­ронная эмиссия полупроводников, пер. с нем., М., 1971; Ненакаливаемые катоды, под ред. М. И. Елинсона, М., 1974, гл. 6—7.

В. Н. Шредник.

АВТОЭЛЕКТРОННЫЙ МИКРОСКОП, то же, что электронный проектор.

АГРЕГАТНЫЕ СОСТОЯНИЯ веще­ства (от лат. aggrego — присоединяю, связываю), состояния одного и того же в-ва, переходы между к-рыми со­провождаются скачкообразным изме­нением его свободной энергии, энтро­пии, плотности и др. физ. св-в. Все в-ва (за нек-рым исключением) могут существовать в трёх А. с.— твёрдом, жидком и газообразном. Так, вода при норм. давлении

р=101325 Па=760 мм рт. ст. и при темп-ре T=0°C кристаллизуется в лёд, а при 100°С ки­пит и превращается в пар. Четвёртым А. с. в-ва часто считают плазму.

А. с. в-ва зависит от физ. условий, в к-рых оно находится, гл. обр. от T и р. Определяющей величиной явл. от­ношение e(Т, p) ср. потенц. энергии вз-ствия молекул к их ср. кинетич. энергии. Так, для тв. тел e(Т, р)>>1, для газов e(Т, р)<<1, а для жидко­стей e(Т, р)~1. Переход из одного А. с. в другое сопровождается скач­кообразным изменением e(T, р), связанным со скачкообразным изме­нением межмол. расстояний и межмол. вз-ствий. В газах межмол. рас­стояния велики, молекулы почти не взаимодействуют друг с другом и движутся практически свободно, за­полняя весь объём. В жидкостях и тв. телах — конденсирован­ных средах — молекулы (атомы) расположены значительно ближе друг к другу и взаимодействуют сильнее. Это приводит к сохранению жидкостя­ми и тв. телами своего объёма. Однако хар-р движения молекул в тв. телах и жидкостях различен, чем и объясняется различие их структуры и св-в. У тв. тел в крист. состоянии атомы совершают лишь колебания вблизи узлов крист. решётки; структура этих тел характеризуется высокой сте­пенью упорядоченности — дальним и ближним порядком. Тепловое движе­ние молекул (атомов) жидкости пред­ставляет собой сочетание малых коле­баний около положений равновесия и частых перескоков из одного поло­жения равновесия в другое. Послед­ние и обусловливают существование в жидкостях лишь ближнего порядка в расположении ч-ц, а также свойст­венные им подвижность и текучесть. В отличие от др. А. с. плазма пред­ставляет собой газ заряж. ч-ц (ионов, эл-нов), к-рые электрически взаимо­действуют друг с другом на больших расстояниях. Это определяет ряд свое­образных св-в плазмы.

Переходы из более упорядоченного по структуре А. с. в менее упорядочен­ное могут происходить не только при определённых темп-ре и давлении (см. Плавление, Кипение), но и непрерывно (см. Фазовый переход). Возможность непрерывных переходов указывает на нек-рую условность выделения А. с. в-ва. Это подтверждается существова­нием аморфных тв. тел, сохраняющих структуру жидкости (см. Аморфное состояние), неск. видов крист. состоя­ния у нек-рых в-в (см. Полиморфизм), жидких кристаллов, существованием у полимеров особого высокоэластич. состояния, промежуточного между сте­клообразным и жидким, и др. В связи с этим в совр. физике вместо понятия А. с. пользуются более широким поня­тием — фазы.

АДАПТАЦИЯ глаза (от позднелат. adaptatio — прилаживание, приспо­собление), приспособление чувстви­тельности глаза к изменяющимся ус­ловиям освещения. При переходе от яркого света к темноте чувствитель­ность глаза возрастает, т. н. темновая А., при переходе от темноты к све­ту чувствительность уменьшается — световая А. При изменении цвета освещения меняется спектраль­ная чувствительность глаза (см. Цветовая адаптация).

АДГЕЗИЯ (от лат. adhaesio — при­липание), возникновение связи между поверхностными слоями двух разно­родных (твёрдых или жидких) тел (фаз), приведённых в соприкоснове­ние. Является результатом межмоле­кулярного взаимодействия, ионной или металлич. связей. Частный случай А.— когезия — вз-ствие соприкасаю­щихся одинаковых тел. Предельный случай А.— хим. вз-ствие на поверх­ности раздела (хемосорбция) с обра­зованием слоя хим. соединения. А. измеряется силой или работой отрыва на ед. площади контакта поверхностей (адгезионного шва) и ста­новится предельно большой при пол-

11

 

 

ном контакте по всей площади сопри­косновения тел [напр., при нанесении жидкости (лака, клея) на поверхность тв. тела в условиях полного смачивания; образовании одного тела как но­вой фазы другого; образовании галь­ванопокрытий и т. д.].

В процессе А. уменьшается свобод­ная поверхностная энергия тела. Уменьшение этой энергии, приходя­щееся на 1 см² адгезионного шва, наз. свободной энергией А. f_A, к-рая равна работе адгезионного отрыва w_a (с обратным знаком) в условиях обрати­мого изотермич. процесса и выражает­ся через поверхностные натяжения на границах раздела первое тело — внеш. среда (в к-рой находятся тела) s₁₀, второе тело — среда s₂₀, первое те­ло — второе тело s₁₂:

- f_A=W_A=s₁₂-s₁₀-s₂₀.

В случае А. жидкости к тв. телу (при смачивании) работа адгезионного от­рыва выражается через поверхностное натяжение жидкости и краевой угол q:

W_A=s₁₀(1+cosq).

При полном смачивании q=0 и W=2s₁₀.

Совокупность методов измерения си­лы отрыва или скалывания при А. наз. а д г е з и о м е т р и е й. А. может со­провождаться взаимной диффузией в-в, что ведёт к размытию адгезионного шва.

АДИАБАТА (от греч. adiabatos — непереходимый), линия на термодинамич, диаграмме состояния, изображаю­щая равновесный адиабатический про­цесс. А. имеет простейший вид для идеальных газов: pv^g=const, где р — давление га­за, v — его уд. объём, g — пока­затель А., равный отношению уд. теплоёмкостей га­за c_p и c_v, опре­деляемых при постоянных давле­нии и объёме. Для одноат. газов (Ar, Ne и др.) при комнатной темп-ре 7=1,67, для двухатомных (Н₂, N₂, O₂ и др.) g=1,4. На рисунке показан ход А. при g= 1,4.

Вблизи абс. нуля темп-ры и при высоких темп-pax (св. 1000°С) хар-р кривой несколько иной, т. к. 7 зависит от темп-ры и давления (см. Теплоёмкость). А. для данного газа не могут пересекаться, пересече­ние А. противоречило бы второму на­чалу термодинамики. В равновесных адиабатич. процессах постоянна эн­тропия, поэтому А. наз. также и з о э н т р о п о й.

АДИАБАТИЧЕСКИЙ ПРОЦЕСС (ади­абатный процесс), процесс, при к-ром физ. система не получает теплоты изв­не и не отдаёт её. А. п. протекают в системах, окружённых теплоизолирующей (адиабатной) оболочкой, но их можно реализовать и при отсутствии такой оболочки. Для этого процесс должен протекать настолько быстро, чтобы за время его осуществления не произошло теплообмена между систе­мой и окружающей средой. Так, при адиабатич. сжатии газа ударной волной газ не успевает отдать выделившуюся теплоту и сильно нагревается. В то же время адиабатич. расширение газа с совершением работы против внеш. сил и сил взаимного притяжения моле­кул вызывает его охлаждение. Такое охлаждение лежит в основе процесса сжижения газов. А. п. размагничива­ния парамагн. солей позволяет полу­чить темп-ры, близкие к абс. нулю (см. Магнитное охлаждение).

А. п. может протекать обратимо (см. Обратимый процесс) и необратимо. В случае обратимого А. п. энтропия системы остаётся постоянной, в необ­ратимых — возрастает. Поэтому обра­тимый А. п. наз. также и з о э н т р о п и й н ы м процессом.

АДИАБАТИЧЕСКОЕ РАЗМАГНИ­ЧИВАНИЕ (адиабатное размагничи­вание), метод охлаждения, применяе­мый гл. обр. для получения темп-р ниже 1К. См. Магнитное охлаждение.

АДИАБАТНАЯ ОБОЛОЧКА, оболоч­ка, не допускающая теплообмена меж­ду рассматриваемой системой (физ. телом) и внеш. средой. Абсолютной А. о., полностью теплоизолирующей тела, не существует. Для теплоизоля­ции применяют обычно в-ва с низкой теплопроводностью (асбест, пеностек­ло и др.), сосуды Дьюара или поль­зуются спец. методами (напр., в плазм. установках контакту высокотемпера­турной плазмы со стенками установки препятствует сильное магн. поле).

АДРОННЫЕ СТРУИ, направленные пучки адронов, образующиеся при со­ударении ч-ц высокой энергии (напр., при аннигиляции пары е⁺ е^- в адроны) в глубоко неупругих процессах или при столкновении двух адронов; характеризуются малыми (<500 МэВ/с) перпендикулярными (к оси пучка) составляющими импульсов входящих в струю ч-ц и большими (>1 ГэВ/с) продольными составляющими импуль­сов. А. с. возникают в процессе прев­ращения в «бесцветные» адроны «цвет­ных» кварков и глюонов путём рожде­ния из вакуума большого числа вирту­альных пар кварк-антикварк. См. Квантовая хромодинамика,

А. В. Ефремов.

АДРОННЫЙ АТОМ, мезоатом с отри­цательно заряж. адроном (p^-, К^--мезоны, антипротон и Др.). АДРОНЫ (от греч. hadros — боль­шой, сильный), класс элем, ч-ц, уча­ствующих в сильном взаимодействии. К А. относятся все барионы и мезоны, включая резонансы.

АДСОРБЦИЯ (от лат. ad — на, при и sorbeo — поглощаю), процесс, при­водящий к аномально высокой кон­центрации в-ва (а д с о р б а т а) из газообразной или жидкой среды на поверхности её раздела с жидкостью

или тв. телом (а д с о р б е н т о м). Частный случай сорбции. А. происхо­дит под действием некомпенсирован­ных сил межмол. вз-ствия в поверх­ностном слое адсорбента, что вызыва­ет притяжение молекул адсорбата из приповерхностной области; А. при­водит к уменьшению поверхностной энергии.

В зависимости от хар-ра вз-ствия молекул адсорбента и адсорбата раз­личают физ. А. и хемосорбцию. Физ. А. не сопровождается хим. изменениями молекул. При такой А. молекулы мо­гут образовывать не только мономол. слой, но и адсорбироваться много­слойно, а также мигрировать по по­верхности. Процессы хемосорбции со­провождаются образованием связи между молекулами адсорбента и ад­сорбата.

Адсорбиров. молекулы через не-к­рое время (время А.) покидают по­верхность адсорбата — д е с о р б и р у ю т с я. Кол-во молекул, адсор­бирующихся (десорбирующихся) в ед. времени на ед. поверхности (с ед. поверхности), наз. скоростью А. (ско­ростью десорбции). При равенстве скорости А. и десорбции имеет место а д с о р б ц и о н н о е  р а в н о в е­ с и е. С ростом темп-ры время физ. А. и кол-во адсорбиров. молекул уменьшается, в то время как скорость хемосорбции обычно возрастает. Ско­рость А. повышается с увеличением концентрации и, следовательно, дав­ления адсорбата в объёме.

Зависимость равновесной А. от кон­центрации (давления) адсорбата при пост. темп-ре наз. изотермами А. Для описания монослойного покрытия по­верхности адсорбента в системе газ — тв. тело существует несколько осн. типов изотерм А.; наиб, общая — изотерма Ленгмюра:

где р — давление, q — относит, сте­пень заполнения поверхности адсорбиров. молекулами, k — константа, зависящая от темп-ры и характера вз-ствия между ч-цами адсорбента и адсорбата. Изотерма Ленгмюра может служить для описания как физ. А., так и хемосорбции, однако область её применения ограничена, как пра­вило, низкими степенями заполнения, при к-рых молекулы адсорбата не вза­имодействуют между собой. При более высоких значениях в молекулы адсорбата притягиваются не только молеку­лами адсорбента, но и друг к другу, поэтому по мере заполнения поверх­ности условия для А. становятся всё более благоприятными и 6 резко воз­растает с повышением р, но при сте­пенях заполнения, близких к едини­це, рост А. резко замедляется. При дальнейшем увеличении давления про­исходит заполнение 2-го, 3-го и т. д. слоев молекулами адсорбата (поли­молекулярная А.). Если адсорбент имеет пористую структуру и его по-

12

 

 

верхность явл. смачиваемой по отношению к адсорбату, то происходит капиллярная конденсация.

Процесс А. сопровождается выде­лением тепла, наз. теплотой А., к-рая тем больше, чем прочнее связь между молекулами адсорбента и адсорбата. Теплота физ. А. составляет, как правило, 8—25 кДж/моль, теплота хемосорбции превышает 80 кДж/моль. По мере заполнения однородной поверхности теплота А. обычно уменьшается. При переходе к полимол. А. теплота А. понижается до величины, близкой к теплоте кон­денсации адсорбата.

А. играет важную роль в процессах теплообмена, разделения газовых и жидких смесей, в биохим. системах. Она явл. важнейшей стадией образо­вания гетерогенных систем и гл. фак­тором в стабилизации дисперсных си­стем. А. проявляется во всех процес­сах, где существенны поверхностные св-ва в-в (см. Поверхностные явления).

• Адамсон А., Физическая химия по­верхностей, пер. с англ., М., 1979.

А. X. Кероглу.

АККОМОДАЦИЯ ГЛАЗА (от лат. accommodatio — приспособление), приспособление глаза к ясному виде­нию предметов, находящихся на раз­ных расстояниях. При А. г. меняется преломляющая сила хрусталика гла­за, в результате чего изображение фокусируется на сетчатке.

АККРЕЦИЯ (от лат. accretio — прира­щение, увеличение), падение в-ва на косм. тело (напр., звезду) из окружаю­щего пр-ва. Особенно значительна роль А. для таких тесных двойных звёзд, где одна звезда (красный ги­гант) интенсивно отдаёт в-во другой звезде (белому карлику, нейтронной звезде) или, возможно, чёрной дыре. А. на белые карлики рассматривают как наиболее вероятную причину вспы­шек новых звёзд. В перетекающем в-ве обычно преобладает водород. В самих же белых карликах водород отсут­ствует (он превратился в гелий в ре­зультате термоядерных реакций при образовании белого карлика). Падаю­щий на поверхность звезды водород накапливается и нагревается до темпры, достаточной для начала термояд. горения водорода. Если скорость выде­ления теплоты реакции превысит ско­рость теплоотвода, произойдёт теп­ловой взрыв, наблюдаемый как вспышка новой звезды.

А. на нейтронную звезду или чёрную дыру была предложена в кач-ве ме­ханизма, объясняющего природу им­пульсных источников космического рентг. излучения — рентгеновских барстеров. Молодые нейтронные звёзды — пульсары явл. мощными ис­точниками ч-ц с высокими энергиями, поэтому А. на них затруднена. Со вре­менем истечение в-ва из пульсаров ослабевает, и для нейтронных звёзд, возраст к-рых превышает 10⁶—10⁷ лет, А. может стать значительной и обес­печить наблюдаемую светимость

косм. источников рентг. излучения. Для этого необходим относительно небольшой приток массы (~10^-9 m_солнц/год), но даже такой приток возможен лишь в тесной двойной системе. В тес­ных двойных системах в-во, падающее на компактную звезду, обладает мо­ментом вращения, поэтому оно обра­зует диск, медленно оседающий к цен­тру из-за трения. Трение разогревает в-во до 10^е К, и оно становится источ­ником теплового рентг. излучения. Та­кие же диски должны образовываться при А. на чёрные дыры; именно по излучению в-ва диска чёрная дыра может быть обнаружена.

• Происхождение и эволюция галактик и звезд, под ред. С. Б. Пикельнера, М., 1976. АКСИАЛЬНОГО ТОКА ЧАСТИЧНОЕ СОХРАНЕНИЕ в слабом взаимодей­ствии, св-во аксиального слабого тока адронов. В отличие от константы сла­бого векторного вз-ствия (см. Век­торного тока сохранение), константа аксиального слабого вз-ствия меня­ется (перенормируется) под действием сильного вз-ствия. Это изменение не слишком велико (напр., в b-распаде нейтрона оно составляет ок. 20%). Перенормировку этой константы в процессах слабого вз-ствия без изме­нения странности можно связать с эффектами пион-нуклонного вз-ствия, причём изменение константы харак­теризуется величиной массы пиона. Поскольку масса пиона аномально мала по сравнению с массой др. адронов, реализуется А. т. ч. с. В гипоте­тическом теор. пределе, когда масса пиона полагается стремящейся к ну­лю (т. н. мягкопионное приближение), сохранение аксиального тока ста­новится не частичным, а точным. В этом приближении реализуется киральная симметрия, и поэтому пион можно рассматривать как голдстоуновский бозон. В таком подходе соотно­шения А. т. ч.с. используют для оцен­ки массы участвующих в слабом вз-ствии (т. н. токовых) кварков. Эти соотношения позволяют связать ам­плитуды процессов с испусканием разл. числа пионов, выразить пере­нормированную аксиальную констан­ту b-распада через сечения пион-нуклонного вз-ствия и т. д. Обобще­ние А. т. ч. с. на аксиальные токи с изменением странности требует су­ществ. учёта эффектов нарушения унитарной симметрии, связанных с различием масс странного (s) и не­странных (и, d) кварков.

А. т. ч. с. наряду с сохранением сла­бого векторного тока адронов явл. основой формализма т. н. алгебры то­ков, позволяющей устанавливать связи между амплитудами разл. процессов.

• Б'ернстейн Дж., Элементарные час­тицы и их токи, пер. с англ., М., 1970; Окунь Л. Б., Лептоны и кварки, М., 1981.

М. Ю. Хлопов.

АКСИОМАТИЧЕСКАЯ ТЕОРИЯ ПО­ЛЯ, квантовая теория поля (КТП), к-рая строится т. о., чтобы все её результаты выступали как строгие матем. следствия единой системы небольшого числа предположений — ак­сиом. К числу таких аксиом относят­ся: а) релятивистская ин­вариантность, т. е. независи­мость физ. законов (в соответствии с относительности принципом) от выбора системы координат и её рав­номерного прямолинейного движения; б) причинность (или локаль­ность вз-ствия), к-рая требует, чтобы событие, происшедшее в одной точке пространства-времени (r, t), не могло повлиять на событие в другой точке (r', t'), если до неё не успевает дойти сигнал, движущийся со скоростью света (это означает утверждение об отсутствии в природе сигналов, рас­пространяющихся быстрее скорости света); в) спектральность, к-рая требует, чтобы энергия любого допустимого состояния системы была положительна (энергия вакуума при­нимается за нулевую).

Одна из причин развития А. т. п.— желание получить непосредств. след­ствия из системы аксиом, аккумули­рующих осн. представления о мире, с тем чтобы подвергнуть их эсперим. проверке. К таким результатам А. т. п. относится теорема СРТ и стро­гий матем. вывод связи спина со ста­тистикой (см. Квантовая теория поля). Важнейший результат А. т. п.— дока­зательство дисперсионных соотноше­ний, связывающих две измеримые на опыте хар-ки рассеяния ч-ц: полное эфф. сечение рассеяния и веществ. часть амплитуды рассеяния. Эксперим. проверка этой связи показала, что вплоть до расстояний 5•10^{-16 см сомнений в правильности исходных аксиом не возникает.}

С нач. 70-х гг. в А. т. п. развивается т. н. конструктивное направление, в к-ром в дополнение к аксиомам пред­полагается определ. механизм вз-ствия ч-ц. Цель этого направления — матема­тически корректное осмысливание те­ории возмущений, являющейся осн. методом расчётов в КТП.

• Боголюбов Н. Н., Логу­нов А. А., Тодоров И. Т., Основы ак­сиоматического подхода в квантовой теории поля, М., 1969; Хагедорн Р., Причин­ность и дисперсионные соотношения, «УФН», 1967, т. 91, в. 1, с. 151.

В. П. Павлов,   С. С. Хоружий.

АКТИВАЦИОННЫИ АНАЛИЗ, ме­тод определения состава в-ва, заклю­чающийся в облучении его потоками нейтронов, g-квантов и заряж. ч-ц (a-частиц, протонов и др.) и измере­нии наведённой активности: интен­сивности и энергетич. спектра вто­ричного излучения, сопровождаю­щего распад образовавшихся радиоакт. нуклидов, а также периодов полура­спада T_1/2 этих нуклидов. Зная Т_1/2, вид радиоакт. превращения и энер­гию, по табл. можно однозначно опре­делить порядковый номер Z исход­ного ядра и его массовое число А. Число распадов в ед. времени про-

13

 

 

порц. числу исходных ядер, что поз­воляет осуществить количеств. ана­лиз. Наиболее распространены ней­тронный А. а. (напр., содержание Au определяется с точностью ~10^-10 %, Pt~10^-6 %), используются также фо­тоядерные реакции (гамма-активационный анализ, содержание Au опре­деляется с точностью ~10^-4%) и про­тонный А. а. (10^-7% В в Si, 10^-5% Nb в Та и т. д.).

• КузнецовР.А., Активационный ана­лиз, М., 1967; Самасюк В. Н., Гамма-активационный анализ, «Природа», 1977, № 12, с. 90.

АКТИВНАЯ СРЕДА, вещество, в к-ром распределение ч-ц (атомов, мо­лекул, ионов) по энергетич. состояни­ям не явл. равновесным и хотя бы для одной пары уровней энергии осу­ществляется инверсия населённостей. А. с.— необходимый элемент боль­шинства устройств квантовой элек­троники.

АКТИВНОСТЬ радиоактивного источ­ника, число радиоакт. распадов в ед. времени. Единице А. в системе СИ — беккерелю (Бк) — соответствует 1 рас­пад в 1 с. Внесистемная ед. кюри (Ки) равна 3,7•10¹⁰ Бк. А., приходя­щаяся на ед. массы в-ва источника, наз. удельной А.

АКУСТИКА (от греч. akustikos — слуховой, слушающийся), область фи­зики, исследующая упругие колеба­ния и волны от самых низких частот (условно от 0 Гц) до предельно высо­ких частот (10¹¹—10¹³ Гц), их вз-ствия с в-вом и разнообразные применения.

А.— одна из самых древних обла­стей знания. Она возникла как уче­ние о звуке, т. е. об упругих волнах, воспринимаемых человеческим ухом. Ещё Пифагор (6 в. до н. э.) обнаружил связь между высотой слышимого тона и длиной струны или трубы. Аристо­тель (4 в. до н. э.) понимал, что зву­чащее тело вызывает сжатия и разре­жения воздуха, и объяснил эхо отра­жением звука от препятствий. Лео­нардо да Винчи (15—16 вв.) исследо­вал отражение звука, сформулировал принцип независимости распростра­нения звук. волн от разных источни­ков. В кон. 17 — нач. 18 вв. Г. Га­лилей обнаружил, что звучащее тело испытывает колебания и что высота звука зависит от частоты, а интен­сивность — от их амплитуды; ско­рость звука в воздухе впервые изме­рил франц. учёный М. Мерсенн.

С кон. 17 до нач. 20 вв. А. развива­ется как раздел механики. На базе основ механики Ньютона, осн. закона теории упругости Гука и принципа волн. движения Гюйгенса (см. Волны) создаётся общая теория механич. ко­лебаний, излучения и распростране­ния звуковых (упругих) волн в среде, разрабатываются методы измерения хар-к звука (звук. давления в среде, импульса, энергии и потока энергии звук. волн, скорости распространения

звука). Диапазон звук. волн расширя­ется и охватывает как область ин­фразвука (до 16 Гц), так и ультразвука (св. 20 кГц). Выясняется физ. сущ­ность тембра звука (его «окраски»). Разрабатывается теория колебаний струн, стержней и пластинок, объяс­няется происхождение обертонов. Англ. учёный Т. Юнг и франц. учёный О. Френель создают теорию интер­ференции и дифракции волн, австр. учёный X. Доплер устанавливает за­кон изменения частоты волны при дви­жении источника звука относительно наблюдателя (Доплера эффект). Соз­дание методов разложения сложного колебат. процесса на простые сос­тавляющие (метод Фурье) заложило основы анализа звука и синтеза слож­ного звука из гармонич. составляю­щих. Весь этот этап развития А, подытожен англ. учёным Рэлеем (Дж. Стретт) в его классич. труде «Теория звука» (1877—78).

С 20-х гг. 20 в. начался новый этап развития А., связанный прежде всего с развитием радиотехники, в част­ности радиовещания. Возникла не­обходимость преобразования звук. сиг­налов в электромагнитные и обратно, их усиления и неискажённого воспро­изведения. Появляются новые обла­сти применения А., связанные с за­просами техники; звук. локация само­лётов в воздухе, гидролокация и акустич. навигация, определение места, времени и хар-ра взрывов, глушение шумов в авиации, в пром-сти, на транспорте. Все эти проблемы требо­вали более глубокого изучения меха­низма образования и поглощения зву­ка, распространения звуковых (в ча­стности, УЗ) волн в сложных условиях. Особый интерес вызвал вопрос о ра­спространении звук. волн большой интенсивности (напр., взрывных волн), что послужило толчком для развития т. н. нелинейной акустики, значит. вклад в развитие к-рой внесли работы А. А. Эйхенвальда и Н. Н. Андреева. Англ. учёный М. Лайтхилл (1952) дал общую теорию аэродинамич. генера­ции звука, возникающего в движущей­ся среде за счёт неустойчивости по­тока газа. Изучение влияния струк­туры среды на распространение зву­ка создало возможность применения звук. волн для зондирования возд. и вод. среды, что привело к развитию гидроакустики и атмосферной акусти­ки. Проблемы городского строитель­ства привели к развитию архитектур­ной и строит. акустики.

Примерно с сер. 20 в. чрезвычайно большое значение приобрели иссле­дования УЗ. Ещё в 20-х гг. было поло­жено начало применению УЗ для де­фектоскопии материалов и изделий. После обнаружения сильного поглоще­ния и дисперсии звука в многоат. га­зах, а затем и в жидкостях возникло новое направление в А.— исследова­ние структуры в-ва УЗ методами (мо­лекулярная А.). Значит. роль в его становлении сыграла релаксац. теория Л. И. Мандельштама и М. А. Леонтовича (1937), а также теория рас­сеяния света на УЗ волнах в жидко­стях и тв. телах (см. Мандельштама — Бриллюэна рассеяние). Мощный УЗ оказался не только средством иссле­дования, но и орудием воздействия на в-во, что послужило основой разви­тия УЗ технологии. В 60—70-х гг. важное значение приобрели исследо­вания гиперзвука (частоты выше 1 ГГц), а также исследования вз-ствия ультразвук. и гиперзвук. волн с эл-нами проводимости в металлах и ПП и др. вз-ствий акустич. волн с элем. возбуждениями (квазичастицами) в тв. теле. На базе этих исследований воз­никли акустоэлектроника и акустооптика.

В сер. 20 в. начинается быстрое раз­витие психофизиол. А., вызванное не­обходимостью разработки методов не­искажённой передачи и воспроизведе­ния множества звук. сигналов — речи и музыки по огранич. числу кана­лов связи. Исследуется слуховое вос­приятие звука человеком и животны­ми, создаются теории слуха, развива­ется применение акустич. методов в биологии и медицине.

Совр. А. охватывает широкий круг вопросов и смыкается с рядом обла­стей человеческого знания. В ней можно выделить ряд разделов. Общие закономерности излучения, распро­странения и приёма упругих колеба­ний и волн изучает теория звука, где широко используются общие методы колебаний и волн теории. Спец. во­просами теории звука занимаются статистич. А., акустика движущихся сред, кристаллоакустика, нелинейная аку­стика. Физическая а к у с т и к а изучает особенности распростра­нения акустич. волн в жидких, твёр­дых и газообразных в-вах, вз-ствие их с в-вом, и в частности с электрона­ми, фононами и др. квазичастицами. Подразделами физ. А. можно считать молекулярную акустику, квант. аку­стику, тесно связанные с мол. физи­кой и физикой твёрдого тела. Рас­пространение акустич. волн в естеств. средах — атмосфере, вод. среде, зем­ной коре — изучается в атмосферной акустике, геоакустике и гидроакусти­ке; к последней примыкает важная прикладная область — гидролокация. На базе электроакустики, занимаю­щейся вопросами электроакустич. пре­образования, возникла прикладная область — звукотехника, связанная с разработкой аппаратуры для передачи, записи, воспроизведения речи и му­зыки. С электроакустикой тесно свя­зана и область акустич. измерений. К прикладным областям А. можно отнести архитектурную акустику и строительную акустику, а также весь­ма большой раздел, связанный с изу­чением шумов и вибраций и борьбой с ними. Огромное прикладное значе­ние имеют УЗ и гиперзвук, использу­емые в УЗ технике, акустоэлектронике и акустооптике. Особый раздел А.—

14

 

 

биологическая А., занимается изуче­нием звукоизлучающих и звукопринимающих органов человека и животных, проблемами речеобразования, пере­дачи и восприятия речи, воздействия акустич. волн на биол. объекты. К её подразделам относятся психологиче­ская и физиологическая акустика. Ре­зультаты биол. А. используются в электроакустике, архитектурной А., системах передачи речи, теории ин­формации и связи, в музыке, медици­не, биофизике и т. п.

• С т р е т т Дж. В. (лорд Рэлей), Теория звука, пер. с англ., т. 1 — 2, М., 1955; Скучик Е., Основы акустики, пер. с англ., т. 1—2, М., 1976; Исакович М. А., Об­щая акустика, М., 1973; Зарембо Л. К., Красильников В. А., Введение в не­линейную акустику, М., 1966; Физическая акустика, под ред. У. Мэзона, пер. с англ., т. 1—7, М., 1966—74; Михайлов И. Г., Соловьев В. А., Сырников Ю. П., Основы молекулярной акустики, М., 1964; Физика и техника мощного ультразвука, под ред. Л. Д. Розенберга, 1кн. 1—3], М., 1967—70; Урик Р. Д., Основы гидроакус­тики, пер. с англ., Л., 1978; Тэйлор Р., Шум, пер. с англ., М., 1978; Эльпинер И. Е., Биофизика ультразвука, М., 1973.

АКУСТИКА ДВИЖУЩИХСЯ СРЕД, раздел акустики, в к-ром изучаются хар-р распространения звук. волн, их излучение и приём в движущейся среде или при движении источника или приёмника звука. Атмосфера, а также вода в морях и океанах, нахо­дящаяся в непрерывном движении,— всё это область применения А. д. с. Под влиянием течений среды звук. лучи искривляются. Так, напр., в приземном слое атмосферы скорость ветра возрастает с высотой (рис.). Поэтому при распространении звука против ветра лучи изгибаются вверх и могут пройти выше стоящего на зем­ле наблюдателя, а при распростране­нии по ветру звук. лучи изгибаются вниз; этим объясняется лучшая слы­шимость с подветренной стороны. Оп­ределение звук. поля в движущейся

Схема распространения звука при возрас­тании ветра с высотой.

среде в А. д. с. основывается на Га­лилея принципе относительности, со­гласно к-рому движение среды отно­сительно источника звука равносильно движению (с той же скоростью) ис­точника относительно среды. На ос­нове этого принципа решаются мн. задачи, напр. отражение звука на границе ветра, излучение звука виб­рирующей плоскостью, обтекаемой по­током.

В атмосфере и океане имеют место также беспорядочные турбулентные течения, вызывающие рассеяние звук. волн и флуктуации их амплитуд и фаз. Задача о рассеянии звука решается с учётом неоднородности турбулентного потока, а также вязкости и тепло­проводности среды.

Развитие техники сверхзвук. ско­ростей выдвигает на первый план ис­следования звук. поля быстродвижущихся источников и приёмников зву­ка, скорость к-рых близка к скорости звука в среде или превосходит её.

• Блохинцев Д. И., Акустика неод­нородной движущейся среды, 2 изд., М., 1981; Чернов Л. А., Акустика движущей­ся среды. Обзор, «Акуст. ж.», 1958, т. 4, в. 4, с. 299.

Л. А. Чернов.

АКУСТИЧЕСКИЕ ТЕЧЕНИЯ (аку­стический, или звуковой, ветер), ре­гулярные течения среды в звук. поле большой интенсивности. Могут возникать как в свободном неоднород­ном звук. поле, так и (особенно) вбли­зи разл. рода препятствий, помещён­ных в звук. поле. А. т. всегда имеют вихревой хар-р и обычно возникают в результате того, что кол-во движе­ния, связанное с колебаниями ч-ц среды в волне и переносимое ею, при поглощении волны передаётся среде, "вызывая регулярное движение послед­ней. Поэтому скорость А. т. пропорц. коэфф. поглощения звука и его ин­тенсивности, но обычно не превосхо­дит величины колебат. скорости ч-ц в звук. волне. После включения источ­ника звука А. т. устанавливается не сразу, а «разгоняется» постепенно до тех пор, пока торможение за счёт вязкости среды не скомпенсирует уве­личение его скорости под действием звука.

 

Схема течения, вызванного ограниченным пучком звука: 1 — излучатель; 2 — погло­титель звука; 3 — звук. пучок.

 

В зависимости от соотношения ха­рактерного масштаба течения l и длины звук. волны l=2p/k (k — волн. число) различают 3 типа А. т.: течение в свободном неоднородном звук. поле, где масштаб течения опре­деляется размером неоднородности, напр. радиусом звук. пучка (рис. ), при этом kl>>1; течение в стоячих волнах, где масштаб течения опреде­ляется длиной стоячей волны (kl~1); течения в пограничном слое вблизи препятствий, помещённых в акустич. поле; в этом случае масштаб течения определяется толщиной акустического пограничного слоя d=Öv/w (v — коэфф. кинетич. вязкости, w — круго­вая частота звука), a kl<<1. При изме­рении звук. полей с помощью радио­метра и Рэлея диска А. т. явл. поме­хой. А. т. имеют полезные применения в технике и технологии; напр., возник­новение А. т. у поверхности препят­ствий, помещённых в звук. поле, мо­жет увеличить процессы массо- и теп­лопередачи через их поверхность.

А. т.— один из существенных факто­ров, обусловливающих УЗ очистку разл. деталей.

• Зарембо Л. К., Красильни­ков В. А., Введение в нелинейную акусти­ку, М., 1966; Мощные ультразвуковые поля, под ред. Л. Д. Розенберга, М., 1968; Ивановский А. И., Теоретическое и экспе­риментальное изучение потоков, вызванных звуком, М., 1959.

К. А. Наугольных.

АКУСТИЧЕСКИЙ ВЕТЕР, то же, что акустические течения.

АКУСТИЧЕСКИЙ ПАРАМАГНИТ­НЫЙ РЕЗОНАНС электронный (АПР), избирательное поглощение энергии уп­ругих волн (фононов) определ. ча­стоты в парамагн. кристаллах, поме­щённых в пост. магн. поле. АПР тесно связан с обычным электронным пара­магнитным резонансом (ЭПР). Пepeдача акустич. энергии парамагн. ч-цам при АПР происходит посредством спин-фононного взаимодействия, к-рое осуществляется путём модуляции акустич. колебаниями внутрикристаллических полей (электрич. или магнит­ных). Возбуждение в парамагн. кри­сталле, помещённом во внешнее магн. поле акустич. колебаний с частотой v, удовлетворяющей условию ξ₂ -ξ₁=hv, вызывает квант. переходы эл-нов между магн. подуровнями ξ₂ и ξ₁. Переход ξ₁®ξ₂ (ξ₁<ξ₂) сопровождается поглощением фоно­нов с энергией hv, переход ξ₂®ξ₁ — излучением фононов с энергией hv.

При АПР могут наблюдаться пере­ходы, удовлетворяющие правилу от­бора, при к-ром магн. квантовое число m=±1, ±2, в то время как в обыч­ном ЭПР разрешены переходы только с m=±1. АПР наблюдаются в обла­сти гиперзвук. частот 10⁹—10¹¹ Гц (см. Гиперзвук). В реальных кристал­лах излучение или поглощение фоно­нов происходит в конечной полосе частот, поэтому наблюдается резо­нансная линия с характерной для неё шириной и формой, к-рая зависит как от природы парамагн. иона, так и от хар-ра внутрикрист. полей и может существенно отличаться от ширины и формы линии ЭПР.

Экспериментально АПР можно на­блюдать методом акустич. насыщения линий ЭПР и методом дополнит. зату­хания звука. В первом случае воз­буждение в исследуемом кристалле акустич. колебаний с той же частотой, на к-рой наблюдается ЭПР, приводит к уменьшению сигнала ЭПР, т. е. к насыщению резонансной линии; во втором — меняют напряжённость магн. поля, и при его значении, соот­ветствующем резонансному, измеряют дополнит. поглощение звука.

Тепловое движение атомов, дефек­ты крист. структуры и ряд др. фак­торов по-разному влияют на форму линий АПР и ЭПР, поэтому из спект­ров АПР можно получить дополнит. информацию о симметрии локального внутрикрист. поля парамагн. кри-

15

 

сталла, оценить влияние нарушения симметрии крист. поля в результате наличия дислокаций и случайных де­формаций решётки, непосредственно измерить параметры спин-фононного вз-ствия. АПР используется также для исследования металлов и ПП, в к-рых применение метода ЭПР затруднено из-за скин-эффекта.

• А л ь т ш у л е р С. А., Козы­рев Б. М., Электронный парамагнитный ре­зонанс соединений элементов промежуточных групп, 2 изд., М., 1972; Т а к е р Д ж., Рэмптон В., Гиперзвук в физике твер­дого тела, пер. с англ., М., 1975; Физичес­кая акустика, под ред. У. Мэзона, пер. с англ., т. 4, ч. А, М., 1969, гл. 2.

В. Г. Бадалян.

АКУСТИЧЕСКИЙ ЯДЕРНЫЙ МАГ­НИТНЫЙ РЕЗОНАНС (АЯМР), из­бирательное поглощение энергии акустич. колебаний (фононов), обуслов­ленное переориентацией магн. момен­тов ат. ядер в тв. теле, помещённом в постоянное магн. поле. Для боль­шинства ядер резонансное поглоще­ние наблюдается в области УЗ частот от 1 до 100 МГц. АЯМР аналогичен ядерному магнитному резонансу (ЯМР).

Природа резонансного поглощения фононов связана с передачей энер­гии упругой волны системе яд. спи­нов вследствие модуляции акустич. колебаниями разл. внутр. вз-ствий (см. Спин-фононное взаимодействие). Акустические колебания с часто­той v, распространяясь в в-ве, могут вызвать квант. переход ядра между магн. подуровнями, характеризуемы­ми разными направлениями спина, если энергия фонона равна разности между уровнями энергий. Переход с нижнего уровня ξ₁ на верхний ξ₂ сопровождается поглощением фонона,

Уровни энергии для ядра со спином I=³/₂ в постоянном магн. поле. Стрелками изоб­ражены возможные переходы для АЯМР с m=±1 и с m=±2.

а переход с верхнего уровня на ниж­ний — его излучением. Поскольку при термодинамич. равновесии число ядер N₂ на уровне с энергией ξ₂ меньше, чем число спинов N₁ на уровне ξ₁ при акустич. колебаниях число актов поглощения превышает число актов излучения, и в результате происходит резонансное поглощение фононов — АЯМР и наблюдается резонансная линия с характерной для неё шири­ной и формой. При АЯМР разрешены переходы с магнитными квантовыми числами m= ±1, ±2 (рис.), в то время как в обычном ЯМР разрешены пере­ходы только с m=±1.

Экспериментально АЯМР наблюда­ется, как и акустический парамаг­нитный резонанс, в виде добавочного поглощения УЗ (метод прямого аку­стич. резонанса) или регистрацией насыщения линий ЯМР (метод акустич. насыщения ЯМР).

Применение АЯМР позволяет рас­ширить возможности ЯМР и получить дополнит. информацию о структуре тв. тел. АЯМР широко используется при исследованиях металлов и низкоомных ПП (напр., InSb), когда приме­нение методов ЯМР затруднительно вследствие скин-эффекта, не позволя­ющего эл.-магн. полю проникнуть внутрь образца. АЯМР — метод иссле­дования яд. спин-фононного вз-ствия; он позволяет изучать при комнатных температурах однофононные про­цессы, к-рые в ЯМР проявляются только при очень низких темп-рах, получать информацию о дислокациях и др. дефектах кристалла, о величине и природе внутренних магн. полей, а также о процессах тепловой релакса­ции в магн. материалах, в частности о роли вз-ствия фононов со спиновыми волнами (см. Магнитоупругие волны). АЯМР можно использовать для реги­страции нелинейных фонон-фононных вз-ствий в тв. телах (см. Нелинейное взаимодействие акустических волн).

• Кессель А. Р., Ядерный акустичес­кий резонанс, М.,1969; Физическая акустика, под ред. У. Мэзона, пер. с англ., т. 4, ч. А, М., 1969, гл. 3; Магнитная квантовая аку­стика, М., 1977.

В. Г. Бадалян.

АКУСТИЧЕСКОЕ СОПРОТИВЛЕНИЕ, см. Импеданс акустический.

АКУСТООПТИКА, изучает вз-ствие эл.-магн. волн со звуковыми в тв. телах и жидкостях. На основе этих явлений в технике создаются разл. приборы. Вз-ствие света со звуком широко используется в оптике, элек­тронике, лазерной технике для управ­ления когерентным световым излу­чением. Акустооптич. устройства (деф­лекторы, сканеры, модуляторы, филь­тры и др.) позволяют управлять ам­плитудой, поляризацией, спектр. сос­тавом светового сигнала и направле­нием распространения светового луча. Акустооптич. приборы отличаются универсальностью, быстродействием, простотой конструкции, кроме того, позволяют вести обработку информа­ции в реальном масштабе времени.

Работа подавляющего большинства акустооптич. устройств основана на явлении дифракции света на ультра­звуке. Поскольку угол отклонения дифрагиров. света определяется длиной звук. волны, им можно управлять, изменяя частоту вводимого звука. Этот принцип управления направле­нием светового луча в пр-ве положен в основу работы акустооптич. деф­лекторов и сканеров, предназначенных для отклонения луча в заданном направлении и для непрерывной раз­вёртки луча. Распределение энергии между основным лучом и дифрагиро­ванным регулируется изменением ин­тенсивности звука. Этот эффект используется в акустических модуляторах, управляющих интенсивностью свето­вых пучков. На периодич. структуре, создаваемой монохроматич. звук. вол­ной, эффективно дифрагирует свет лишь определ. длины волны. Это поз­воляет выделить из спектра падаю­щего оптич. излучения узкий спектр. интервал. С изменением частоты звука меняется в широких пределах и длина волны дифрагиров. света. На этом явлении основывается работа быстро­действующих перестраиваемых акусто-оптич. фильтров светового излучения.

• Ультразвук, М., 1979 (Маленькая энцик­лопедия); Гуляев Ю. В., Прок­лов В. В., Шкердин Г. Н., Дифрак­ция света на звуке в твердых телах, «УФН», 1978, т. 124, в. 1, с. 61; Р е б р и н Ю. К., Управление оптическим лучом в пространст­ве, М., 1977.

В. М. Левин.

АКУСТООПТИЧЕСКАЯ ДИФРАК­ЦИЯ, то же, что дифракция света на ультразвуке.

АКУСТОЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ, возникновение пост. тока или эдс в проводящей среде (металл, полупроводник) под действием бегу­щей УЗ волны. А. э.— одно из прояв­лений акустоэлектронного взаимодей­ствия. Появление тока связано с пе­редачей импульса (и соотв. энергии) от УЗ волны эл-нам проводимости. Это приводит к направленному движе­нию носителей — электрич. току в направлении распространения звука. А. э. явл. нелинейным эффектом и аналогичен нек-рым другим нелиней­ным увлечения эффектам, напр. аку­стическим течениям. Локальные элек­трич. поля, возникающие в проводя­щей среде под действием УЗ волны, захватывают носители заряда, что приводит к «увлечению» их волной — возникновению акустоэлектрич. тока. При вз-ствии акустич. волн с эл-нами проводимости каждый фонон, вза­имодействующий с эл-ном, передаёт ему импульс hw/c (w и с — частота и скорость звука соответственно). При этом эл-н получает дополнит. скорость Dv=hw/cm в направлении распространения звука (т — масса эл-на) и возникает электрич. ток, плотность к-рого

где е — заряд эл-на, n_е— число эл-нов проводимости в ед. объёма. Если учесть, что m=t_e/m — подвижность эл-нов (см. Подвижность носителей тока), t — время между столкновениями, а I=hwn_фc — интенсивность УЗ волны (n_ф — число фононов в ед. объёма)

и положить,  что a_е=(n_e/n_ф)(1/ct)  — коэфф.

электронного поглощения в прово­дящей среде, то из (1) получается универсальное соотношение для аку­стоэлектрич. тока (соотношение Вайнрайха):

J_ае=a_еmI/c. (2)

В замкнутой цепи, состоящей из кристалла CdS с металлич. электрода­ми, перпендикулярными направле-

16

 

 

нию распространения звука, и изме­рит. прибора, будет протекать акустоэлектрич. ток (рис., а). Если же цепь разомкнута, то между электрода­ми возникает акустоэлектрич. раз­ность потенциалов (акустоэдс), на­пряжённость поля к-рой

E_ae=J_ae/s=amI/sc, (3)

где s — электропроводность среды. В кристаллах обычных ПП Ge, Si и в металлах А. э. незначителен. В пьезополупроводниках (напр., CdS, CdSe) сильное акустоэлектрическое вз-ствие приводит к тому, что величина

Схемы измерений: а — акустоэлектрич. то­ка; б — акустоэлектрич. эдс; в — попереч­ного акустоэлектрич. эффекта; 1— кристалл CdS; 2 — металлич. электроды; 3 — звукопроводы; 4 — излучающие преобразова­тели; 5 — приёмные преобразователи.

 

E_ae на 5—6 порядков в них больше, чем при тех же условиях в Ge, и до­стигает неск. В/см при интенсивности звука 1 Вт/см².

Наряду с продольным А. э. можно наблюдать и поперечный А. э., т. е. возникновение разности потенциалов на электродах кристалла, расположен­ных параллельно направлению рас­пространения звука. А. э. имеет место и для упругих поверхностных волн. Если к кристаллу, в к-ром распростра­няется УЗ волна, приложено внеш­нее постоянное электрич. поле, со­здающее дрейф носителей заряда в на­правлении распространения УЗ, то А. э. существенно зависит от соотноше­ния скорости дрейфа v_д и скорости звука с. Так, при v_д<c хар-р и знак А. э. тот же, что и при отсутствии дрейфа. При v_д>c А. э. меняет знак. Смена знака происходит точно при v_д=c. При v_д>с в пьезополупроводнике происходит усиление УЗ, а А. э. резко уменьшается.

А. э. применяется для измерения интенсивности УЗ в тв. телах, ча­стотных хар-к УЗ преобразователей, структуры звук. поля, а также для исследования электрич. св-в ПП: изме­рения подвижности носителей, вели­чины акустоэлектронного вз-ствия, отбора кристаллов, предназначенных для усиления УЗ.

• Некоторые вопросы взаимодействия уль­тразвуковых волн с электронами проводи­мости в кристаллах, М., 1965; Б е л я е в Л. М. [и др.], Взаимодействие ультра­звуковых волн с электронами проводимости в сернистом кадмии, «Кристаллография», 1965,. т. 10, в. 2, с. 252; М о р о з о в А. И., Исследование акустоэлектрического эффекта в кристаллах сульфида кадмия, «ФТТ», 1965,

 

т. 7, № 10, с. 3070; Гуляев Ю. В. [и др.], К теории электронного поглощения и усиле­ния поверхностных звуковых волн в пьезокристаллах, там же, 1970, т. 12, М 9, с. 2595; К м и т а А. М., Медведь А. В., По­перечный акустоэлектрический эффект в сло­истой структуре LiNbO₃ — Si, «Письма ЖЭТФ», 1971, т. 14, в. 8, с. 455.

В. Е. Лямов.

АКУСТОЭЛЕКТРОНИКА, занимает­ся разработкой УЗ устройств для преобразования и аналоговой матем. обработки радиосигналов. Возмож­ность и целесообразность такого ис­пользования упругих волн обусловле­ны их малой скоростью по сравнению со скоростью света и разл. видами вз-ствия ультразвук. и гиперзвук. волн в кристаллах (акустоэлектронным взаимодействием, нелинейными взаимо­действиями акустических волн в тв. телах и др.), а также их малым погло­щением. Акустоэлектронные устрой­ства позволяют производить разл. пре­образования сигналов: во времени (задержку сигналов, изменение их длительности), частотные и фазовые (сдвиг фаз, преобразование частоты и спектра), изменение амплитуды (уси­ление, модуляция), а также более сложные преобразования (интегри­рование, кодирование и декодирова­ние, свёртку и корреляцию сигналов и т. д.). Выполнение таких операций часто необходимо в радиолокации, тех­нике дальней связи, системах автоматич. управления, вычислит. устрой­ствах и др. Акустоэлектронные методы в нек-рых случаях позволяют осуще­ствлять эти преобразования более простым способом, а в нек-рых слу­чаях явл. единственно возможными. В устройствах А. используются УЗ волны ВЧ диапазона и гиперзвук. волны (от 10 МГц до 1,5 ГГц) как объёмные (продольные и сдвиговые), так и поверхностные акустические вол­ны. По физ. принципам можно выде­лить пассивные линейные устройства, в к-рых производится линейное пре­образование сигнала (линии задержки, фильтры и др.), активные линейные устройства (усилителя сигналов) и не­линейные (устройства для генерации, модуляции, перемножения и др. пре­образований сигналов). 9 Ультразвук, М., 1979 (Маленькая энцик­лопедия); Кантор В. М., Монолитные пьезоэлектрические фильтры, М., 1977; К а р и н с к и й С. С., Устройства обработки сигналов на ультразвуковых поверхностных волнах, М., 1975.

В. Е. Лямов.

АКУСТОЭЛЕКТРОННОЕ ВЗАИМО­ДЕЙСТВИЕ (АЭВ), вз-ствие УЗ волн (с частотой ~10⁷—10¹³ Гц) с эл-нами проводимости в металлах и ПП; обус­ловлено изменением внутрикристаллического поля, при деформации решётки кристалла под действием распростра­няющейся УЗ волны. АЭВ явл. част­ным случаем электрон-фонопного вза­имодействия. При АЭВ происходит обмен энергией и импульсом между УЗ волной и эл-нами проводимости: передача энергии УЗ волны эл-нам проводимости приводит к дополнит. электронному поглощению звука, а передача импульса — к акустоэлектрическому    эффекту.    Кроме    того перераспределение     энергии    в    результате  АЭВ   выражается в  измене­нии   теплоёмкости,   теплопроводности и   электросопротивления  кристаллов. АЭВ приводит также к дисперсии УЗ, генерации   акустич.    гармоник,    уси­лению  УЗ  и др.

В зависимости от типа кристалла различают неск. механизмов АЭВ. Ионное взаимодейст­вие — в ионных кристаллах акустич. волна смещает ионы из положения равновесия, в результате чего возни­кает ионный ток, вызывающий элек­трич. поле, действующее на эл-ны проводимости. Такое вз-ствие наблю­дается в металлах. Потенциал-деформационное взаимо­действие, обусловленное изме­нением зонной структуры (ширины запрещённой зоны) под действием УЗ волны, в результате чего появляются области пониж. и повыш. плотности зарядов, между к-рыми возникает электрич. поле, действующее на эл-н проводимости. Такое вз-ствие наблю­дается в ряде полупроводников (Ge, Si и др.) и полуметаллов (Bi, Sb, As). Пьезоэлектрическое вза­имодействие, возникающее в пъезополупроводниках (CdS, CdSe, ZnS, ZnO, InSb, GaAs и др.) и обусловлен­ное тем, что их деформация сопровож­дается появлением электрич. поля и, наоборот, электрич. поле вызывает деформацию кристалла. Имеют место и др. механизмы АЭВ.

Электрич. поля, возникающие в кристалле, вызывают электронные то­ки, к-рые в свою очередь приводят к появлению новых эл.-магн. полей, уменьшающих силу воздействия аку­стич. волны на эл-ны проводимости, т. е. эти токи экранируют АЭВ. По­этому результирующая сила, дей­ствующая на эл-н, зависит от элек­тропроводности 0 кристалла и часто­ты УЗ. Экранирование — релаксац. процесс, поэтому эффекты, с ним свя­занные, характеризуются отношением частоты УЗ к релаксац. частоте w_c= s/e (e — диэлектрич. проницае­мость). При рассмотрении АЭВ сле­дует также учитывать дебаевское эк­ранирование, обусловленное поля­ризацией среды, т. е. разделением зарядов, уменьшающих результирую­щее электрич. поле, к-рое характе­ризуется отношением длины волны УЗ l к дебаевскому радиусу экраниро­вания r_д.

В зависимости от соотношения ча­стоты УЗ и частоты столкновений v эл-нов и от соотношения длины волны УЗ и длины свободного пробега эл-нов l_е выделяют три характерные области частот для АЭВ: 1) ДВ область (w/v<1, l_е/l<1), где УЗ волна мо­дулирует распределение эл-нов; здесь процессы описываются ур-ниями гидродинамики, поэтому эта область

17

 

часто наз. гидродинамической; 2) квант. область частот (w/v>1, l_е/l>1), в к-рой АЭВ можно рассматривать как вз-ствие эл-нов и фононов; 3) про­межуточная область частот (w/v>1;

l_e/x<1).

Передача энергии УЗ волны эл-нам проводимости приводит к т. н. элек­тронному поглощению УЗ и разогре­ву электронного газа. Величина элек­тронного поглощения зависит от ме­ханизма АЭВ, частоты УЗ, концен­трации эл-нов и темп-ры кристалла. В металлах и ПП электронное погло­щение изучается при низких темп-рах. Наиболее заметен этот эффект в пьезоэлектриках, где электронное погло­щение достигает неск. десятков дБ/см при комнатных темп-pax на частотах 10—100 МГц.

При комнатных темп-pax в металлах и обычных ПП поглощение УЗ, выз­ванное АЭВ, незначительно по срав­нению с другими видами поглощения, напр. с решёточным (фононным). Од­нако при темп-pax жидкого гелия вклад электронного поглощения за­метно возрастает. При переходе ме­талла в сверхпроводящее состояние электронное поглощение резко умень­шается, т. к. уменьшается вз-ствие эл-нов проводимости с крист. решёт­кой. Магн. поле искривляет траекто­рии эл-нов в металлах, что сказыва­ется на хар-ре АЭВ и приводит к ряду особенностей электронного поглоще­ния УЗ (магнитоакустич. резонанс, квант. осцилляции и т. п.).

В гидродинамич. области частот в пьезополупроводниках при w_c=w на­блюдается максимум электронного по­глощения и сильная дисперсия УЗ, а фазовые скорости меняются от зна­чения с₀ в проводящем кристалле до c₀(l+K²/2) в диэлектрике (К — коэфф. электромеханич. связи, c₀ — скорость УЗ в отсутствии вз-ствия).

При распространении УЗ волны в пьезополупроводнике происходит пе­редача импульса УЗ волны эл-нам проводимости, что приводит к появле­нию т. н. акустоэлектрич. тока (Акустоэлектрический эффект). Если к этому кристаллу приложено, кроме того, внешнее постоянное электрич. поле Е, создающее дрейф эл-нов в направлении распространения УЗ, то АЭВ существенно зависит от соот­ношения скорости дрейфа v_д и ско­рости звука с. При скорости дрейфа носителей заряда v_д<c (где v_д=mЕ₀, m — подвижность носителей, Е₀ — напряжённость поля дрейфа) УЗ волна поглощается электронным газом; при v_д>c эл-ны отдают свою кинетич. энергию УЗ волне, и её амплитуда возрастает — происходит усиление УЗ. Коэфф. усиления УЗ достигает неск. десятков дБ. Однако практич. применение этого эффекта ограничи­вается тепловым режимом (перегрев кристалла в непрерывном режиме) и

шумами усилителя УЗ. Использова­ние для усиления УЗ поверхностных акустических волн (ПАВ) позволяет осуществить непрерывный режим уси­ления, предотвратить самовозбужде­ние и уменьшить шумы усилителя. АЭВ приводит к ряду нелинейных акустич. эффектов, к-рые особенно заметны в пьезополупроводниках: к генерации акустич. гармоник и встреч­ному вз-ствию УЗ волн, к-рое позво­ляет осуществлять свёртку, корре­ляцию и обращение во времени УЗ им­пульсов, что находит применение в устройствах акустоэлектроники. АЭВ объясняет эффект акустоэлектрического (фононного) «эха» и акустич. «па­мяти». Неоднородное электрич. поле с частотой (0=0, возникающее при встречном вз-ствии УЗ волн, приво­дит к перераспределению зарядов на примесных центрах, что позволяет записать и запомнить УЗ сигнал. Элек­трич. или УЗ импульс, приложенный к кристаллу, через нек-рое время счи­тывает записанную информацию. По­добные эффекты для ПАВ наблюда­ются в слоистых структурах пьезоэлектрик — ПП и находят применение в акустоэлектронике.

• П у с т о в о й т В. И., Взаимодействие электронных потоков с упругими волнами решетки, «УФН», 1969, т. 97, в. 2, с. 257; Т р у э л л Р., Э л ь б а у м Ч., Ч и к Б., Ультразвуковые методы в физике твердого тела, пер. с англ., М., 1972; Г у р е в и ч В.Л., Теория акустических свойств пьезоэлектри­ческих полупроводников, «ФТП», 1968, т. 2, № Н, с. 1557; Г у л я е в Ю. В., К нелиней­ной теории усиления ультразвука в полу­проводниках, «ФТТ», 1970, т. 12, в. 2, с. 415. В. Е. Лямов.

АКЦЕПТОР (от лат. acceptor — при­нимающий), примесный атом в полу­проводнике, к-рый может захватить эл-н из валентной зоны, что эквива­лентно появлению в ней дырки. Напр., для Ge и Si типичные А.— В, Al, Ga. А. может быть также точечный дефект крист. решётки.

АЛГЕБРА ТОКОВ в квантовой теории поля, соотношения, связывающий ком­мутатор двух токов с самими токами. А. т. выступает как проявление киральной симметрии и используется для нахождения связей между ампли­тудами разл. процессов в области низких энергий.

АЛМАЗ (тюрк. алмас, от греч. adamas — несокрушимый), природный и синтетич. кристалл углерода. В при­роде встречается в виде отд. моно­кристаллов или скоплений крист. зё­рен и агрегатов. Различают наиб. чи­стые и совершенные ювелирные А. и техн. А. Точечная группа симметрии m3m, плотн. 3,07—3,56 г/см³. При T>1000°С происходит превращение А. в графит. Атомы С в структуре А. связаны прочной ковалентной связью с четырьмя соседними атомами, рас­положенными в вершинах тетраэдра (рис.). Этим, а также малыми межат. расстояниями (0,154 нм) объясняются св-ва А., в частности его уникальная твёрдость (10 по шкале Мооса) и хим. стойкость (А. растворяется в распла­вах калиевой и натриевой селитры и

Na₂CO₃ при T==500°С, на воздухе сгорает при Т =850—1000°С, в кис­лороде — при T=720—800°С). А. име­ет большую теплопроводность (в 5 раз большую, чем у Си); при комнатной темп-ре диамагнитен, магнитная вос­приимчивость m=0,49•10^-6 ед. СГС при 18°С.

Цвет и прозрачность А.  различны. Большинство кристаллов избирательно поглощают эл.-магн. излучение в ИК области (l=8—10 мкм) и УФ обла­сти (l=0,3 мкм).

Они наз. А. 1-го типа. А. 2-го типа прозрачны при l=0,22—1000 мкм. Различие спектроскопич. св-в обусловлено, по-види­мому, содержанием примесей (гл. обр. N) и тонкими различиями крист. стро­ения. Показатель преломления n= 2,417 для l=0,589 мкм, диэлектри­ческая проницаемость e=5,7. Нек-рые кристаллы обладают двойным лучепреломлением.

Уд. электрич. сопротивление А. 1-го типа r~10¹²— 10¹⁴ Ом•м (ди­электрик). Нек-рые А. 2-го типа имеют r=0,5•10 Ом•м. Они явл. при­месными ПП p-типа (встречаются кри­сталлы А. с r~10^-2 Ом•м). А.— ПП, обладают большой шириной запре­щённой зоны и уникальной теплопро­водностью. У нек-рых неполупровод­никовых кристаллов 2-го типа элек­тропроводность резко возрастает при облучении их заряж. ч-ми и g-квантами.

Синтетич. А. получают из графита и углеродсодержащих в-в. Получен в сер. 1950-х гг. (США, Швеция, ЮАР), в СССР — в 1960 в нн-те Физи­ки высоких давлений АН СССР. Давле­ние равновесия термодинамического p_p между А. и графитом при 0 К равно 10⁸ Па и возрастает с ростом темп-ры Т. При р<р_р стабилен графит, при р>р_р—А. Однако превращение А. в графит при р_р<р происходит с за­метной скоростью только при доста­точно высокой темп-ре. Поэтому при атм. давлении и темп-ре до 1000°С А. «живёт» неограниченно долго (мета-стабильное состояние). Минимальные параметры превращения графита в А.: темп-pa t~1100°С и давление р~4ГПа (см. Давление высокое). Для облегче­ния синтеза используются различ­ные агенты (Fe, Ni и их сплавы), способствующие разрушению или

18

 

 

деформации кристаллической ре­шётки графита или снижающие энер­гию, необходимую для её перестрой­ки. После создания необходимого дав­ления смесь нагревают до темп-ры синтеза, а затем охлаждают до ком­натной темп-ры и снимают давление. В эксперим. физике А. применяется для резки и полировки кристаллов, измерения изменений темп-ры, как детекторы яд. излучений (кристалли­ческий счётчик) и др.

• Калашников Я. А., Проблема син­теза алмазов, «Природа», 1980, № 5, с. 34.

АЛЬБЕДО (от позднелат. albedo — белизна), величина, характеризующая способность поверхности к.-л. тела отражать (рассеивать) падающее на неё излучение. Различают истинное, или ламбертово, А., совпадающее с коэфф. диффузного (рассеянного) отражения, и видимое А. Истинное А.— отношение потока, рассеиваемого пло­ским элементом поверхности во всех направлениях, к потоку, падающему на этот элемент. Видимое А.— отношение яркости плоского элемен­та поверхности, освещённого парал­лельным пучком лучей, к яркости абсолютно белой поверхности, рас­положенной нормально к лучам и име­ющей истинное А., равное единице. Истинное А. измеряется альбедометром. Наряду с интегральным А. для всего потока излучения различают также А. монохроматиче­ское и А. в разл. областях спектра (ИК, видимое, УФ). Понятие «А.» ши­роко используют при выполнении светотехн. расчётов; в астрономии при исследовании несамосветящихся не­бесных тел, в нейтронной оптике при рассмотрении взаимодействия пучков медленных нейтронов с веще­ством.

0 Гуревич М. М., Введение в фотомет­рию, Л., 1968.

Л. Н. Капорский.

АЛЬФА-РАСПАД, распад ат. ядер, со­провождающийся испусканием a-частицы. При А.- р. заряд ядра Z (в ед. элементарного заряда) уменьша­ется на 2 ед., а массовое число А — на 4 ед., напр.:

²²⁶₈₈Ra® ²²²₈₆Rn+⁴₂Нe

Энергия, выделяющаяся при А.-р., делится между a-частицей и ядром обратно пропорц. их массам. Если конечное ядро образуется в возбуж­дённом состоянии, то энергия a-частицы уменьшается на энергию этого возбуждения и, напротив, возрастает, если распадается возбуждённое ядро {т. н. длиннопробежные a-частицы, рис.). Тонкая структура спектров a-частиц позволяет определить энер­гию возбуждённых состояний ядер. Пе­риод полураспада T_1/2 a-радиоакт. ядер экспоненциально зависит от энер­гии вылетающих a-частиц.

Теория А.-р., основанная на квантовомеханич. описании проникнове­ния ч-цы через потенц. барьер (см. Туннельный эффект), была развита в 1928 амер. физиком Г. Гамовым и независимо от него Г. Герни и Э. Кондоном в Англии. При вылете из ядра a-частица должна преодолеть потенциальный барьер. Вероятность А.-р. пропорц. проницаемости барье­ра, к-рая тем больше, чем больше кинетич. энергия a-частицы в ядре. Вероятность А.-р. зависит от разме­ров ядра, что используется для опре­деления размеров тяжёлых ядер, а также от вероятности образования a-частицы в ядре.

Фотография следов a-частиц в камере Виль­сона от распада ²¹²Ро. Справа длиннопробежная a-частица.

 

Известно более 200 a-радиоакт. ядер, расположенных в периодич. системе элементов в осн. за Pb. Имеется так­же ок. 20 a-радиоакт. нуклидов редкозем. элементов. Времена жизни a-радиоакт. ядер колеблются от 3Х10^-7 с (для ²¹²Ро) до (2—5) •10¹⁵ лет (для ¹⁴²Се, ¹⁴⁴Nd, ¹⁷⁴Hf). Энергия a-ча­стиц, испускаемых тяжёлыми радио-акт, ядрами, составляет 4—9 МэВ (за исключением длиннопробежных a-частиц, вылетающих при А.-р. из возбуждённого состояния), ядрами редкозем. элементов — 2—4,5 МэВ.

• См.  при ст.   Радиоактивность.

альфа-спектрометр, прибор для измерения энергетич. распределения a-частиц, испускаемых радиоакт. яд­рами. Широко применялся на ранних этапах развития яд. физики и иссле­дования радиоактивности. В магн. А.-с. энергия определяется по от­клонению a-частиц в магн. поле. В ионизационных камерах энергия a-ча­стицы сравнивается с известной энер­гией др. a-частиц, напр. a-частицы, испускаемой ²¹⁰Ро с энергией ~5,3 МэВ.

АЛЬФА-ЧАСТИЦА (a-частица), ядро ⁴₂Не, содержащее 2 протона и 2 нейтро­на. Масса А.-ч. m_a=4,00273 а. е.м.= 6,644•10^{-24 г, спин и магн. момент равны 0. Энергия связи 28,11 МэВ (7,03 МэВ на 1 нуклон). Проходя через в-во, А.-ч. тормозятся за счёт ионизации и возбуждения атомов и молекул, а также диссоциации моле­кул. Длина пробега А.-ч. в возду­хе} l=av³, где v — нач. скорость, а а=9,7•10^-28 с³см^-2 (для l~3—7 см). Для плотных в-в l~10^{-3 см (в стекле} l=0,004 см).

Мн. фундам. открытия в яд. физике обязаны своим происхождением изу­чению А.-ч. Так, исследование рассея­ния А.-ч. привело к открытию ат. ядра, облучение a-частицами лёгких элементов — к открытию яд. реакций и искусств. радиоактивности.

• См. при ст. Радиоактивность.

АЛЬФВЕНОВСКИЕ ВОЛНЫ, попе­речные магнитогидродинамич. волны, распространяющиеся в плазме вдоль силовых линий магн. поля. Названы в честь швед, астрофизика X. Альфвена (Альвен, Н. Alfven), предска­завшего в 1942 их существование. А. в.— это не только эл.-магн. поле, но и ч-цы проводящей среды, то есть А. в. возможны лишь при наличии магн. поля и проводящей среды, ведущей себя как единая жидкость или газ. Последнее условие нару­шается, если частота колебаний срав­нима или превосходит ионную цик­лотронную частоту w_Hi, т. к. при таких частотах поведение ионов и свободных эл-нов среды становится различным. Т. о., частоты А. в. ог­раничены сверху w_Hi, и, следователь­но, эти волны явл. НЧ. Скорость А. в. (т. н. альфвеновская скорость) не за­висит от частоты, а определяется лишь напряжённостью магн. поля II и плотностью плазмы r: V_A=HlÖ4pr. По совр. представлениям, А. в. иг­рают значит. роль в космической плаз­ме. См. также ст. Плазма, Магнитная гидродинамика.

АМБИПОЛЯРНАЯ ДИФФУЗИЯ, сов­местная диффузия противоположно заряж. ч-ц в направлении падения их концентрации. В отличие от диффузии нейтр. ч-ц в электрически изолиро­ванной плазме ионы и эл-ны не могут диффундировать независимо друг от друга: в этом случае нарушалась бы квазинейтральность плазмы. Уже незначит. отклонение от квазинейтраль­ности вызывает появление сильных электрич. полей, препятствующих дальнейшему разделению зарядов. В результате «отставшие» ч-цы тормозят движение ч-ц, вырвавшихся вперёд. Поэтому если коэффициенты диффузии ч-ц противоположных знаков замет­но отличаются друг от друга, то процесс в целом определяется более медленной диффузией: коэфф. А. д. оказывается больше меньшего из них приблизительно в два раза. Так, напр., в отсутствии магн. поля (или вдоль него) более лёгкие и подвижные эл-ны диффундируют значительно бы­стрее ионов; при этом коэфф. А. д. равен удвоенному коэфф. диффузии ионов. В случае диффузии поперёк магн. поля коэфф. диффузии ионов, наоборот, гораздо больше (из-за боль­шого циклотронного радиуса) и ко­эфф. А. д. равен удвоенному коэфф. диффузии эл-нов.

Однако при диффузии поперёк магн. поля, если плазма электриче­ски не изолирована (напр., плазма находится в цилиндрич. трубе с металлич. заземлёнными заглушками), хар-р диффузии резко меняется: ионы могут диффундировать со свойствен­ной им большой скоростью, а избы­точные эл-ны могут свободно уходить

 

19

 

 

вдоль магн. поля на металлич. за­глушки. Диффузия перестаёт быть А. д.; скорость её определяется боль­шим коэфф. диффузии. А. д. имеет место также в жидкостях (электроли­тах) при наличии градиента концен­трации электролита, в ПП, обладаю­щих свободными носителями зарядов. А. д. явл. одним из процессов, обу­словливающих энергетич. потери в электрич. разрядах в газе, напр. в дуговом разряде.

• Франк-Каменецкий Д. А., Плаз­ма — четвертое состояние вещества, 2 изд., М., 1963; Ораевский В. Н., Плазма на Земле и в космосе, К., 1980.

АМОРФНОЕ СОСТОЯНИЕ (от греч. amorphos — бесформенный), твёрдое состояние в-ва, характеризующееся изотропией св-в и отсутствием точки плавления. При повышении темп-ры аморфное в-во размягчается и пере­ходит в жидкое состояние постепенно.

Эти особенности обусловлены отсут­ствием у в-ва в А. с. строгой перио­дичности, присущей кристаллам (рис., а), в расположении атомов, ионов, молекул и их групп на протяже­нии сотен и тысяч периодов. В то же время у в-ва в А. с. существует согла­сованность в расположении соседних ч-ц (т. н. ближний порядок, рис., 6). С увеличением расстояния эта согла­сованность уменьшается и на расстоя­нии порядка неск. постоянных решёт­ки исчезает (см. Дальний и ближний порядок). Ближний порядок характе­рен и для жидкостей, но в жидкости происходит интенсивный обмен мес­тами соседними ч-цами, затрудняю­щийся по мере возрастания вязкости. Поэтому можно тв. тело в А. с. рас­сматривать как переохлаждённую жидкость с очень высоким коэфф. вязкости. Иногда понятие «А. с.» обобщают на жидкость.

При низких темп-pax термодина­мически устойчиво крист. состояние. Однако процесс кристаллизации мо­жет потребовать много времени — молекулы должны успеть «выстро­иться». При низких темп-pax это время бывает очень большим, и крист. сос­тояние практически не реализуется. Поэтому А. с. образуется при быстром охлаждении расплава. Напр., рас­плавляя крист. кварц и затем быстро охлаждая расплав, получают аморф­ное кварцевое стекло (см. Стеклообразное состояние). Однако даже очень быстрого охлаждения часто недоста­точно для того, чтобы помешать об­разованию кристаллов. В результате этого большинство в-в не удаётся получить в А. с. Тем не менее в А. с. получен ряд металлов (см. Металли­ческие стёкла), в т. ч. обладающих магн. упорядоченностью, а также ПП (см. Аморфные полупроводники).

В природе А. с. менее распростране­но, чем кристаллическое. В А. с. могут находиться опал, обсидиан, ян­тарь, смолы, битумы и полимеры. Структура аморфных полимеров ха­рактеризуется ближним порядком в расположении звеньев или сегментов макромолекул, быстро исчезающим по мере их удаления друг от друга. Об электронных процессах в А. с. см. в ст. Неупорядоченные системы.

• Китайгородский А. И., Поря­док и беспорядок в мире атомов, 5 изд., М., 1977; Кобеко П. П., Аморфные вещества, М.— Л., 1952.

АМОРФНЫЕ    ПОЛУПРОВОДНИКИ, аморфные в-ва, обладающие св-вами полупроводников. Различают ковалентные А. п. (Ge и Si, GaAs и др. в аморф­ном состоянии), халькогенидные стёк­ла (напр., As₃₁ Ge₃₀ Se₂₁ Te₁₈), оксидные стёкла (напр., V₂O₅—P₂O₅) и диэлектрич. плёнки (SiO_x, Аl₂O₃, Si₃N₄ и др.). А. п. можно рассматри­вать как сильно легированный ком­пенсированный полупроводник, у к-рого «дно» зоны проводимости и «потолок» валентной зоны флуктуируют, при­чём эти флуктуации порядка ширины запрещённой зоны ξ_д. Эл-ны в зоне проводимости и дырки в валентной зоне разбиваются на «капли», распо­ложенные в ямах потенц. рельефа, разделённых высокими барьерами. Электропроводность при низких темп-pax носит прыжковый хар-р (см. Прыжковая проводимость). При бо­лее высоких темп-pax электропровод­ность А. п. обусловлена тепловым за­бросом эл-нов в область делокализов. состояний (см. Неупорядоченные сис­темы). А. п. обладают рядом уникаль­ных св-в, к-рые открывают возмож­ность для их разл. практич. приме­нений. Халькогенидные стёкла бла­годаря прозрачности в ИК области спектра, высокому сопротивлению и фоточувствительности применяются для изготовления электрофотогр. пла­стин передающих телевиз. трубок и записи голограмм (см. Голография). У А. п. ярко выражен эффект электрич. переключения из высокоомного состояния в низкоомное и обрат­но, позволяющий создавать элементы со временем срабатывания £10^-10—10^-12 с.

• Полтавцев Ю. Г., Структура по­лупроводников в некристаллических состоя­ниях, «УФН», 1976, т. 120, в. 4; Адлер Д., Приборы на аморфных полупроводниках, там же, 1978, т. 125, в. 4; Аморфные полупровод­ники, под ред. М. Бродски, пер. с англ., М., 1982. В. В. Сандомирский.

АМПЕР (А), единица СИ силы электрич. тока. 1) А. равен силе неизменя­ющегося тока, к-рый при прохождении по двум параллельным прямоли­нейным проводникам бесконечной дли­ны и ничтожно малой площади сече­ния, расположенным в вакууме на расстоянии 1 м один от другого, выз­вал бы на участке проводника длиной 1 м силу вз-ствия, равную 2•10^-7 Н. Названа в честь франц. физика А. Ам­пера (A. Ampere). 1A=3•10⁹ ед. СГСЭ = 0,1 ед. СГСМ. 2) Ед. СИ маг­нитодвижущей силы (старое назв. ампер-виток). 1 А = 0,4p гильберт= 4p•3•10⁹ ед. СГСЭ.

АМПЕР НА ВЕБЕР (А/Вб, A/Wb), единица СИ магн. сопротивления; 1 А/Вб равен магн. сопротивлению магн. цепи, в к-рой магн. поток 1 Вб создаётся при магнитодвижущей силе 1 А. 1 А/Вб=10^-9 ед. СГСМ.

АМПЕР НА КИЛОГРАММ (А/кг, A/kg), единица СИ мощности экспозиц. дозы фотонного излучения; 1 А/кг равен мощности экспозиц. дозы, при к-рой за 1 с экспозиц. доза возрастает на 1 Кл/кг.

АМПЕР НА МЕТР (А/м, А/m), 1) еди­ница СИ напряжённости магн. поля; 1 А/м равен напряжённости магн. поля в центре длинного соленоида с n витками на каждый метр длины, по к-рым проходит ток силой А/n; 1 А/м=4p•10^-3 Э»1,26•10^-2 Э. 2) Ед. СИ намагниченности; 1 А/м равен намаг­ниченности в-ва, при к-рой в-во объ­ёмом 1 м³ имеет магн. момент 1 А•м²; 1 А/м=10^-3 дин/(см•Гс).

АМПЕРА ЗАКОН, закон механиче­ского (пондеромоторного) вз-ствия двух токов, текущих в малых отрез­ках проводников, находящихся на нек-ром расстоянии друг от друга. Открыт А. Ампером в 1820.

Сила F₁₂,    действующая со стороны первого   отрезка   проводника   Dl₁   на отрезок  Dl₂ (рис,  1), равна:

Радиус-вектор между отрезками r₁₂ считается направленным от Dl₁ к Dl₂, а отрезкам приписываются на­правления текущих в них токов I₁ и I₂; q₁— угол между Dl₁ и r₁₂; q₂— угол

Рис. 1.

между Dl₂ и перпендикуляром n к плоскости S, содержащей Dl₁ и r₁₂ (направление n совпадает с поступат. движением правого буравчика при вращении его рукоятки в плоскости S от Dl₁ к r₁₂); k — коэфф., зависящий от выбора системы ед. (в Гаусса систе­ме единиц k=1/c², где с — скорость света в вакууме, в СИ k=m₀/4p, где

20

 

 

m0=4p•10^-7    Г/м — магнитная    про­ницаемость вакуума).

Сила вз-ствия элементов проводни­ков с токами (элементов тока) не явл. центральной: направление F₁₂ не сов­падает с прямой, соединяющей отрез­ки. Эта сила перпендикулярна Dl₂ и лежит в плоскости S. Направление силы определяется правилом бурав­чика: при вращении рукоятки буравчика от r₁₂ к n поступат. движение буравчика указывает направление F₁₂.

Рис. 2. Взаимодействие параллельных (а) и антипараллельных (б) элементарных то­ков. Все векторы лежат в плоскости рисунка.

 

 

Сила F₂₁, c к-рой второй элемент тока действует на первый, выражается ф-лой, аналогичной (1). По абс. ве­личине F₁₂ и F₂₁ равны, но в общем случае произвольно ориентированных Dl₁ и Dl₂ направления F₁₂ и F₂₁ не лежат на одной прямой и не удовлет­воряют принципу равенства действия и противодействия. В частном случае параллельных проводников силы вз-ствия стремятся сблизить проводни­ки, если текущие в них токи парал­лельны (рис. 2, а), и удалить их друг от друга, если токи антипараллель­ны (рис. 2, б).

А. з. наз. также ф-лу, определяю­щую силу F, с к-рой магн. поле, характеризуемое вектором магн. ин­дукции В, действует на элем. отре­зок проводника Dl, по к-рому течёт ток I:

F=kI/DlBsinq, (2)

где q — угол между направлениями Dl и В. В системе Гаусса k=1/c, в СИ k=1. Ф-ла (2) получается из (1), если в ней выделить часть, не содержащую величин, относящихся ко второму элементу тока, и под В понимать магн. индукцию, создавае­мую первым элементом в точке, где расположен второй элемент тока (см. Био — Савара закон).

В случае пост. тока нельзя изоли­ровать отд. элемент тока, т. к. цепь пост. тока всегда замкнута. Экспери­ментально можно лишь измерить си­ловое действие одного замкнутого то­ка на другой замкнутый ток или силу, испытываемую одним током в магн. поле, создаваемом другим током. Она равна векторной сумме сил, действую­щих на каждый элемент тока со сто­роны магн. поля др. тока (при этом магн. поле есть результирующее поле всех элементов тока). Для сил, испы­тываемых взаимодействующими зам­кнутыми токами, принцип равенства действия и противодействия оказыва­ется справедливым. На основе А. з.

устанавливается эталон ед. силы тока в СИ.

АМПЕРА ТЕОРЕМА, устанавливает, что магн. поле предельно тонкого пло­ского магнита («магн. листка», об­разованного из одинаково ориентиро­ванных элем. магнитиков) тождест­венно полю замкнутого (кругового) линейного тока, текущего по контуру этого магнита (рис. ); сформулирована франц. физиком А. Ампером в 1820.

«Магн. листок»: N и S — северный и южный магн. полюсы элементарных магн. диполей, из к-рых состоит листок; Н — результирую­щее магн. поле диполей; г — круговой ток, создающий поле, эквивалентное полю H.

 

Согласно А. т., магн. поле Н кругового линейного тока силой г эквивалентно полю магн. листка в том случае, если плотность магн. моментов дипо­лей (элем. магнитиков), образующих листок, численно равна силе тока i (в А). Из А. т. следует, что магн. поля замкнутых пост. токов можно рас­сматривать как поля фиктивных «маг­нитных зарядов» (положительных и отрицательных, попарно образую­щих магн. диполь) и тем самым сво­дить задачу изучения магн. полей постоянных электрич. токов к магни­тостатике.

АМПЕР-ВИТОК (АВ, At), устарев­шая ед. магнитодвижущей силы, оп­ределяемой произведением числа вит­ков обмотки, по к-рой протекает элек­трич. ток, на значение силы тока в амперах (см. Ампер).

АМПЕР-КВАДРАТНЫЙ МЕТР (А•м², А•m²), единица СИ магн. момента электрич. тока; 1 А•м² равен магн. моменту электрич. тока силой 1 А, проходящего по плоскому контуру пл. 1 м²; 1 А•м²=1 Н•м/Тл=10³ дин•см/Гс.

АМПЕРМЕТР, прибор для измерения силы электрич. тока. В соответствии с верх. пределом измерений различа­ют кило-, милли-, микро- и наноамперметры. А. включается в цепь тока последовательно. Для уменьшения ис­кажающего влияния А. должен обла­дать малым входным сопротивлением. Осн. частью простейших А. явл. электроизмерит. механизм (магнитоэлек­трический, электромагнитный, элек­тродинамический, ферродинамический; см. соответствующие статьи). А. для измерения малых токов представ­ляет собой сочетание измерительного усилителя тока с электроизмерит. ме­ханизмом, воспринимающим выход­ной сигнал усилителя. Для измерения больших токов в А. встраивают шунты или измерит. трансформаторы тока либо используют А. совместно с указанными добавочными устройства­ми (рис.). Широкое распространение получили цифровые А. (см. Цифровой электроизмерительный прибор). Для измерений в цепях перем. тока на ВЧ и СВЧ применяют А., в к-рых перед электроизмерит. механизмом включен преобразователь перем. тока в по­стоянный (см. Выпрямительный элек­троизмерительный прибор, Термоэлек­трический измерительный прибор).

 

Схема включения амперметра: а — с шун­том (1 — шунт, 2 — нагрузка); б — через трансформатор тока (3).

 

Совр. А. характеризуются след. данными: верх. предел измерений для, А. с электроизмерит. механизмом (без внеш. добавочных устройств) — от единиц мА до сотен А, для А. с шун­том — до 10 кА, для А. с трансформато­ром тока — до 100 кА и выше, для А. с измерит. усилителем — до 10^-15 А. Осн. погрешность А. (в % от верх. предела измерений) — от 0,05 до 2 (для сверхмалых и сверхбольших то­ков 5—10%); диапазон частот — от де­сятых долей Гц до сотен МГц. Техн. требования к А. стандартизованы в ГОСТе 22261—76 и ГОСТе 8711—78.

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

В. П. Кузнецов.

АМПЕР-ЧАС (А•ч, A•h), внесистем­ная ед. кол-ва электричества, равная 3600 Кл. В А.•ч. обычно выражают заряд аккумуляторов.

АМПЛИТУДА ВЕРОЯТНОСТИ в кван­товой механике, то же, что волновая функция. Назв. «А. в.» связано со статистич. интерпретацией волн. ф-ции: вероятность нахождения ч-цы (или физ. системы) в данном состоянии рав­на квадрату абс. значения А. в. этого состояния.

АМПЛИТУДА КОЛЕБАНИЙ (от лат. amplitude — величина), наибольшее отклонение (от среднего) значения ве­личины, совершающей гармонические колебания, напр. отклонение маятни­ка от положения равновесия, значе­ний силы электрич. тока и напряже­ния в перем. электрич. токе. Другими словами, А. к. определяет размах ко­лебаний. В строго периодич. колеба­ниях А. к.— величина постоянная. Термин «А. к.» часто применяют в более широком смысле — по отноше­нию к величине, колеблющейся по за-

21

 

 

кону, б. или м. близкому к периодиче­скому; в этом случае А. к. может из­меняться от периода к периоду.

АМПЛИТУДА ПРОЦЕССА в квантовой теории поля, величина, квадрат модуля к-рой определяет вероятность (или эфф. сечение) данного процесса — уп­ругого или неупругого. Совокупность всех возможных процессов описывает­ся матрицей рассеяния.

АМПЛИТУДА РАССЕЯНИЯ в кван­товой теории столкновений, величина, количественно описывающая столкно­вение микрочастиц. Пучок падающих на мишень ч-ц (с определ. импульсом р) рассеивается; при этом ч-цы могут от­клониться в любом направлении. От­носит. число ч-ц, вылетающих под нек-рым углом q к направлению первонач. пучка, зависит от закона вз-ствия сталкивающихся ч-ц. Волн. ф-ция рассеянных ч-ц может быть пред­ставлена в виде набора расходящихся волн. Амплитуда волны f(q, р) для угла q и есть А. р.; квадрат модуля А. р. определяет вероятность (или эфф. сечение) рассеяния ч-цы под углом q (см. Рассеяние микрочастиц). В квант. теории поля вводится более общее понятие амплитуды процесса.

В. П. Павлов.

АМПЛИТУДНАЯ МОДУЛЯЦИЯ, периодич. изменение амплитуды коле­баний (электрич., механич. и др.), происходящее с частотой, намного меньшей, чем частота самих колеба­ний. А. м. применяют для радио- и оптической связи радиолокации, акустич. локации и др. Напр., в радиове­щании звук. колебания преобразуют­ся в электрич. колебания низкой ча­стоты W (модулирующий сигнал), к-рые периодически изменяют (модулируют) амплитуду колебаний вы­сокой частоты w (несущей частоты), генерируемых радиопередатчиком (см. Модуляция колебании).

АНАГЛИФОВ ЦВЕТНЫХ МЕТОД (от греч. anaglyphos — рельефный), метод получения стереоскопического изобра­жения с помощью двух чёрно-белых изображений одного и того же объек­та, окрашиваемых в разные цвета или проецируемых на экран через соответ­ствующие светофильтры. Составляю­щие стереопару изображения фотогра­фируются с нек-рым расстоянием меж­ду оптич. осями объективов (б а з и с с ъ ё м к и) в дополнит. цветах (напр., красном и зелёном) и затем рассматри­ваются наблюдателем через стереоскоп с разл. светофильтрами для левого и правого глаза. Если, напр., изобра­жение, предназнач. для рассматрива­ния правым глазом, окрашено в кра­сный цвет, а левым — в зелёный, то правый светофильтр в стереоскопе должен быть зелёного цвета, а ле­вый — красного. В результате каж­дый глаз будет видеть только «своё» изображение, кажущееся серым. Эти раздельные изображения воспринимаются человеком как одно о б ъ ё м н о е чёрно-белое изображение. А. ц. м. применяется для создания объёмных иллюстраций, объёмных мо­делей местности, стереоскопич. филь­мов.

C. В. Кулагин.

АНАЛИЗАТОР в оптике, прибор или устройство для анализа хар-ра по­ляризации света. Линейные А. служат для обнаружения линейно (плоско) поляризов. света и определения ази­мута его плоскости поляризации, а также для измерения степени поляризации частично поляризов. света. Линейными А. могут служить поляризационные призмы, по­ляроиды, пластинки нек-рых кристал­лов, стопы оптические. А. для света др. поляризаций (эллиптической, кру­говой) обычно состоят из оптич. ком­пенсатора и линейного А. См. также Поляризационные приборы.

АНАМОРФИРОВАНИЕ, преобразо­вание конфигурации изображения объ­екта оптическим или др. способом. А. осуществляют как с помощью спец. оптич. систем, так и наклоном плоско­стей предмета и(или) экрана. Для А. изображений применяют цилиндрич. линзы и оптические зеркала, клино­вые и др. оптич. системы. Отношение линейных увеличений в двух взаимно перпендикулярных направлениях изо­бражения наз. коэфф. А.(анаморфо­зы). Распространено (особенно в ки­нотехнике) А. равномерным сжатием или растяжением изображения в вертик. или горизонт. направлении. При съёмке на обычную киноплёнку со сжатием изображения в горизонт. пло­скости и последующим его растяже­нием при проецировании (дезанаморфированием) получают на экране изоб­ражение, соотношение сторон к-рого достигает 2,35 : 1 при почти квадрат­ном кадре киноплёнки. Эти преобра­зования обычно осуществляются пу­тём применения анаморфотной на­садки. А. изображений наклоном при­меняют при фотопечати (для устране­ния перспективных искажений аэро­снимков), в полиграфии и др.

С. В. Кулагин.

АНАМОРФОТНАЯ НАСАДКА (ана­морфотная приставка) (от греч. anamorphoo — преобразовываю), оп­тич. система, располагаемая перед

Схематич. изображение хода световых лу­чей в анаморфотной насадке: a_гор — угло­вое поле, или угол зрения (в горизонт. плос­кости), объектива с насадкой; a'_гор — угло­вое поле объектива; 1 — линзы анаморфот­ной насадки; 2 — объектив киноаппарата.

объективом обычного киноаппарата для сжатия или растяжения изображе­ния в горизонт. плоскости. А. н. поз­воляет использовать обычную кино­аппаратуру и стандартную киноплён­ку для съёмки и проекции широкоэк­ранных фильмов. Простейшая А. н. состоит из положит. и отрицат. ци­линдрич. линз, образующие к-рых параллельны вертик. оси кадра (рис. ). С такой А. н. при съёмке на обычном кинокадре получается изоб­ражение, сжатое по ширине, а при проекции на экран оно растягивается, в результате чего происходит восста­новление действит. соотношений раз­меров изображения снимаемых сцен.

С. В. Кулагин.

АНАСТИГМАТ (от греч. an- — отри­цат. частица и астигматизм), фо­тографический объектив, практически свободный от всех аберраций оптиче­ских систем (в т. ч. от астигматизма). Создан путём спец. подбора линз. Один из наиб. совершенных типов объ­ектива для науч., техн. и художеств. фотографии и кинематографии.

АНАХРОМАТ (от греч. ana- — при­ставка, означающая здесь усиление, и chroma — цвет), оптич. система, не исправленная в отношении хроматиче­ской аберрации в отличие от ахромата. Наиболее резкое изображение даёт в монохроматическом свете.

АНГСТРЕМ (Å), внесистемная ед. длины; 1 Å=10^-10м = 10^-8см=0,1 нм. Применяется в оптике, ат. физике; названа в честь швед. физика-спектро­скописта А. Й. Ангстрема (Онгстрём, A. J. Angstrom).

АНИЗОМЕТР МАГНИТНЫЙ, прибор для определения магнитной анизо­тропии (зависимости магн. св-в в-в от направления). Наиболее распространены А. м. для определения ферромагн. анизотропии монокристаллов и текстуров. материалов (см. Текстура магнитная).

 

Исследуемый образец (диск) в магн. поле Н: J — вектор намагниченности образца; а — угол между направлением магн. поля Н и осью лёгкого намагничивания ОО.

 

В одном из типов А.м. исследуемый образец помещают в сильное одно­родное магн. поле Н (рис. ). Образец намагничивается по направлению поля лишь в том случае, если поле направ­лено вдоль его оси лёгкого намагничи­вания (ось ОО на рисунке). Во всех остальных случаях вектор намагничен­ности J занимает нек-рое промежуточ­ное положение между направлением Н и осью ОО. Вектор J можно разло­жить на компоненты J_║ и J_┴ вдоль и поперёк поля. Компонента J_┴ созда-

22

 

ёт момент вращения M=J_┴•Н, к-рый стремится повернуть образец и сов­местить направления оси ОО и поля Н. Момент вращения, вызванный дей­ствием магн. поля, компенсируется моментом, создаваемым упругими элементами прибора при повороте об­разца на нек-рый угол a, отсчитывае­мый по шкале. Измерения произво­дятся при разл. направлениях поля Н (поворотом магнита плавно меняют угол а от 0 до 180 или 360°), и по их результатам рассчитываются кон­станты анизотропии, т. о. оценивается степень совершенства текстуры. Совр. А. м. позволяют исследовать как мас­сивные образцы, так и ферромагн. плёнки в интервале темп-р от 1300 К до гелиевых (~1 К) и в магн. полях напряжённостью до 4000 кА/м (50 кЭ).

И. М. Пузей.

АНИЗОТРОПИЯ (от греч. anisos — неравный и tropos — направление), за­висимость физ. св-в (механич., оптич., магн., электрич. и т. д.) в-ва от на­правления. Естеств. А.— характерная особенность кристаллов; напр.. пластинка слюды легко расщепляется на тонкие листочки только вдоль оп-

Рис. 1. Сечения координатными плоскостями указат. поверхностей (оси x₁ x₂, x₃) коэфф. растяжения (внутр. поверхность) и коэфф. кручения (внеш. поверхность) кристалла сегнетовой соли.

 

редел. плоскости (параллельно этой плоскости силы сцепления между ч-цами слюды наименьшие). Не анизотроп­ны, т. е. не зависят от направления, лишь немногие св-ва кристаллов, напр. плотность и уд. теплоёмкость. А. физ. св-в кристалла тесно связана с их симметрией и проявляется тем силь­нее, чем ниже симметрия кристаллов.

Рис. 2. Сечения указат. по­верхностей модуля сдвига (а), модуля Юнга (б) и пьезоэлектрич. коэффициента (в) кристалла кварца.

 

Напр., при распространении света в прозрачных кристаллах (кроме крис­таллов с кубич. решёткой) свет испы­тывает двойное лучепреломление и по­ляризуется различно в разных на­правлениях. При этом в кристаллах с гексагональной, тригональной и те­трагональной структурами (кварц, ру­бин, кальцит) двойное лучепреломле­ние максимально в направлении, пер­пендикулярном к гл. оси симметрии

и   отсутствует   вдоль   этой   оси   (см. также Кристаллооптика).

А. многих св-в кристалла, напр. коэфф. линейного теплового расшире­ния а, электропроводности, упругих св-в, характеризуют значениями со­ответствующих констант вдоль гл. оси симметрии (индекс ||) и перпен­дикулярно ей (_┴).

Табл.  1. ТЕМПЕРАТУРНЫЕ КОЭФФИЦИЕНТЫ ЛИНЕЙНОГО РАСШИРЕНИЯ НЕКОТОРЫХ КРИСТАЛЛОВ

А. упругих св-в оценивают по гл. значениям модулей упругости (см. табл. 2).

Табл. 2. ГЛАВНЫЕ ЗНАЧЕНИЯ МОДУЛЕЙ УПРУГОСТИ НЕКОТОРЫХ КУБИЧЕСКИХ КРИСТАЛЛОВ ВДОЛЬ ТРЁХ РЁБЕР КУБА, 10¹¹ дин/см²

Для кристаллов более низкой сим­метрии полное описание упругих св-в требует знания большего числа ком­понент модулей упругости по разным направлениям, напр. для цинка или кадмия — пяти, а для триглицинсульфата или винной кислоты — тринад­цати компонент, разл. по величине и знаку. Об А. магн. св-в см. в ст. Маг­нитная анизотропия.

Математически анизотропные св-ва кристаллов характеризуются векто­рами и тензорами. Напр., коэфф. пироэлектрич. эффекта (см. Пироэлектри­чество) — вектор; электрич. сопротивление, диэлектрич. и магн. прони­цаемости, теплопроводность — тензо­ры 2-го ранга; коэфф. пьезоэлектрич. эффекта (см. Пьезоэлектричество) — тензор 3-го ранга; модули упругости — тензоры 4-го ранга. Графически А. изображают с помощью указатель­ных поверхностей (индикатрис, рис. 1,2).

Причина   А.    кристаллов — упоря­доченное    расположение   в   них   ч-ц.

А. нек-рых жидкостей, особенно жид­ких кристаллов, объясняется асим­метрией и определ. ориентацией мо­лекул.

Поликрист. материалы в целом изо­тропны. А. св-в в них проявляется, если в результате обработки (отжига, прокатки и т. п.) в них создана тек­стура. Так, при прокатке листовой стали зёрна металла ориентируются в направлении прокатки, в результате чего возникает А. (гл. обр. механич. св-в).

А. наблюдается также и в некрист. в-вах, у к-рых существует естеств. (древесина и др.) или искусств. тек­стура. Напр., при закалке стекла мож­но получить А., к-рая влечёт за собой его упрочнение. Искусственная оптич. А. возникает в кристаллах и в изотроп­ных средах под действием электрич, поля (см. Поккельса эффект, Керра эффект), магн. поля (см. Коттона — Мутона эффект), механич. воздей­ствия (см. Фотоупругость).

• Сиротин Ю. И.,Ш а с к о л ь с к а я М. П., Основы кристаллофизики, М., 1975; Н а й Дж., Физические свойства крис­таллов..., пер. с англ., 2 изд., М., 1967; Шаскольская М. П., Очерки о свой­ствах кристаллов, М., 1978; Современная кристаллография, т. 4, М., 1981. См также лит. при ст. Кристаллооптика.

М. П. Шаскольская.

АНИЗОТРОПИЯ ОПТИЧЕСКАЯ, см. Оптическая анизотропия.

АННИГИЛЯЦИЯ ПАРЫ частица-ан­тичастица, один из видов взаимопре­вращения элем. ч-ц. Термином «анни­гиляция» (от позднелат. annihilatio, букв.— исчезновение, превращение в ничто) первоначально называли эл.-магн. процесс превращения эл-на и его античастицы — позитрона при их столкновении в эл.-магн. излучение (в фотоны, или g-кванты). Однако этот термин неудачен, т. к. в процессах А. п. строго выполняются все законы сохранения, в т. ч. материя в этом процессе не уничтожается, а лишь превращается из одной формы в дру­гую.

Возможность А. п., как и само су­ществование античастиц, вытекала из релятив. Дирака уравнения. В 1932 в косм. лучах были обнаружены по­зитроны, а в 1933 — зарегистрирова­ны случаи А. п. электрон-позитрон (е⁺ е^-).

В процессе А. п. е⁺ и е^- при нуле­вом суммарном спине сталкивающих­ся ч-ц (J=0) испускается вследствие закона сохранения зарядовой чётно­сти чётное число g-квантов (практи­чески два), а при J=1 — нечётное (практически три; А. п. в один фотон запрещена законом сохранения энер­гии-импульса). Образование большего числа g-квантов подавлено вследствие малости константы a (a»¹/₁₃₇), ха­рактеризующей интенсивность проте­кания эл.-магн. процессов. Если от­носит. скорость е⁺ и е^- невелика, А. п. с большой вероятностью про-

23

 

 

исходит через промежуточное связ. состояние е⁺ е^-— позитроний.

Столкновение любой ч-цы с её ан­тичастицей может приводить к их ан­нигиляции, причём не только за счёт эл.-магн. вз-ствия. Так, А. п. p и p^ в p-мезоны вызывается сильным вз-ствием.

Если при низких энергиях процесс А. п. есть превращение пары частица-античастица в более лёгкие ч-цы, то при высоких энергиях лёгкие ч-цы могут аннигилировать с образовани­ем более тяжёлых ч-ц. При этом полная энергия аннигилирующих ч-ц должна превышать порог рождения тяжёлых ч-ц, равный (в системе центра инер­ции) сумме их энергий покоя.

В экспериментах на установках со встречными пучками е⁺е^- высокой энергии (:³1 ГэВ) наблюдаются про­цессы А. п. e⁺+e^-®m⁺+m^- (1) и е⁺+е^-® адроны (2). В низшем по­рядке теории возмущений квантовой электродинамики процесс (1) описы­вается аннигиляционной Фейнмана ди­аграммой с виртуальным фотоном (g*) в промежуточном состоянии (рис., а). Процесс (2) происходит также через виртуальный фотон (рис., б); по совр. представлениям, в этом случае g* переходит в пару бы­стрых кварка (q) и антикварка (q^) (рис., в), к-рые впоследствии (испу­ская при вз-ствии с вакуумом пары кварк-антикварк) превращаются в адроны. Образующиеся адроны сохра­няют направление движения первич­ных кварка и антикварка, и в кон. состоянии наблюдаются две адронные струи (см., напр., рис. 3 в ст. Квантовая хромодинамика).

Согласно совр. теории сильного вз-ствия — квант. хромодинамике, с ростом энергии ч-ц возрастает вероятность процесса с ис­пусканием глюона (g; рис., г) высокой энергии и в кон. состоянии должны наблюдаться также трёхструнные со­бытия. Отношение (R) сечений про­цессов электрон-позитронной А. п. (2) и (1) равно сумме квадратов электрич. зарядов: R=SQ² всех образующихся при аннигиляции кварков. Когда энергия пары е⁺е^~ становится больше порога образования ч-ц нового сорта — тяжёлых заряж. лептонов или ч-ц, состоящих из тяжёлых кварков с, b, значение R возрастает на величи­ну, соответствующую вкладу новых фундам. ч-ц.

Аннигиляция эл-нов и позитронов может происходить и через вирту­альный Z⁰-бозон (см. Промежуточные векторные бозоны) слабого вз-ствия. Интерференция слабого и эл.-магн. вз-ствия вызывает эффекты нарушения пространств чётности в процессах А. п. е⁺ и е^- или пары m⁺ m^-. При (пока не достигнутой) энергии в сис­теме центра инерции электрон-позитронной пары, равной массе (в энергетич. ед.) Z⁰-бозона, А. п. должна происходить резонансно — с превра­щением в реальный Z⁰-бозон.

По аналогии с электрон-позитронной аннигиляцией теоретически обсуж­дается возможный процесс А. п. леп­тонов — электронного антинейтрино

и эл-на (v^_e+e^-®v^m+m^- или v^_e+e^-® адроны), вызываемый слабым вз-ствием. В распадах мезонов, в состав к-рых входит с- или b-кварк, процессы А. п. за счёт слабого вз-ствия, напр. cd^®sd^, cs^®v_mm⁺, могут увеличивать вероятность распадов «очарованных» частиц и др. В экспериментах по е⁺е^--аннигиляции наблюдается ре­зонансное образование тяжёлых нейтр. мезонов (J/y), Y и др.), интерпретиру­емых как связ. состояния соотв. cc^, bb^. В квант. хромодинамике такие ч-цы описываются аналогично пози­тронию, поэтому, напр., cc^-систему называют чармонием. Распады чармония и др. подобных систем более тяжёлых кварков должны происхо­дить за счёт аннигиляции кварка и антикварка (в зависимости от их суммарного спина) в два или три глюона. Процессы рождения пар m⁺ m^-в адронных столкновениях при вы­соких энергиях могут вызываться эл.-магн. аннигиляцией кварка и анти­кварка.

• Фейнман Р., Взаимодействие фотонов с адронами, пер. с англ., М., 1975; Фоломешкин В. Н., Хлопов М. Ю., О возмож­ностях изучения реакций неупругого v_ee-рассеяния..., «ЯФ», 1973, т. 17, в. 4, с. 810.

М. Ю. Хлопов.

АНОД (от греч. anodos — движение вверх), 1) электрод электронного или ионного прибора, соединяемый с по­ложит. полюсом источника. 2) Поло­жит. электрод источника электрич. тока (гальванич. элемента, аккумуля­тора). 3) Положит. электрод электрич. дуги.

АНОДНОЕ ПАДЕНИЕ напряжения, разность потенциалов между анодом и концом положит. столба тлеющего разряда или дугового разряда. А. п. определяется условиями генерации по­ложит. ионов и диффузии их в поло­жительный столб. Поэтому А. п. за­висит от геометрии разрядного пр-ва и анода, силы тока, состава и давления газа. А. п. может быть как положи­тельным, так и отрицательным. При

малых размерах анода А. п. обычно положительное; при полом аноде и аноде, охватывающем катод, А. п. от­рицательное. Л. А. Сена.

АНОМАЛЬНАЯ ДИСПЕРСИЯ, см. Дисперсия света.

АНСАМБЛЬ СТАТИСТИЧЕСКИЙ, см. Статистический ансамбль.

АНТЕННА (от лат. antenna — мачта, рей), устройство для излучения или приёма радиоволн. А. оптимально пре­образует подводимые к ней эл.-магн. колебания в излучаемые эл.-магн. вол­ны (передающая А.) или, наоборот, преобразует падающие на неё эл.-магн. волны в эл.-магн. колебания, к-рые затем воздействуют на приёмник (при­ёмная А.).

Появление А. относится к кон. 19 в. В 1887 нем. физик Г. Герц, использо­вав дипольную А. (Герца диполь,

Рис.  1.  Вибратор Герца.

Рис. 2.   Антенна   По­пова.

рис. 1), получил эл.-магн. волны с дли­ной волны l=0,6—10 м, тем самым подтвердив выводы теории Максвелла (см. Максвелла уравнения, Электроди­намика,). В 1895—96 А. С. Попов и не­зависимо от него итал. инженер Г. Маркони создали А., впервые исполь­зовавшиеся для практич. целей. Ан­тенна Попова, в отличие от симмет­ричного вибратора Герца, была не­симметричной, вторым проводником служила Земля (рис. 2). Первоначаль­но функции передатчика (приёмника), линии передачи и собственно А. были совмещены в одном узле, но в дальней­шем А. выделились в самостоят. уст­ройства.

Излучение радиоволн. Простейшие излучатели. Излучение эл.-магн. волн связано с процессом излучения осцил­лирующими электрич. зарядами. В классич. представлении поле такого осциллятора аналогично полю элем. электрич. диполя длиной l<<l, коле­блющегося с частотой w. На расстоя­ниях r<l поле можно считать квази­статическим, быстро убывающим с рас­стоянием как г^-2 и r^-3 (поля ин­дукции). С такими полями не мо­жет быть связано излучение энергии. Поток энергии, протекающей через единичную площадку в ед. времени, выражается составляющей Пойнтинга вектора: П=[ЕН], перпендикуляр­ной этой площадке. В квазистатич. полях Е и Н сдвинуты по фазе на π/2 (как в стоячих волнах), поэтому вектор Пойнтинга, осциллируя с удвоенной частотой, в ср. за период точно равен 0. Отличие П от 0 может быть обус­ловлено лишь полями E и Н, колеб­лющимися с одинаковой фазой (как в бегущих волнах) и убывающими про-

24

 

 

порц. 1lr (П~1/r²). Это непосредствен­но следует из закона сохранения энер­гии, т. к. при отсутствии потерь в сре­де полный поток энергии в пр-во не должен изменяться с расстоянием, а поскольку площадь охватывающих ди­поль замкнутых поверхностей растёт как r², то необходимо, чтобы П было пропорц. r^-2.

Т. о., поле в ближней зоне диполя (зоне индукции) служит для формиро­вания бегущих составляющих полей, ответственных за излучение. На рис. 3 приведена картина последователь­ного «отпочковывания» силовых линий электрич. поля Е, создаваемых колеб­лющимся электрич. диполем. В 1-й четверти периода Т колебания (t=T/4) возникает квазистатич. часть поля (рис. 3, а), к-рая при t=T/2 об­ращается в 0, но от поля «отрываются»

Рис. 3. а — электрич. силовые линии око­ло электрич. диполя (при условии посто­янства заряда); б — г — силовые линии, отде­лившиеся от диполя: б — через 1/2, периода (T/2) после подсоединения генератора (за­ряд на диполе отсутствует); в — через ³/₂Т (масштаб изменён); г — через ⁷/₄T (масштаб изменён).

замкнутые сами на себя силовые линии поля Е и «сцепленные» с ними кольце­вые ортогональные магн. линии (рис. 3, б). Вместе они образуют ав­тономную полуволновую тороидаль­ную (в силу аксиальной симметрии) ячейку сферически расходящейся вол­ны, уносящей эл.-магн. энергию (рис. 3, в, г.)

Реальный вибратор можно предста­вить как два отрезка проводника (рис. 4), подсоединённых к генерато­ру эл.-магн. колебаний с помощью двухпроводной линии передачи так, что фактически излучение происходит че­рез место разрыва вибратора, где П¹0. Однако на больших расстояниях от разрыва квазистатич. часть поля и формируемое ею излучение совпадают с полем сплошного перем. тока с ам­плитудой I₀, равномерно распределён­ного по всей линии длиной l, затягива­ющей разрыв. Полная ср. мощность, излучаемая отрезком проводника с током (короткая А.), равна:

Здесь Z₀=120p=376,6 Ом — волно­вое сопротивление вакуума, k — волн. число.

Мощность Р_S можно представить как мощность, поглощаемую в нек-ром активном сопротивлении R_S, наз. со­противлением излучения: Р_S= ¹/₂R_SI²₀, где

Сопротивление излучения — одна из составляющих комплексного вход­ного сопротивления A.: Z_вх=R_S+R_n+Z_a, где R_n— активное сопро­тивление джоулевых потерь в А., Z_a— реактивный импеданс, обуслов­ленный запасённой энергией. Для по­вышения эффективности работы А. обычно стремятся к «согласованию» линии передачи с А., т. е. к равенству волн. сопротивления линии и Z_вх Согласование, а также уменьшение джоулевых потерь в А. увеличивает её кпд: h=Р_S/Р_подв, где Р_подв — мощность, подводимая к А.

В случае магн. диполя картина фор­мирования полей такая же, как и для электрич. диполя с заменой Е на Н и Н на -Е. Элем. излучатель в этом случае имеет вид замкнутого провод­ника с током, обтекающим площадку размером s<<l². Для него сопротивле­ние излучения:

Магн. диполь реализуется в виде рам­ки с током (рамочная А.); стерж­ня из проводника с высокой магн. проницаемостью, на к-рый намотана ка­тушка (магнитная А.); щели, прорезанной в экране, обтекаемой перем. током (щелевая антенна, рис. 5). Замкнутые и незамкнутые провод­ники с током, возбуждаемые непос­редственно генератором или эквива­лентным ему источником эдс, широко используются и как самостоятельные

 

 

Рис. 5. Сопоставление полей электрического (а) и магнитных диполей — катушки с сер­дечником (б) и щелевого излучателя (в, г): 1 — проводник с током; 2 — стержень с высокой магн. проницаемостью; ,3 — металлич. экран со щелью; 4 — проводники от генератора; 6 — силовые линии электрич. поля; 6 — линии магн. поля.

 

А., и как элементы сложных антенных систем практически во всех диапазо­нах радиоволн (см. ниже).

Диаграмма направленности. Важная функция А. состоит в формировании излучения с определ. хар-ками, гл. обр. с заданной диаграммой направ­ленности — угл. распределением ам­плитуды поля излучения. Кроме ам­плитудной диаграммы, часто исполь­зуют диаграмму направленности по мощности — угл. распределение плот­ности потока энергии излучения А. в дальней зоне. Обе эти диаграммы направленности у сложных А. имеют лепестковую структуру, обусловлен­ную интерференцией волн, излучае­мых и рассеиваемых разл. элемента­ми А. Если синфазно складываются

Рис. 6. Слева — диаграмма  направленности; справа — ее сечение.

 

поля всех элементов, то соответствую­щий им максимум наз. главным. Ди­аграмму направленности изображают в виде объёмной, рельефной картины, контурной карты с линиями равных уровней либо с помощью отд. плоских сечений, чаще двух ортогональных се­чений, проходящих через направление гл. максимума и векторы Е и Н (рис. 6).

Т. к. осн. часть мощности, излучае­мой или принимаемой А., локали­зуется в гл. лепестке, направленность

25

 

 

излучения А. характеризуют шириной гл. лепестка на уровне половинной мощности Dq_0,5 или нулевом уровне: Dq₀»2Dq_0,5. Величина Dtq_0,5 опреде­ляет угловое разрешение А. и мо­жет быть приближённо оценена по ф-ле (в радианах): Dq_0,5»l/D, D — размер А. в данном сечении диаграммы направленности. Это соотношение сов­падает с Рэлея критерием, используе­мым в оптике для оценки разрешаю­щей способности оптич. систем. В т. н. сверхнаправленных А. это ограничение преодолевают за счёт создания резко осциллирующего фа­зового распределения (неустойчивого к малейшим флуктуациям).

При уменьшении D/l диаграмма на­правленности А. расширяется, однако даже у предельно малой А. диаграмма не явл. полностью изотропной. Напр., диаграмма направленности электрич. и магн. диполей имеет вид тороида, ось к-рого совпадает с осью ди­поля (рис. 7). Различают диаграммы направленности: игольчатые (остро­направленные в двух гл. плоскостях); веерные (остронаправленные в одной гл. плоскости); спец. формы в одной или двух гл. плоскостях, напр. типа cosecj (j — угол места) или П-образная (с максимально крутыми скатами гл. лепестка и подавленными боко­выми лепестками); слабонаправлен­ные (с Dq_0,5 порядка неск. десятков градусов в гл. плоскостях); «всенаправленные» в одной плоскости в виде тела вращения вокруг оси, перпенди­кулярной направлению гл. макси­мума .

 

Рис. 7. Диаграм­мы направлен­ности электрич. и магн. диполей.

 

Подбором излучателей (дипольных и мультипольных) можно создать А. с любой диаграммой направленности, однако обычно предпочитают нахо­дить оптим. компромисс между точ­ностью воспроизведения диаграммы и простотой изготовления и регулиров­ки А., её стоимостью, кпд и т. п. Выбор излучателей, а следовательно, и конструкции А. существенно зависит от диапазона длин волн.

Рис. 8. Схема ДВ передающей антенны: 1 — горизонт. часть; 2 — снижение; 3 — изоля­торы; 4 — мачты с оттяжками; 5 — пере­датчик; 6 — заземление.

 

Так, на ко­ротких, средних и длинных радиовол­нах (l~10 — 75 м и l~2•10²—2•10⁴ м) в ряде случаев естественным и техно­логичным оказывается использование А., близких к электрич. диполям-вибраторам с l£l (рис. 8, 9) или к их сочетаниям в виде т. н. антенных полей и решёток с размерами l>>l.

Рис. 9. Схема антенны — мачты   Айзенберга.

 

При этом приходится учитывать, что зоны индукции в этом случае могут простираться на многие км, а на хар-ки излучения А. существ. влияние оказывают ионосфера и Земля (см. Распространение радиоволн).

Структура поля системы излучате­лей зависит от их взаимного располо­жения, общей конфигурации системы, фазовых и амплитудных соотношений между токами в излучателях, наличия и расположения неизлучающих (пас­сивных) элементов и т. д. Однако об­щим явл. то обстоятельство, что на расстоянии от А., равном неск. l (в волн. зоне), быстро спадающие поля индукции становятся несущественны­ми, а поле излучения определяется суперпозицией полей, возбуждаемых излучателями.

Рассмотрим для простоты А., пи­таемые синфазно. На расстоянии неск. l от поверхности синфазной фазиро­ванной антенной решётки (рис. 10)

 

формируется синфазное распределе­ние поля на поверхности диаметром D>>l. Эта поверхность наз. излучаю­щим раскрывом или апертурой А. Аналогичная картина имеет место и для А. так называемого оптич. типа, в к-рых элем. вибратор с l<<l (или его аналог в виде щели, рупора, от­крытого конца волновода и т. п.) по­мещается в фокус линзы (линзовая антенна) или отражателя (зеркаль­ная антенна), к-рые формируют прак­тически синфазные поля на своём раскрыве: плоской поверхности, огра­ниченной, напр., кромкой зеркала (рис. 11).

Дальнейшая эволюция,  к-рую пре­терпевает поле «волн.  пучка»,  создаваемого широким синфазным раскрывом, условно показана на рис. 12 в предположении достаточной угл. «узости» диаграммы направленности (угл. спектр плоских волн, на к-рые можно разложить поле излучения, характеризуется волн. векторами k, мало отклоняющимися от направле­ния, перпендикулярного раскрыву). На близких расстояниях (практически в пределах l<r£D²/nl, n>10 —20 — целое число) синфазность фронта ещё не нарушается, и волна ведёт себя почти как плоская.

Рис. 11. Схема однозеркальной параболич. антенны.

 

Это — зона гео­метрической оптики или т. н. про­жекторного луча, в к-ром сосредото­чена практически вся мощность, излу­чаемая А. (для оптич. прожектора почти вся атмосфера находится в об­ласти геом. оптики, т. к. l=5 •10^{-5 см,} D»50 см, D²/20l=25 км).

Затем в интервале расстояний гr»D²/nl (10>n>1) происходит су­ществ. нарушение синфазности, сопро­вождаемое осцилляциями амплитуд поля, в т. ч. в направлении распрост­ранения. Это — зона дифракции Фре­неля (см. Дифракция волн, Дифракция света). И наконец, при r>>D²/l (ус­ловно принято при r»>2D²/l) волн. фронт становится сферическим, поле убывает как 1/r, и осцилляции ампли­туд в направлении распространения практически исчезают. Это — даль­няя зона А., где уже можно оперировать с понятием диаграммы направ­ленности (зависимости амплитуды по­ля только от угл. координат).

 

 

Другие     характеристики     антенны.

Кроме диаграмм направленности по амплитуде и мощности, часто поль­зуются поляризационными и фазовы­ми диаграммами направленности. Поляризац. диаграмма — зависимость поляризации поля (ориентации век­тора Е) от направления в дальней зоне А. Различают линейную и эллип­тическую (в частности, круговую) по­ляризации. Угл. зависимость фазы поля А.— фазовая диаграмма, в от­личие от амплитудной зависит от рас­положения начала координат на А. Если можно найти такое положение

26

 

 

начала координат, относительно к-рого фаза постоянна (не зависит от угла) или скачком меняется на ±p при переходе от одного лепестка диаграммы к другому, то такое на­чало координат наз. фазовым центром А. Обладающую фазо­вым центром А. можно считать источ­ником сферич. волн. В большинстве случаев А. не имеют фазового центра. Поэтому часто вводят условный фазо­вый центр — центр кривизны поверх­ности (или линии) равных фаз в гл. направлении.

Параметрами А. также явл.: коэфф. направленного действия Д, коэфф. усиления G=Дh (h — кпд А.), коэфф. рассеяния b (доля мощности, излу­чаемой вне гл. лепестка диаграмм на­правленности), а также диапазонность (полоса частот). Коэфф. направлен­ного действия Д характеризует вы­игрыш по мощности в данном направ­лении (обычно в направлении макси­мума) вследствие направленности А. Он равен отношению мощности, излу­чаемой в ед. телесного угла (q, j) в направлении максимума (Д_макс) диаграммы направленности, к ср. мощ­ности, излучаемой А. по всем направ­лениям. Для апертурных А. Д_макс»k•4p/Dq_0,5Dj_0,5, где k~0,6-0,7 — коэфф. использования А., учитываю­щий, что часть мощности (b) уходит в боковые лепестки, а апертура А. облучается неравномерно.

Хар-ки А. зависят от частоты. Диапазон частот Dw, в к-ром хар-ки А. можно считать неизменёнными, наз. её полосой частот. У нек-рых А. параметры незначительно меняются в широком диапазоне частот. Напр., ромбическая антенна и логопериодич. А. весьма широкополосны.

Приёмные антенны характеризуют­ся теми же параметрами, что и пере­дающие. Взаимности принцип свя­зывает хар-ки передающих и приём­ных А. Одно из следствий теоремы взаимности — совпадение диаграмм на­правленности А. при её работе в ре­жимах передачи и приёма. Для при­ёмных А. диаграмма направленнос­ти — зависимость напряжения, тока или мощности на клеммах А. от угла прихода (q, j) на А. плоской волны. Приёмную А. характеризуют допол­нит. параметры: эфф. площадь s_эфф (для линейных А.— действую­щая длина или высота), шу­мовая темп-pa Т_а, помехозащищён­ность. Бели бы вся мощность, попа­дающая на раскрыв А., поглощалась ею, то эфф. поверхность А.s_эфф рав­нялась бы геом. площади s_геом её раскрыва. Поскольку, однако, часть мощности рассеивается, а часть те­ряется (джоулевы потери), то s_эфф<s_геом. Теорема взаимности устанав­ливает однозначную связь между s_эфф

На    приёмную    А.    всегда,    кроме «полезного» сигнала, 'воздействуют шумы. Шумовая температура приём­ной А. Т_a вводится соотношением: (k/2p)T_a Dw=Р_вх, где Dw — полоса частот приёмника, Р_вх — мощность на входе приёмника. Величина Т_а обус­ловлена как собств. шумами самой А.: T^ш_а=(l-h)Т₀ (Т₀ — темп-pa матери­ала А.), так и внеш. радиоизлучением Земли T^з_а, атмосферы T^атм_а и косм. пр-ва T^косм_аT³_а= (0,6-0,8)T₀bh, где Т₀ — темп-pa почвы, b — доля мощ­ности, излучаемой в направлении на Землю. При b»0,2 и T₀=300 К вели­чина T^з_а~(30—40)К. Для миллимет­ровых волн Т^атм_а»Т₀, а в сантимет­ровом и метровом диапазонах Та™ меняется в безоблачную погоду от единиц до десятков К при направле­нии соотв. в зенит и на горизонт; во время облачности и осадков Га™ суще­ственно увеличивается. Темп-pa T_а^косм, связанная с распределением косм. радиоизлучения, растёт от 1 — 2К на сантиметровых волнах до десятков ты­сяч К на метровых и декаметровых вол­нах. Существенно повышается T^косм_а при попадании в диаграмму направ­ленности А. радиоизлучения Солнца и мощности дискретных косм. источ­ников.

Существенной для высокочувстви­тельных приёмных А. явл. помехоза­щищённость, достигаемая как за счёт снижения общего уровня боковых лепестков, так и за счёт создания т. н.

Рис.   13а.   Антенна  типа  «волновой  канал».

Рис.   136.   Логопериодическая   антенна.

 

адаптивных А., параметры к-рых автоматически изменяются в за­висимости от условий работы и «помеховой» обстановки.

Типы антенн. Огромный диапазон длин волн, излучаемых или прини­маемых А. (от десятков км до долей мм). и многообразие областей ис­пользования А. (связь, радиолокация, радиоастрономия, геология, медицина и др.) обусловили большое число ти­пов и конструкций А. На длинных, средних и коротких волнах исполь­зуются в осн. проволочные и виб­раторные А. и их совокупности, в ча­стности фазированные антенные ре­шётки (рис. 10) и «антенные поля», А. типа волновой канал (рис. 13а),

логопериодич. А. (рис. 13б), ромбич. А. и т. п. Плоская синфазная фази­рованная антенная решётка относится к поперечным А., излучающим в на­правлении, перпендикулярном плос­кости расположения вибраторов. В этом направлении волны, излучаемые вибраторами, питаемыми токами с оди­наковыми амплитудами и фазами, складываются синфазно, и туда излу­чается макс. энергия. Если разность фаз токов в соседних вибраторах по­степенно увеличивать вдоль к.-л. на­правления в плоскости решётки (что эквивалентно созданию бегущей вол­ны тока), то направление максимума диаграммы направленности будет по­ворачиваться. Этим пользуются для т. н. качания (сканирования) антен­ного луча в пр-ве. Другая разновид­ность вибраторных А.— продольные (линейные) А., максимально излучаю­щие в плоскости расположения вибра­торов (ромбич. А., логопериодич. А., А. типа волновой канал).

В ДВ и СВ А. обе ф-ции А.— созда­ние поля излучения и формирование диаграммы направленности, выполня­ют одни и те же элементы — вибра­торы. В А. СВЧ диапазона поле излу­чения по-прежнему создают вибра­торы, но диаграмма направленности формируется в результате суперпози­ции не только непосредственно полей вибраторов, но и полей, рассеянных на разл. структурах — зеркале, лин­зе, щели, отверстии рупора и т. д. В А. СВЧ диапазона можно выделить (условно) ряд типов: рупорные А., линзовые А., щелевые А., диэлектрич. А., зеркальные А., А. поверхностных волн, фазированные антенные решёт­ки, А. с искусств. апертурой, интер­ферометры, системы апертурного син­теза. Каждый из этих типов содержит множество разновидностей.

Весьма существенна форма диаграм­мы направленности. Напр., в кач-ве бортовых А. летат. аппаратов исполь­зуются слабонаправленные А. с ши­рокой диаграммой. В А. радиолокац. систем, предназначенных для обзора пр-ва и вращающихся (вокруг вертик. оси), диаграмма узкая в горизонт. плоскости и широкая в вертикальной, либо состоящая из множества узких лучей, сканирующих в пр-ве. Радио­астр. А. и А. косм. связи должны обладать чрезвычайно высокой на­правленностью для точного определе­ния координат объекта, что требует увеличения отношения D/l, и, следо­вательно, при данной К увеличения размеров А. Однако беспредельное наращивание размеров А. бесполезно, т. к. формирование узкой диаграммы и реализация большой эфф. площади приёма предъявляют жёсткие требо­вания к точности изготовления и со­хранения во времени поверхности А. Дисперсия А отклонений поверхности от заданной должна быть на порядок

27

 

 

Рис. 14а. Радиотелескоп с антенной переменного профиля РАТАН-600.

Рис. 14б. Антенна 100-м радиотелескопа в Бонне (ФРГ).

 

меньше X. Напр., А. 100 м полнопово­ротного радиотелескопа в Бонне (рис. 14б) для эфф. работы на волне l=3 см (l/D»3•10^-4) имеет погрешность из­готовления и сохранения поверхности зеркала D/D»10^-5 в условиях вет­ровых, тепловых и весовых деформа­ций. Для обеспечения этого исполь­зуют т. н. гомологич. принцип конст­руирования, когда при движении зер­кала с помощью управляемого ЭВМ перераспределения нагрузок сохра­няется заданная форма поверхности, но со смещённым фокусом, в к-рый автоматически перемещается облуча­тель. Другими наиб. радикальными способами повышения разрешающей способности приёмной А. явл. расчле­нение А. на отд. регулируемые эле­менты. Это имеет место в А. перем. профиля (см. Радиотелескоп, рис. 14а), перископич. А. (см. Зеркальные антенны), в фазиров. антенных решётках и при разнесении А., используемых в кач-ве элементов интерферометрич. систем и систем апертурного синтеза (см. ниже).

К особому классу относятся т. н. малошумящие А., примером к-рых может служить рупорно-параболич. А. (рис. 15). Расположенный в фокусе излучатель-рупор облучает часть параболоида, и энергия излу­чается в пр-во через апертуру, огра­ниченную металлич. зеркалом и ко­нусом, так что энергия облучателя попадает только на зеркало. Уровень боковых и задних лепестков диаг­раммы направленности такой А. весь­ма мал, а шумовая темп-pa порядка неск. К.

Характерная особенность совр. ан­тенной техники — использование А. с обработкой сигнала (цифровой, ана­логовой, пространственно-временной, методами когерентной и некогерент­ной оптики и т. д.). Если излучение принимается А., в к-рой токи от отд. излучателей или участков суммиру­ются в одном тракте, то обработка такого суммарного сигнала связана с потерей информации. В то же время в фазированных антенных решётках можно обрабатывать отдельно каж­дый принятый элементами или их совокупностью сигнал и затем под­вергать получ. сигналы дополнит. обработке.

А. с обработкой сигнала являются радиоастр. системы апертурного синтеза. Принцип апер­турного синтеза заключается в ис­пользовании ряда А., последова­тельно во времени или стационарно занимающих определ. положения. Их сигналы суммируются и перемножа­ются с разл. взаимными фазовыми соотношениями. В результате соот­ветствующей обработки на ЭВМ по­лучается информация, эквивалентная такой, как при использовании сплош­ной апертуры, значительно превос­ходящей апертуры отдельных А. При машинной обработке можно осущест­влять сканирование луча в пределах достаточно широкого лепестка от-

дельной А. и др. преобразования ди­аграммы.

Наиболее крупная система апертур­ного синтеза, расположенная в Шарлотсвилле (США), состоит из 27 по­движных полноповоротных 25-м параболич. А., перемещаемых по рельсо­вым путям на расстоянии до 21 км

Рис. 15. Схема рупорно-параболической ан­тенны.

в трёх направлениях, ориентирован­ных в виде буквы Y. Разрешение этой системы на волне l=11 см порядка 1". Перспективны глобальные наземные и косм. системы апертурного синтеза, объединённые через искусств. спутни­ки Земли. Чувствительность и раз­решение этих систем позволяют ис­следовать самые отдалённые объекты Вселенной.

• Айзенберг Г. 3., Ямпольский В. Г., Тершин О. Н., Антенны УКВ, ч. 1—2, М., 1977; Марков Г. Т., Сазонов Д. М., Антенны, 2 изд., М., 1975; Шифрин Я. С., Вопросы статис­тической теории антенн, М., 1970; Сканирую­щие антенные системы СВЧ, пер. с англ., под ред. Г. Т. Маркова и А. Ф. Чаплина, т. 1—3, М., 1966—71; Цейтлин Н. М., Антенная техника и радиоастрономия, М., 1976; Антенны. Современное состояние и проблемы, под ред. Л. Д. Бахраха и Д. И. Воскресенского, М., 1979.

М. А.  Миллер, Н. М. Цейтлин.

АНТЕННАЯ РЕШЕТКА (фазирован­ная антенная решётка), система элем. антенн (электрич. и магн. диполей), определ. образом сфазированных и расположенных. Наиболее распрост­ранены синфазные А. р. с параллель­ным и последовательным подключе-

28

 

 

нием элементов к линии передачи. Высокая направленность А. р. обус­ловлена интерференцией полей элем. антенн, хотя каждая из них может обладать широкой диаграммой на­правленности. Возможность независи­мого фазирования элем. антенн и изменения их фаз во времени позво­ляет управлять диаграммой направ­ленности, т. е. осуществлять «качание» луча. С помощью А. р. можно форми­ровать одновременно неск. лучей (многолучевая антенна). • См. лит. и рисунки при ст. Антенна. М. А. Миллер.

АНТИБАРИОНЫ, элем. ч-цы, являю­щиеся античастицами по отношению к барионам.

АНТИВЕЩЕСТВО, материя, постро­енная из античастиц. Ядра атомов в-ва состоят из протонов и нейтронов, а эл-ны образуют оболочки атомов. В А. ядра состоят из антипротонов и антинейтронов, а место эл-нов в их оболочках занимают позитроны.

Согласно совр. теории, яд. силы, обусловливающие устойчивость ат. ядер, и эл.-магн. и обменные силы, благодаря к-рым существуют устойчи­вые конфигурации эл-нов в атомах и молекулах, одинаковы для ч-ц и анти­частиц. Поэтому вся иерархия строе­ния в-ва из ч-ц должна быть осущест­вима и для А. В 1965 впервые было экспериментально доказано, что из античастиц могут строиться комплек­сы того же типа, что и из ч-ц. Группа физиков под руководством амер. фи­зика Л. Ледермана получила на уско­рителе и зарегистрировала первое антиядро — антидейтрон (связ. сос­тояние антипротона и антинейтрона). В 1969 в экспериментах на ускорителе протонов с энергией 70 ГэВ (Серпу­хов) сов. физики (руководитель Ю. Д. Прокошкин) зарегистрировали ядра антигелия-3; в 1974 были заре­гистрированы ядра антитрития. Сколь­ко-нибудь существ. скоплений А. во Вселенной пока не обнаружено, од­нако важный для астрофизики и кос­мологии вопрос о распространённости А. во Вселенной остаётся открытым.

АНТИЗАПИРАЮЩИЙ КОНТАКТ, контакт полупроводник — металл, вблизи к-рого в ПП есть слой, обога­щённый осн. носителями заряда. А. к. реализуется, если работа выхода полу­проводника n-типа превышает работу выхода металла (или меньше в случае полупроводника p-типа). При про­хождении тока через А. к. происходит инжекция осн. носителей в ПП.

АНТИКВАРК (q^, q^-), античастица по отношению к кварку.

АНТИНЕЙТРИНО (v^, v^-), античас­тица по отношению к нейтрино.

АНТИНЕЙТРОН (n^, n^-), античасти­ца по отношению к нейтрону; открыт в 1956 Б. Корком, Г. Ламбертсоном, О. Пиччони и В. Венцелем (США) в опытах по рассеянию пучка антипро­тонов. Сталкиваясь с ядрами мишени, антипротон может отдать свой отри-

цат. заряд одному из протонов ядра (или приобрести от него положитель­ный). При этом образуется пара нейт­рон — А. Подтверждением образования А. явл. его последующая аннигиляция с нейтроном или протоном др. ядра (при аннигиляции возникает неск. заряж. ч-ц, следы к-рых выходят из одной точки).

АНТИПОДЫ ОПТИЧЕСКИЕ, см. Оптически активные вещества.

АНТИПРОТОН (р^, p^-), стабильная элем. ч-ца, античастица по отноше­нию к протону. Массы и спины А. и протона равны, а электрич. заряды и магн. моменты одинаковы по абс. значению, но противоположны по зна­ку. Экспериментально открыт в 1955 О. Чемберленом, Э. Сегре, К. Вигандом и Т. Ипсилантисом в Беркли (США) на ускорителе протонов с макс.

Рис. 1. Схема опыта по рождению антипро­тонов: П — пучок протонов из ускорителя; Т — мишень из меди, в к-рой рождаются антипротоны; M₁, M₂ — магниты, отклоняю­щие отрицательно заряж. ч-цы по направлению к счётчикам; C₁, С₂ — черенковские счётчики.

 

энергией в 6,3 ГэВ. Согласно закону сохранения числа барионов, А. может родиться только в паре с протоном (или с нейтроном, если позволяет за­кон сохранения электрич. заряда). Пороговая (наименьшая) энергия для рождения пары протон — А. при столк­новении двух свободных протонов в системе, в к-рой один из протонов до соударения покоится, составляет 6,6 ГэВ, а при столкновении протона с протоном или нейтроном, связанным в ат. ядре,— ок. 4 ГэВ. Поэтому при

Рис. 2. Микрофотография аннигиляции ан­типротона (р^), зарегистрированной в фото­эмульсии. В результате аннигиляции р^ с нуклоном одного из ядер фотоэмульсии обра­зовалось пять заряж. p-мезонов, а ядро раз­валилось на неск. осколков. Для двух p-мезонов установлены знаки электрич. зарядов: p--мезон поглотился ядром фотоэмульсии и расщепил его; p⁺-мезон претерпел последоват. распад: p⁺®m⁺ +v_m, m⁺® е⁺+v_e +v^_m, где m⁺ — положит. мюон, е⁺ — позитрон

(v_m,v_e,v^_m не регистрируются фотоэмуль­сией).

 

энергии ускоренных протонов в 6,3 ГэВ следовало ожидать образования А. В опыте Чемберлена и др. А. рож­далось при столкновениях протонов от ускорителя с мишенью из меди (рис. 1). Система отклоняющих маг­нитов отбирала отрицательно заряж. ч-цы, подавляющее большинство к-рых было p^--мезонами. Отличить А. от др. отрицательно заряж. ч-ц можно было по величине массы. Для этого определяли импульс ч-цы (по её от­клонению в магн. поле) и её скорость (с помощью черенковского счётчика). В экспериментах наблюдалась и др. особенность поведения А.— их анни­гиляция в столкновениях с прото­нами и нейтронами ядер в-ва. В ре­зультате аннигиляции А. рождалось в среднем 4—5 p-мезонов (рис. 2). На совр. ускорителях получают пучки А. с интенсивностью до 10⁶ ч-ц. Планируется создание встречных пуч­ков протон-А. на энергию 200—400 ГэВ для каждого пучка.

В. П. Павлов.

АНТИСЕГНЕТОЭЛЕКТРИК, термин, часто применяемый к кристаллам, к-рые, не являясь сегнетоэлектрика­ми, обладают фазовым переходом, сопровождающимся заметной аномаль­ной температурной зависимостью ди­электрической проницаемости и не­однозначной зависимостью электрич. поляризации (см. Диэлектрики) от напряжённости электрич. поля в об­ласти достаточно больших полей (двой­ные петли гистерезиса). Первоначаль­но понятие А. было введено (по ана­логии с понятием антиферромагне­тика) для обозначения кристаллов, имеющих в отсутствии поля упорядоч. расположение электрич. диполей, но нулевую поляризацию. Однако такая аналогия оказалась неплодот­ворной, т. к. электрич. структурой, в отличие от магнитной, обладают все кристаллы, и в этом смысле лю­бой кристалл, не обладающий спон­танной поляризацией (т. е. не являю­щийся пироэлектриком или сегнето­электриком), может быть отнесён к А.

• См. лит. при ст. Сегнетоэлектрики.

АНТИФЕРРОМАГНЕТИЗМ, магнито-упорядоченное состояние в-ва, ха­рактеризующееся тем, что магнитные моменты соседних ч-ц в-ва — ат. но­сителей магнетизма ориентированы навстречу друг другу (антипараллель­но), и поэтому намагниченность тела в целом в отсутствии магн. поля равна нулю. Этим А. отличается от ферро­магнетизма, при к-ром одинаковая ориентация всех ат. магн. моментов приводит к высокой намагниченности тела.

До нач. 30-х гг. 20 в. по магн. св-вам все в-ва делили на три груп­пы: диамагнетики, парамагнетики и ферромагнетики. У большинства па­рамагнетиков магнитная восприимчи­вость к растёт с понижением темп-ры

29

 

 

Т обратно пропорц. Т (Кюри за­кон, см. кривую а на рис. 1). В 20 — 30-х гг. были обнаружены соедине­ния (окислы и хлориды Mn, Fe, Co, Ni), обладающие иным видом зависи­мости c(T). У этих соединений на кривых c(Т) наблюдались максимумы (рис. 1, кривые бв и бг). Кроме того, ниже темп-ры максимума была обна­ружена сильная зависимость к от ориентации кристалла в магн. поле. Если поле направлено, напр., вдоль гл. кристаллографич. оси, то значе­ние c вдоль этого направления (c_║) убывает, стремясь к нулю при Т®0К. В направлениях, перпендикулярных этой оси, значение c_┴ не зависит от темп-ры (кривая д на рис. 1). На кри­вых температурной зависимости уд. теплоёмкости этих в-в также были обнаружены острые максимумы. Эти эксперим. факты указывали на пере­стройку внутр. структуры в-ва при определ. темп-ре.

В 1930-х гг. Л. Д. Ландау и франц. физик Л. Неель объяснили указан­ные выше аномалии переходом пара­магнетика в новое состояние, назван­ное антиферромагнитным. У парамаг­нетиков при высоких темп-pax бла­годаря интенсивному тепловому дви­жению направление магн. моментов атомов (ионов) непрерывно беспоря­дочно меняется. Поэтому среднее по времени значение магн. момента <m^® каждого магн. иона в в-ве в отсутст­вии внеш. поля оказывается равным нулю. Ниже нек-рой темп-ры Т_N (темп-ры Нееля), к-рой соответствует максимум на кривой c(T), силы об­менного взаимодействия между магн. моментами соседних ионов оказыва­ются сильнее, чем разупорядочивающее действие теплового движения. В результате ср. магн. момент каж­дого иона становится отличным от нуля и принимает определ. значение и направление, в в-ве возникает магн. упорядочение (см. Ферромагнетизм), Антиферромагн. упорядочение харак­теризуется тем, что ср. магн. моменты всех (или большей части) ближайших соседей любого иона направлены на­встречу его собств. магн. моменту. Для этого обменное вз-ствие должно быть отрицательным (при ферромагне­тизме обменное вз-ствие положительно и все магн. моменты направлены в од­ну сторону). В каждом антиферромаг­нетике устанавливается определ. по­рядок чередования магн. моментов (рис. 2, в и б).

Порядок чередования магн. момен­тов вместе с их направлением относи­тельно кристаллографич. осей опреде­ляет антиферромагн. структуру в-ва (её изучают гл. обр. методами нейтро­нографии). Такую структуру можно представить как систему вставленных друг в друга пространств. решёток магн. ионов (подрешёток магнитных),

Рис. 1. Температурная зависимость магн. восприимчивости c: а — для парамагнетика, не претерпевающего перехода в упорядочен­ное состояние вплоть до самых низких темп-р (c=С/Т, где С — константа); б — для па­рамагнетика, переходящего в антиферромагн. состояние при Т=Т_N (q<0 — константа в-ва); в — для поликристаллич антиферро­магнетика; г — для монокристаллич. анти-ферромагнетика вдоль оси лёгкого намагни­чивания (c_║ ); д — для монокристаллич. антиферромагнетика в направлениях, пер­пендикулярных оси лёгкого намагничива­ния (c_┴).

Рис. 2. Магнитная структура: а — кубич. антиферромагнетика МnО (период а_m магн. структуры в два раза больше периода а₀ кристаллич. структуры); б — тетрагональ­ного антиферромагнетика MnF₂ (или CoF₂). Узлы с одинаковым направлением магн. моментов образуют пространственную магн. подрешётку.

 

в узлах каждой из к-рых находятся параллельные друг другу магн. мо­менты. В антиферромагнетике каж­дая подрешётка состоит из магн. ионов одного сорта. Суммарные магн. моменты подрешёток компенсируются, поэтому антиферромагнетик в целом в отсутствии внеш. поля не имеет результирующего магн. момента. Под действием внеш. магн. поля антифер­ромагнетики подобно парамагнети­кам приобретают слабую намагничен­ность. Для магн. восприимчивости c антиферромагнетиков типичны зна­чения 10^-4 — 10^-6.

За создание антиферромагн. поряд­ка и определ. ориентацию магн. мо­ментов ионов относительно кристалло­графич. осей ответственны два рода сил: за порядок — силы обменного вз-ствия (электрич. природы), за ори­ентацию — силы магнитной анизот­ропии. В А. обменные силы стремятся установить каждую пару соседних магн. моментов строго антипараллель­но. Но они не могут предопределить направление магн. моментов подрешё­ток относительно кристаллографич. осей. Направление магнитных мо­ментов в кристалле наз. осью А. или по аналогии с ферромагнетиками — осью лёгкого намагничивания и опреде­ляется силами магнитной анизотропии.

В соответствии с этими двумя ти­пами сил при теор. описании А. вводят два эфф. магн. поля: обменное поле H_E и поле анизотропии H_A. Представление о том, что в антифер­ромагнетике действуют два эфф. магн. поля, позволяет объяснить мн. св-ва, в частности поведение антиферромаг­нетика в переменных внеш. магн. по­лях (см. Антиферромагнитный резо­нанс).

Переход из парамагн. состояния в антиферромагнитное при темп-ре Нее­ля Т_N представляет собой фазовый переход II рода. Особенность этого перехода состоит в плавном (без скач­ка), но очень крутом нарастании ср. значения магн. момента каждого иона вблизи T_N (рис. 3). Этим объясняются указанные выше аномалии вблизи Т_n — возрастание уд. теплоёмкости, коэффициента теплового расширения, модулей упругости и ряда др. величин.

В сильных магн. полях при T<T_N наблюдаются магн. фазовые переходы. В простейшем двухподрешёточном ан­тиферромагнетике с одной осью лёг­кого намагничивания (ОЛН) первый переход происходит в магн. поле H_c1=Ö2Н_AН_E, приложенном вдоль ОЛН. В этом поле направление на­магниченности подрешёток скачком изменяется на 90° относительно на­правления ОЛН и приложенного поля (переход в спин-флоп фазу). Второй фазовый переход происходит в поле Н_c2=2Н_E; при переходе направле­ния намагниченности подрешёток ста­новятся параллельными друг другу и совпадают с направлением прило­женного поля.

30

 

 

Рис. 3. Температурная зависимость ср. зна­чения магн. момента <m^~ иона в каждом узле подрешётки; m₀ — собств. магн. момент иона.

 

Изучение А. внесло существ. вклад в развитие совр. представлений о фи­зике магн. явлений. Открыты новые типы магн. структур: слабый ферро­магнетизм, геликоидальные струк­туры и др. (см. Магнитная струк­тура атомная); обнаружены новые явления: пьезомагнетизм, магнето-электрический эффект; расширены представления об обменном и др. ти­пах вз-ствия в магнетиках.

• Боровик-Романов А. С., Анти­ферромагнетизм, в кн.: Антиферромагнетизм и ферриты, М., 1962 (Итоги науки. Физ.-матем. науки, т. 4); Редкоземельные ферромаг­нетики и антиферромагнетики, М., 1965: Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971.

А. С. Боровик-Романов.

АНТИФЕРРОМАГНЕТИК, вещество, в к-ром установился антпферромагн. порядок магн. моментов атомов или ионов (см. Антиферромагнетизм). Обычно в-во становится А. ниже определ. темп-ры Т_N (см. Нееля точка) и остаётся А. вплоть до T=0К. Из эле­ментов к А. относятся: тв. кислород {a-модификация при T<24 К), хром — А. с геликоидальной структурой (T_N=310К), a-марганец (T_N=100К), а также ряд редкозем. металлов (с T_N от 60К у Tu до 230К у Tb). В по­следних обычно наблюдаются слож­ные антиферромагн. структуры в тем­пературной области между T_N и

Табл. 1. СВОЙСТВА РЕДКОЗЕМЕЛЬНЫХ ЭЛЕМЕНТОВ— АНТИФЕРРОМАГНЕТИКОВ

Табл.  2. ТЕМПЕРАТУРА НЕЕЛЯ ДЛЯ НЕКОТОРЫХ ПРОСТЫХ АНТИФЕРРОМАГНЕТИКОВ

нек-рой темп-рой T₁ (0K<T₁<T_N); ниже Т₁ они становятся ферромагне­тиками.

Число известных хим. соединений, к-рые становятся А. при определ. темп-pax, приближается к тысяче.

Большая часть А. обладает низкими значениями T_N. Для всех гидратиров. солей T_N£10К, напр. T_N=4,31 К у CuCl₂•2Н₂O. Кроме электронных А. существует по крайней мере один яд. А.— твёрдый ³Не (T_N~0,001К).

• Таблицы физических величин. Справоч­ник, под ред. И. К. Кикоина, М., 1976. См. также лит. при ст. Антиферромагнетизм.

А. С. Боровик-Романов.

АНТИФЕРРОМАГНИТНАЯ ТОЧКА КЮРИ, см. Нееля точка.

АНТИФЕРРОМАГНИТНЫЙ РЕЗО­НАНС, избирательное поглощение энергии зл.-магн. волн, проходящих че­рез антиферромагнетик, при определён­ных (резонансных) значениях частоты w и напряжённости Н₀ приложенного магн. поля. А. р.— разновидность электронного магнитного резонанса. При А. р. возбуждаются резонансные взаимно связанные колебания век­торов намагниченности магн. подрешёток антиферромагнетика как относи­тельно друг друга, так и относительно направления Н (см. Антиферромаг­нетизм). Частота этих колебаний оп­ределяется величиной эфф. магн. по­лей, действующих на магн. моменты подрешёток: Н_E — эфф. поля обмен­ного вз-ствия подрешёток, Н_А — поля магнитной анизотропии, а также Н₀ — внеш. статич. магн. поля. Вид зави­симости со от эфф. магн. полей в анти­ферромагнетиках сложен и разли­чается для кристаллов разной струк­туры. Как правило, одному значению Н₀ соответствуют две частоты А. р., к-рые лежат в интервале 10—1000 ГГц. Изучение А. р. позволяет определить значения эфф. магн. полей в антифер­ромагнетике. А. С. Боровик-Романов.

АНТИЧАСТИЦЫ, совокупность элем. частиц, имеющих те же значения масс и прочих физ. хар-к, что и их «двойники» — ч-цы, но отличающихся от них знаком нек-рых хар-к вз-ствий (напр., электрич. заряда, магн. мо­мента). Название «ч-ца» и «А.» в из­вестной мере условны: можно было бы называть антиэлектрон (положительно заряж. эл-н) ч-цей, а эл-н — А. Од­нако атомы в-ва в наблюдаемой части Вселенной содержат эл-ны с отрицат. зарядом, а протоны — с положитель­ным. Поэтому для известных к нач. 20-х гг. 20 в. элем. ч-ц — эл-на и протона (и позднее нейтрона) было принято название «частица».

Вывод о существовании А. впервые был сделан в 1931 англ. физиком П. Дираком. Он вывел релятив. квант. ур-ние для эл-на (Дирака уравнение), к-рое оказалось симмет­ричным относительно знака электрич. заряда: наряду с отрицательно заряж. эл-ном оно описывало положительно заряж. ч-цу той же массы — анти­электрон. Согласно теории Дирака, столкновение ч-цы и А. должно при-

водить к их аннигиляции — исчезно­вению этой пары, в результате чего рождаются две или более других ч-ц, напр. фотоны.

В 1932 антиэлектроны были экспе­риментально обнаружены амер. фи­зиком К. Андерсоном. Он фотографи­ровал ливни, образованные космиче­скими лучами в камере Вильсона, по­мещённой в магн. поле. Заряж. ч-ца движется в магн. поле по дуге окруж­ности, причём ч-цы с зарядами раз­ных знаков отклоняются полем в про­тивоположные стороны. Наряду с хо­рошо известными тогда следами быст­рых эл-нов Андерсон обнаружил на фотографиях совершенно такие же по внеш. виду следы положительно заряж. ч-ц той же массы. Эти ч-цы были названы позитронами. Откры­тие позитрона явилось блестящим под­тверждением теории Дирака. С этого времени начались поиски других А.

В 1936 также в косм. лучах были об­наружены отрицат. и положит. мюоны (m^- и m⁺), являющиеся ч-цей и А. по отношению друг к другу. В 1947 было установлено, что мюоны косм. лучей возникают в результате распада не­сколько более тяжёлых ч-ц — пи-мезонов (p^-, p⁺). В 1955 в опытах на ускорителе были зарегистрированы первые антипротоны. Физ. процес­сом, в результате к-рого образовались антипротоны, было рождение пары протон — антипротон. Несколько позже были открыты антинейтроны. К 1981 экспериментально обнаружены А. практически всех известных элем. ч-ц.

Общие принципы квантовой теории поля позволяют сделать ряд глубоких выводов о св-вах ч-ц и А.: масса, спин, изотопический спин, время жиз­ни ч-цы и её А. должны быть одина­ковыми (в частности, стабильным ч-цам отвечают стабильные А.); одина­ковыми по величине, но противопо­ложными по знаку должны быть не только электрич. заряды (и магн. моменты) ч-цы и А., но и все осталь­ные квант. числа, к-рые приписы­ваются ч-цам для описания законо­мерностей их вз-ствий: барионный за­ряд, лептонный заряд, странность, «очарование» и др. Ч-ца, у к-рой все хар-ки, отличающие её от А., равны нулю, наз. истинно нейтральной; ч-ца и А. таких ч-ц тождественны. К ним относятся, напр., фотон, p⁰- и h-мезоны, J/y- и Y-частицы.

До 1956 считалось, что имеется полная симметрия между ч-цами и А. Это означает, что если возможен к.-л. процесс между ч-цами, то дол­жен существовать точно такой же процесс и между А. В 1956 было об­наружено, что такая симметрия име­ется только в сильном и эл.-магн. вз-ствии. В слабом вз-ствии было от­крыто нарушение симметрии частица-А. (см. Зарядовое сопряжение).

31

 

 

Из А. в принципе может быть пост­роено антивещество точно таким же образом, как в-во из ч-ц. Однако воз­можность аннигиляции при встрече с ч-цами не позволяет А. сколько-нибудь длит. время существовать в в-ве. А. могут долго «жить» только при условии полного отсутствия контакта с ч-цами в-ва. Свидетельством о на­личии антивещества где-нибудь «вбли­зи» от Вселенной было бы мощное аннигиляц. излучение, приходящее на Землю из области соприкосновения в-ва и антивещества. Но пока астро­физике не известны данные, к-рые говорили бы о существовании во Все­ленной областей, заполненных анти­веществом.

• Форд К., Мир элементарных частиц, пер. с англ., М., 1965.

В. П. Павлов.

АПЕРТУРА (от лат. apertura — отвер­стие), действующее отверстие оптич. си­стемы, определяемое размерами линз, зеркал или диафрагмами. Угло­вая А.— угол a между крайними

лучами конич. светового пучка, вхо­дящего в систему (рис.). Число­вая А. равна n•sin (a/2), где n — показатель преломления среды, в к-рой находится объект. Освещённость изображения пропорц. квадрату чис­ловой А. Разрешающая способность прибора пропорц. А. Т. к. числовая А. пропорц. n, то для её увеличения рассматриваемые предметы часто по­мещают в жидкость с большим n (т. н. иммерсионную жидкость, см. Иммер­сионная система).

АПЕРТУРНАЯ ДИАФРАГМА, см. Диафрагма в оптике.

АПЛАНАТ (от греч. aplanetos — не отклоняющийся, безошибочный), фотогр. объектив с оптич. системой из двух симметрично расположенных от­носительно диафрагмы ахроматич. линз (рис.). А. исправлен в отношении сферической аберрации, хроматической аберрации и дисторсии, но в нём не устранён, хотя и значительно ослаб-

Принципиальная  оп­тич.   схема апланата.

 

лен, астигматизм. Вследствие прос­тоты конструкции, нетребовательности к точности сборки А. широко приме­нялись как универс. объективы с от­носит. отверстием от 1 : 8 (для порт­ретных и групповых снимков) до 1 : 16. С появлением анастигматов А. утратили своё значение и выпуска­ются в небольшом кол-ве.

АПОДИЗАЦИЯ, действие над оптич. системой, приводящее к изменению распределения интенсивности в дифракц. изображении светящейся точки. Свободная от аберраций оптич. сис­тема даёт изображение точки в виде ряда концентрических тёмных и свет­лых колец. Создавая с помощью фильт­ра соответствующее распределение ам­плитуд и фаз на зрачке оптич. системы, искусственно ослабляют волну на пе­риферийных участках, устраняя бли­жайшие к центру один-два светлых кольца.

В спектроскопии А. облегчает об­наружение сателлитов спектр. линий, в астрономии — разрешение двойных звёзд с сильно различающейся види­мой яркостью.

• Марешаль А., Франсон М., Структура оптического изображения, пер. с франц., М., 1964.

Г. Г. Слюсарев.

АПОСТИЛЬБ (от греч. apostilbo — сверкаю, сияю) (асб, asb), устаревшая ед. яркости освещённой поверхности; 1 асб=0,318 кд/м²=10^-4 ламберт=(1/p)•10^-4 стильб.

АПОХРОМАТ (от греч. аро- — при­ставка, означающая здесь уменьше­ние, и chroma — цвет), объектив, в к-ром исправлены сферическая абер­рация и сферохроматич. аберрация, а остаточная хроматическая аберрация меньше, чем у ахроматов. Это умень­шение достигается применением спец. сортов стекла и нек-рых кристаллов (напр., флюорита), а также введе­нием в оптич. систему зеркал. Различ­ные конструкции линзовых и зеркаль­но-линзовых А. применяются как астр., микроскопич. и фотогр. объек­тивы.

АППАРАТНАЯ ФУНКЦИЯ, хар-ка линейного измерит. устройства, к-рая устанавливает связь измеренной вели­чины на выходе устройства с истин­ным значением этой величины на его входе. Наиболее часто с помощью А. ф. характеризуют спектрометр. Математически А. ф. определяется

из    ур-ния:

где f(x) — измеренное распределение физ. величины, jf(x) — истинное рас­пределение, а(х) — А. ф. С помощью этого интегр. ур-ния во всех реально встречающихся на практике случаях может быть решена обратная задача, т. е. по известному измеренному рас­пределению f(х) и известной А. ф. а (х) может быть найдено истинное рас­пределение j(х). А. ф. может быть рассчитана теоретически по извест­ным параметрам измерит, устройства, напр. для оптич. спектрометра А. ф. рассчитывается по оптич. параметрам диспергирующего элемента, коллиматорного зеркала и щели. А. ф. для оптич. спектрометра может быть оп­ределена и экспериментально, путём освещения входной щели строго монохроматич. светом частоты v. При перестройке спектрометра по частоте

в окрестности этого значения частоты на выходе спектрометра измеряют распределение светового потока по частотам, к-рое и будет А. ф. (Под­робнее об А. ф. спектрометров см. в ст. Спектральные приборы.)

А.ф. оптического при­бора, создающего изображение (фотоаппарат, телескоп, микроскоп и др.), описывает распределение осве­щённости в создаваемом прибором изображении бесконечно малого (то­чечного) источника излучения. Иде­альный оптич. прибор, по определе­нию, изображает точечный источник излучения в виде точки j(х, у); его А. ф. везде, кроме этой точки, равна нулю. Реальные оптич. приборы изоб­ражают точку в виде пятна рассеян­ной энергии; А.ф. таких приборов не. равна нулю в области кон. размеров f(х, у). Величина этой области и вид А. ф. для разл. приборов различны. В безаберрац. приборах величина А. ф. определяется дифракцией света и может быть рассчитана для разных форм апертурной диафрагмы. Угл. размеры области, в к-рой А. ф. от­лична от нуля, по порядку величины равны l/D, где l — длина волны, D — размер входного зрачка. Абер­рации и дефекты изготовления оптич. деталей приводят к дополнит. расши­рению области, в к-рой А.ф. отлична от нуля. Площадь кон. размеров f(x, у), к-рую занимает изображение точечного источника реальным прибо­ром, и явл. в этом случае А. ф. этого оптич. прибора а(х, у). Расчёт А.ф. при наличии аберраций очень сложен и практически не всегда возможен. Поэтому А. ф. часто определяют эксперим. путём. А. ф. позволяет оце­нить разрешающую способность оп­тич. приборов: чем шире А. ф. (см. рис. 1 в ст. Спектральные приборы), тем хуже разрешение (меньше разре­шающая способность).

• Xаркевич А. А., Спектры и анализ, Избр. труды, т. 2, М., 1973; Раутиан С.Г., Реальные спектральные приборы, «УФН», 1958, т. 66, в. 3, с. 475.

О. Д. Дмитриевский.

АРЕОМЕТР (от греч. araios — неплот­ный, жидкий и metreo— измеряю), прибор для измерений плотности жид­костей и тв. тел, основанный на Ар­химеда законе. По объёму вытесненной жидкости и массе плавающего в ней А. можно определить плот­ность исследуемой жидко­сти. Применяются А. пост. массы (более распростра­нённые) и А. пост. объё­ма. К А. пост. массы от­носятся денсиметры (рис. 1), шкалы к-рых гра­дуируются в ед. плотности. При измерениях плотности А. пост. объёма (рис. 2), изме­няя массу А., достигают его погруже­ния до определ. метки.

Рис. 1. Денсиметр: 1 — бал­ласт; 2 — связующее в-во; 3 — шкала плотности; 4 — встроен­ный термометр.

32

 

 

Плотность определяется по массе гирь и А. и объёму вытесненной им жидкости.

Рис. 2. Ареометр пост. объёма: 1 — балласт; 2 — связующее в-во; 3 — тарелка для гирь; 4 — метка, указывающая необ­ходимую глубину погружения.

 

А. пост. объёма можно использовать для измерения  плотности  тв.   тел. • Измерение   массы,   объема   и   плотности, М.,   1972.

«АРОМАТ» кварка, характеристика типа кварка (d, u, s, с, b), включающая всю совокупность квант. чисел — злектрич. заряд, странность, «оча­рование» и т. д. (за исключением «цвета»), отличающих один тип квар­ка от другого. Часто «А.» рассматри­вают как спец. квант. число, опреде­ляющее тип кварка.

АРСЕНИД ГАЛЛИЯ, синтетич. моно­кристалл, GaAs, прямозонный полу­проводник. Точечная группа симмет­рии 43m, плотн. 5,31 г/см³, Т_пл=1238°С, в вакууме диссоциирует при 850°С, мол. м. 144,63, тв. по шкале Мооса 4,5. Прозрачен в ИК области (l от 1 до 12 мкм). Оптически анизотропен для

l=8 мкм, коэфф. преломления n=3,34; обладает высо­кой теплопроводностью, пьезоэлектрич., магнитооптич. и электрооптич. св-вами. Применяется как материал для полупроводниковых лазеров, диодов Гана, туннельных диодов и др. полу­проводниковых приборов. • Справочник по лазерной технике, К., 1978.

АРХИМЕДА ЗАКОН, закон статики жидкостей и газов, согласно к-рому на всякое тело, погружённое в жид­кость (или газ), действует со стороны этой жидкости (газа) выталкивающая сила, равная весу вытесненной телом жидкости (газа), направленная по вертикали вверх и приложенная к центру тяжести вытесненного объёма. Открыт др.-греч. учёным Архимедом (Archimedes; 3 в. до н. э.). Выталки­вающую силу наз. также архимедовой или гидростатичес­кой подъёмной си­лой. Давление, дей­ствующее на по­гружённое в жидкость тело, увеличи­вается с глубиной погружения, по­этому сила давления жидкости на ниж. элементы поверхности тела боль­ше, чем на верхние. В результате сло­жения всех сил, действующих на каждый элемент поверхности, полу­чается равнодействующая F, направ­ленная по вертикали вверх (рис.). Если же тело плотно лежит на дне, то давление жидкости только сильнее прижимает  его  ко  дну.

Если вес тела Р меньше выталки­вающей силы, тело всплывает на по­верхность жидкости до тех пор, пока вес вытесненной погружённой частью тела жидкости не станет равным весу тела. Если вес тела больше выталки­вающей силы, тело тонет; если же вес тела равен ей, тело плавает внутри жидкости.

А. з.— основа теории плавания тел в жидкостях и газах.

АРХИМЕДА ЧИСЛО, подобия крите­рий двух гидродинамич. или тепло­вых явлений, при к-рых определяю­щими явл. выталкивающая (архиме­дова) сила (см. Архимеда закон) и сила вязкости.

где l — характерный линейный раз­мер, v — коэфф. кинематич. вязкости, r и r₁ — плотность среды в двух точ­ках, g — ускорение силы тяжести.

Если изменение плотности вызвано изменением темп-ры DT, то (r-r₁)/r₁= bDT, где b — коэфф. объёмного расширения, и А. ч. превращается в Грасгофа число.

АРХИТЕКТУРНАЯ АКУСТИКА (аку­стика помещений), раздел акустики, в к-ром изучается распространение звук. волн в помещении, отражение и поглощение их поверхностями, влия­ние отражённых волн на слышимость речи и музыки. Цель исследований — создание методов проектирования за­лов (театральных, концертных, лек­ционных, радиостудий и т. п.) с хо­рошими условиями слышимости.

В закрытых помещениях слушатель воспринимает, кроме прямого звука, ещё и слитный ряд быстро следующих друг за другом его повторений, обус­ловленных многократными постепенно затухающими отражениями,— т. н. ре­верберацию. Длительность послезвучания (т. н. время реверберации) — главный признак акустич. кач-ва по­мещения. При чрезмерно медленном затухании речь и быстрая последова­тельность звуков в музыке смазы­ваются, при короткой реверберации голос звучит глухо, а музыкальное звучание теряет слитность и объём­ность. Оптим. условия различны не только для речи и музыки, но и для музыкальных произведений разного хар-ра. Неодинаковая слышимость в разных местах зала объясняется тем, что самые ранние сильные отражения приходят к ним с разл. запаздыва­нием.

Акустич. св-ва помещения опреде­ляются его архитектурой — размера­ми, формой, положением отражающих поверхностей, их обработкой погло­тителями. Слышимость в залах может быть улучшена с помощью электро-акустич. систем усиления и искусств. реверберации.

В А. а. пользуются как методами волн. теории, так и методами геометрической акустики. Акустич. испыта­ния помещений состоят в определении равномерности распространения зву­ка в пр-ве и в исследовании затуха­ния послезвучания во времени. На­ряду с испытаниями залов в натуре всё большее распространение приобре­тает изучение их св-в на малых моде­лях.

• Ганус К., Архитектурная акустика, пер. с нем., М., 1963; Качерович А. Н.,. Акустика зрительного зала, М., 1968.

Г. А. Гольдберг.

АСИМПТОТИЧЕСКАЯ СВОБОДА,   в квантовой теории поля — св-во нек-рых моделей вз-ствия полей, выражаю­щееся в том, что эффективный заряд (параметр, характеризующий силу вз-ствия полей) с уменьшением рас­стояния до него стремится к нулю. Наиболее важным примером теории с А. с. явл. квантовая хромодинамика, описывающая сильное вз-ствие квар­ков и глюонов; в процессах с большой передачей импульса эти ч-цы можно приближённо рассматривать как сво­бодные ч-цы (см. Партоны) и исполь­зовать при расчётах теорию возму­щений.

А. В. Ефремов,

АСТЕРИЗМ (от греч. aster — звезда), размытие в определ. направлениях днфракц. пятен на лауэграммах. Вследствие А. на лауэграммах по­являются штрихи или «хвосты» разл. длины, расходящие­ся от центра, что придаёт дифракц. картине звездооб­разный вид (рис.).

А.— следствие де­формации кристал­ла, в процессе кото­рой он разбивается на отд. участки (фрагменты) разме­ром 1—0,1 мкм, слег­ка повёрнутые друг относительно дру­га вокруг нек-рых определ. кристаллографич. направле­ний. С увеличением деформаций «хвос­ты» удлиняются, по их направлению и величине растяжения можно судить о кол-ве, форме и размерах фрагмен­тов и исследовать хар-р протекания деформаций (см. Рентгенография ма­териалов).

А. наз. также явление, наблюдае­мое при рассматривании удалённого источника света через нек-рые крис­таллы: вокруг источника света обра­зуются звездообразно расположенные светлые полосы, обусловленные рас­сеянием света тончайшими иглообраз­ными кристалликами др. в-ва, напр. рутила (TiO₂), врастающего в определ. направлениях в кристалл (рубин, сап­фир и т. д.).

АСТИГМАТИЗМ (от греч. а — отрицат. ч-ца и stigme — точка), одна из аберраций оптических систем: А. про­является в том, что сферич. волн.

 

33

 

 

поверхность при прохождении оптич. систем может деформироваться, и тогда изображение точки, не лежащей на гл. оптич. оси системы, представляет собой уже не точку, а две взаимно перпендикулярные линии, располо­женные в разных плоскостях на нек-ром расстоянии друг от друга. Изоб­ражения точки в промежуточных меж­ду этими плоскостями сечениях имеют вид эллипсов; одно из них имеет форму круга (рис.). А. обусловлен

Световой пучок, прошедший через оптич. систему, обладающую астигматизмом. Вни­зу показаны сечения пучка плоскостями, перпендикулярными оптич. оси системы.

 

неодинаковостью кривизны оптич. по­верхности в разных плоскостях сече­ния падающего на неё светового пучка. А. возникает либо вследствие асим­метрии оптич. системы, напр. в цилиндрич. линзах, либо — в обычных сферич. линзах — при падении пучка лучей под большим углом к оптич. оси линзы. А. может быть исправлен таким подбором линз, чтобы одна компенсировала А. другой. Такие системы наз. анастигматами. А. мо­жет обладать также человеческий глаз (см. Астигматизм глаза).

АСТИГМАТИЗМ глаза, один из недо­статков преломляющего аппарата гла­за, обусловленный неравномерной кри­визной роговой оболочки, реже — хрусталика. При А. глаза в нём со­четаются разные рефракции или разл. степени (в разных сечениях глаза) одного и того же вида клинич. реф­ракции (напр., близорукости или даль­нозоркости). О коррекции А. глаза см. ст. Очки. Иногда А. глаза корри­гируют с помощью спец. контактных линз.

АСТРОНОМИЧЕСКАЯ ЕДИНИЦА длины (а. е., АЕ), равна ср. расстоя­нию от Земли до Солнца, 1 а. е.= 1,49600•10¹¹ м.

АСТРОФИЗИКА, раздел астрономии, изучающий физ. св-ва небесных тел и протекающие в них и в косм. пр-ве процессы. Широкое использование в астрономии открытых в земных усло­виях физ. законов и методов исследо­вания началось со спектрального ана­лиза. Этот метод оказался настолько эфф., что стал одним из важнейших методов астрономии. Спектр. анализ излучения удалённых косм. объектов дал возможность определить их плот­ность, темп-ру, хим. состав, хар-р и

скорости   внутр.   движений   и   даже присутствие в них электрич. и магн.

полей.

Несмотря на эти огромные дости­жения, классич. А., основанная на спектр. анализе оптич. излучения, была существенно ограничена. Излу­чение в оптич. диапазоне составляет лишь очень малую часть достигаю­щего Земли спектра эл.-магн. излуче­ния. Более того, области, в к-рых фор­мируется оптич. излучение, обладают, как правило, большой плотностью, и в них быстро устанавливается термодинамич. равновесие. Поэтому в ре­зультате спектр. исследований в оп­тич. диапазоне сформировалась кар­тина мира, в к-рой главенствовали гравитац. силы и равновесные тепловые процессы, а гл. задачей пред­ставлялось определение механич. и термодинамич. параметров тех или иных объектов. Так продолжалось почти до сер. 20 в., когда первый серьёзный удар по этим представле­ниям нанесла начавшая интенсивно развиваться радиоастрономия. Прав­да, ещё задолго до этого выяснилось, что источником энергии звёзд явл. термоядерные реакции, а представле­ние о термояд. синтезе возникло именно в А. На существование неравновесных процессов во Вселенной указывали также космиче­ские лучи — ч-цы очень высокой энер­гии (распределение ч-ц косм. лучей по энергиям резко отличается от равновесного, см. Больцмана распре­деление).

Радиоастр. наблюдения выявили в Галактике косм. радиоисточники, в к-рых эфф. темп-pa достигает столь высоких значений (~10¹⁵ К), что счи­тать это излучение излучением нахо­дящегося в тепловом равновесии газа нельзя. Исследования спектров радио­излучения таких источников действи­тельно установили их нетепловую природу. В частности, были обнару­жены косм. мазеры — источники мощ­ного когерентного радиоизлучения в отд. линиях молекул межзвёздного газа (см. Мазер). Т. о., во Вселенной были обнаружены интенсивные нетеп­ловые процессы, связанные с ускоре­нием эл-нов до очень высоких, ультрарелятив. энергий. Синхротронное из­лучение таких эл-нов преим. наблю­дается в радиодиапазоне. Процесс ускорения ч-ц связан, по-видимому, со взрывами звёзд — появлением т. н. сверхновых звёзд, которые рассмат­риваются как осн. источник косм. лучей в Галактике. Сходные процессы протекают также в массивных ядрах галактик. В этой связи важное зна­чение в А. приобрели исследования эволюции и равновесия больших га­зовых масс, а также звёзд с учётом закономерностей физики элем. ч-ц и яд. физики. В частности, очень важ­ной оказалась роль нейтрино в пере­носе энергии в звёздах и соотв. в ди­намике звёздных взрывов и гравита­ционных коллапсов. Стало необходимым учитывать эффекты общей тео­рии относительности (особенно для нейтронных звёзд и чёрных дыр), а также эффекты квант. теории поля, ведущие к рождению ч-ц в очень сильных гравитац. полях (к «испаре­нию» чёрных дыр).

Исключительно интересным астрофнз. объектом оказались пульсары — открытые в 1967 источники импульс­ного радиоизлучения. С обнаруже­нием пульсаров — звёзд с плотностью в-ва, близкой к ядерной (~10¹⁴ г/см³), нейтронные звёзды перестали быть объектом лишь теор. исследований. Высокая стабильность периода между импульсами у пульсаров позволила исследовать эффект запаздывания при­хода радиоимпульсов на разных час­тотах и установить плотность и темп-ру межзвёздного электронного газа, а также общую зависимость показа­теля преломления межзвёздной среды от частоты.

Важнейшая роль нейтронных звёзд выявилась также при исследовании природы косм. рентг. излучения. Были открыты импульсные источники рентг. излучения — рентг. б а р с т е р ы, к-рые, согласно совр. представлениям, обусловлены аккрецией в-ва на нейт­ронную звезду в тесной двойной сис­теме.

В результате исследования косм. синхротронного излучения, поляриза­ции света звёзд, структуры межзвёзд­ных туманностей, св-в косм. лучей выяснилось, что Галактика прони­зана магн. полями достаточной силы, чтобы существенно влиять на дина­мику межзвёздного газа, формирова­ние звёзд и распространение косм. лучей. Более того, ускорение заряж. ч-ц, дающих нетепловое излучение, тесно связано с изменяющимися во времени полями.

Поведение косм. плазмы в магн. полях звёзд и межзвёздной среды стало предметом изучения быстро раз­вивающейся с сер. 20 в. косм. электро­динамики. Для Солнца эл.-магн. про­цессы в плазме не только определяют структуру короны, форму протубе­ранцев, цикличность его активности, но и самые мощные нестационарные процессы в Солн. системе — вспышки на Солнце. Эти вспышки явл. пока единственным доступным для пря­мого изучения процессом генерации косм. лучей во Вселенной (см. Косми­ческие лучи). Весьма вероятно, что этот процесс эл.-магн. взрыва явл. лишь миниатюрной моделью мощных взрывных процессов во Вселенной, сопровождающихся генерацией ч-ц и излучений с неравновесным распреде­лением по энергиям.

Вывод совр. А. об огромной роли во Вселенной неравновесных нетепло­вых процессов с участием ускоренных ч-ц подтверждается данными быстро развивающихся рентг. астрономии и гамма-астрономии.

Наконец, в совр. А. релятив. тео­рия тяготения используется не только

34

 

для интерпретации объектов типа чёр­ных дыр и нейтронных звёзд, но и для описания эволюции Вселенной в це­лом. Тем самым космология получила надёжную основу в виде строгих физ. законов. Важно подчеркнуть также, что именно благодаря А. на­много расширились границы примени­мости открытых на Земле физ. зако­нов, а сама физика получила новый импульс в связи с созданием новых методов исследования, таких, как де­тектирование косм. (в т. ч. солнеч­ных) нейтрино, радиолокация Луны, Солнца и планет, вынос приборов за пределы земной атмосферы и магнито­сферы и посылка косм. аппаратов к др. планетам.

Т. о., родилась новая А., к-рая, помимо классич. гравитац. сил и процессов равновесного излучения, учитывает важную роль эл.-магн., яд. и слабых вз-ствий, использует прак­тически все известные механизмы из­лучения эл.-магн. волн и элем. ч-ц, релятив. динамику и релятнв. теорию тяготения, т. е. весь арсенал имеющихся физ. знаний, включая физ. теории поведения в-ва в экстремаль­ных состояниях. Поэтому совр. А. включает такие разделы, как А. высо­ких энергий и косм. лучей, яд. и нейтринную А., релятив. и квантовую релятив. А.

• Г и н з б у р г В. Л., Современная астро­физика, М., 1970; его же, Теоретическая физика и астрофизика, М., 1975; 3 е л ь д о в и ч Я. Б., Новиков И. Д., Реляти­вистская астрофизика, М., 1967; П а х о л ь ч и к А., Радиоастрофизика, пер. с англ., М., 1973; М а р т ы н о в Д. Я., Курс об­щей астрофизики, 2 изд., М., 1971.

С. И. Сыроватский.

АСФЕРИЧЕСКАЯ ОПТИКА, оптич. детали или построенные из них сис­темы, поверхности к-рых не явл. сфе­рическими. Как правило, термин «А.о.» применяют к системам, имеющим по­верхности 2-го порядка, с симметрией относительно оптической оси (параболоидальным, эллипсоидальным) или без осевой симметрии (цилиндриче­ским).

Осн. преимущество А. о. перед сферической — возможность исправле­ния аберраций. При расчёте оптич. сис­тем с заданными аберрациями одна асферич. поверхность может заменить две-три сферические, что приводит к резкому сокращению числа деталей системы. В ряде случаев, напр. при расчёте особо широкоугольных объек­тивов, без применения А. о. решить задачу вообще не удаётся. Оптич. сис­темы с цилиндрич. линзами (А. о. без осевой симметрии) имеют разл. фокусные расстояния в разл. плоскос­тях, проходящих через оптич. ось, т. е. обладают астигматизмом. При­меняются в очках для исправления астигматизма глаза, в анаморфотных системах для получения разл. мас­штаба изображения по разным на­правлениям (см. Анаморфотная на­садка). Сложность изготовления и контроля А. о. ограничивает её рас­пространение.

•   Мартин Л., Техническая оптика, пер. с англ., М., 1960; Русинов М. М., Тех­ническая оптика, Л., 1979.

А. П. Гагарин.

АТМОСФЕРА, внесистемная ед. дав­ления. Нормальная, или физическая, А. (атм., Atm) равна 101 325 Па; техническая А. (ат, at) равна 1 кгс/см²=98066,5 Па; 1 атм =1,0332 ат=760 мм рт. ст.=10 332 мм вод. ст.

АТМОСФЕРА Земли (от греч. atmos— пар и sphaira — шар), газовая (возд.) среда вокруг Земли, к-рая вращается вместе с Землёй как единое целое; её масса ок. 5,15•10¹⁵ т. Состав А. у её поверхности: 78,1% азота, 21% кисло­рода, 0,9% аргона, в незначит. долях процента присутствует углекислый газ, водород, гелий, неон и др. газы. Процентное соотношение осн. газов А. мало меняется до высоты ок. 100 км (в гомосфере). На высоте 20—25 км расположен слой озона, к-рый пре­дохраняет живые организмы на Земле от вредного KB излучения. В нижних 20 км в А. содержится ещё и вод. пар: у земной поверхности — от 3% в тро­пиках до 2•10^-5% в Антарктиде, кол-во к-рого с высотой быстро убы­вает, а также твёрдые и жидкие аэро­зольные ч-цы (пыль, дым, продукты конденсации вод. пара). Выше 100 км (в гетеросфере) состав воздуха начи­нает меняться с высотой: растёт доля лёгких газов, и на очень больших вы­сотах преобладающими становятся ге­лий и водород; часть молекул газов разлагается на атомы и ионы, образуя ионосферу.

Давление и плотность воздуха в А. с высотой убывает. Темп-pa меняется с высотой более сложно, и в зависи­мости от её распределения А. подраз­деляют на тропосферу, стратосферу, мезосферу, термосферу, экзосферу. В А. рассеивается и поглощается солн. и земная радиация, в свою очередь А. сама явл. источником ИК излучения. Между земной поверхностью и А. происходит обмен теплотой и влагой, обусловливающий пост. круговорот воды с образованием облаков и выпа­дением осадков. А. обладает электрич. полем, в ней возникают разл. элект­рич., оптич. и акустич. явления. Воздух А. находится в непрерывном движении. Неравномерность нагрева­ния А. способствует её общей цирку­ляции, к-рая влияет на погоду и кли­мат Земли.

АТМОСФЕРИКИ, радиосигналы, излу­чаемые при электрич. разрядах в ат­мосфере (напр., молниях). А. меша­ют радиоприёму, особенно в диапазо­не сверхдлинных и длинных волн.

АТМОСФЕРНАЯ АКУСТИКА, раз­дел акустики, в к-ром изучаются рас­пространение и генерация звука в ат­мосфере и исследуются св-ва атмосфе­ры акустич. методами. Звук. волны при распространении в свободной ат­мосфере благодаря теплопроводности и вязкости воздуха поглощаются тем сильнее, чем выше частота звука и чем меньше плотность атмосферы (см.

Поглощение звука). Поэтому резкие вблизи звуки выстрелов или взрывов на больших расстояниях становятся глухими. Неслышимые же звуки очень низких частот (инфразвук) с перио­дами от неск. с до неск. мин затухают мало и могут распространяться на тысячи км и даже огибать неск. раз земной шар. Это даёт возможность, напр., обнаруживать яд. взрывы, яв­ляющиеся мощным источником таких волн.

Поскольку атмосфера представляет собой движущуюся неоднородную сре­ду, в А. а. пользуются методами акус­тики движущихся сред. Темп-pa и плотность атмосферы уменьшаются с увеличением высоты; на больших вы­сотах темп-pa снова возрастает. На эти регулярные неоднородности на­кладываются зависящие от метеорол. условий изменения темп-ры и скорости ветра, а также их случайные турбу­лентные пульсации разл. масштабов. Все перечисленные неоднородности сильно влияют на распространение звука: возникает искривление звук. луча — рефракция звука, в результате к-рой наклонный звук. луч может вернуться к земной поверхности, об­разуя акустич. зоны слышимости и зоны молчания; происходит рассеяние и ослабление звука на турбулентных неоднородностях, сильное поглощение звука на больших высотах и т. д. При акустич. зондировании атмосфе­ры распределение темп-ры и ветра на больших высотах определяют по изме­рениям времени и направления при­хода звук. волн от наземных взрывов или взрывов бомб, сбрасываемых в ат­мосферу с ракеты.

Если атм. условия благоприятст­вуют фокусировке ударных волн, воз­никающих при движении сверхзвук. реактивных самолётов, то у земной поверхности звук. давление может достичь значений, опасных для соору­жений и здоровья людей. А.а. зани­мается также изучением звуков естеств. происхождения. Полярные сия­ния, магн. бури, землетрясения, ура­ганы, морские волнения явл. источ­никами звуковых и особенно инфра­звук. волн.

В. М. Бовшеверов.

АТМОСФЕРНЫЙ ВОЛНОВОД, слой воздуха, непосредственно примыкаю­щий к поверхности Земли или при­поднятый над ней, в к-ром могут рас­пространяться радиоволны, как в ра­диоволноводе. При определ. условиях радиолуч, вышедший под небольшим углом к горизонту, на нек-рой высоте за счёт рефракции отклоняется к зем­ной поверхности и отражается от неё. В результате многократного повторе­ния этих процессов радиоволны рас­пространяются вдоль поверхности Зем­ли на большие расстояния без замет­ного ослабления. В А. в. могут рас­пространяться волны, длина к-рых меньше нек-рой критической (обычно

35

 

l_кр~50 —100 см). См. Распростране­ние радиоволн.

М. Б. Виноградова.

АТОМ (от греч. atomos — неделимый), часть в-ва микроскопич. размеров и массы (микрочастица), наименьшая часть хим. элемента, являющаяся но­сителем его св-в. Каждому хим. эле­менту соответствует определ. род А., обозначаемый хим. символом. А. су­ществуют в свободном (в газе) и в связ. состояниях. Связываясь друг с дру­гом непосредственно или в составе молекул, А. образуют жидкие и тв. тела. Все хим. и физ. св-ва А. опреде­ляются особенностями его строения.

Общая характеристика строения ато­ма. А. состоит из тяжёлого ядра, об­ладающего положит. электрич. заря­дом, и окружающих его лёгких ч-ц — эл-нов с отрицат. электрич. зарядами, образующих электронные оболочки А. Размеры А. в целом определяются размерами его электронной оболочки и велики по сравнению с размерами ядра А. (линейные размеры А.~10^-8см, ядра ~10^-12—10^{-13 см). Электронные оболочки не имеют строго определ. границ, и размеры А. в б. или м. сте­пени зависят от способов их определе­ния (см. Атомные радиусы).}

Заряд ядра — осн. хар-ка А., обус­ловливающая его принадлежность к определ. элементу; он явл. целым кратным элементарного электрич. за­ряда е, равного по абс. значению за­ряду эл-на — е, т. е. равен +eZ, где Z — ат. номер (порядковый номер элемента в периодической системе эле­ментов). А.— электрически нейтр. си­стема: ядро с зарядом +eZ удержи­вает Z эл-нов с общим зарядом -eZ. А., потерявший один или неск. эл-нов, наз. положит. ионом, его заряд ра­вен +ek, где k — кратность иониза­ции. А., присоединивший эл-ны, явл.

отрицат. ионом. Иногда под терми­ном «А.» понимают как нейтр. А., так и его ионы. Для отличия положит. и отрицат. ионов от нейтр. А. к хим. символу элемента добавляют индекс, определяющий кратность ионизации (напр., О⁺ , O⁸⁺, О^2-). Совокупность нейтр. А. и ионов др. элементов с тем же числом эл-нов образует и з о э л е к т р о н н ы й ряд (напр., водородоподобный ряд Н, Не⁺ , Li'²⁺, . . .). Кратность заряда ядра А. элем. заряду объясняется его строением: в его состав входит Z протонов, имею­щих заряд +е, а также нейтр. ч-цы — нейтроны. Масса А. возрастает с уве­личением Z и обусловлена в основ­ном массой ядра, пропорциональной массовому числу А — общему числу протонов и нейтронов в ядре. Масса

эл-на (»0,91•10^{-27 г) значительно меньше (примерно в 1840 раз) массы протона или нейтрона (}»1,67•10^{-24 г), поэтому их вклад в ат. массу незна­чителен .}

А. одного элемента могут иметь разные массовые числа (число протонов одинаково, а число нейтронов различно); такие разновидности А. од­ного и того же элемента наз. изотопами. Различие массы ядер поч­ти не сказывается на хим. и физ. св-вах изотопов одного элемента. Наи­большие отличия (изотопич. эффекты) наблюдаются у изотопов водорода вследствие большой разницы в массах обычного лёгкого водорода (протия, A=1), дейтерия (А=2) и трития (А=3).

Точные значения масс А. опреде­ляются методами масс-спектроскопии. Измерения показали, что масса А. меньше суммы масс ядра и всех эл-нов на величину, наз. дефектом масс: Dm = W/c², где W—энергия свя­зи А. Для тяжёлых А. Dm — порядка массы эл-на, для лёгких ~10^-4 массы эл-на.

Энергия атома и её квантование. Благодаря малым размерам и боль­шой массе ядро А. можно прибли­жённо считать точечным и покоящим­ся в центре масс А. (т. к. общий центр масс ядра и эл-нов находится вблизи ядра, а скорость движения ядра отно­сительно центра масс мала по срав­нению со скоростями эл-нов). А. мож­но рассматривать как систему N эл-нов, движущихся вокруг неподвиж­ного притягивающего центра. Пол­ная внутр. энергия такой системы ξ равна сумме кинетич. энергий Т всех эл-нов и потенц. энергии U притяже­ния их ядром и отталкивания друг от друга. В простейшем случае А. водо­рода один эл-н с зарядом -е движется вокруг ядра с зарядом +е. Кинетич. энергия эл-на в таком А. равна:

T=¹/₂mv² = r²/2m, (1) где т — масса, v — скорость, р=mv — импульс эл-на; потенц. энер­гия А.

U=U(r)=- е²/r (2) зависит только от расстояния r эл-на от ядра. Графически ф-ция U(r) изоб­ражается кривой (рис. 1, а), неогра­ниченно убывающей (возрастающей по абс. значению) при уменьшении r, т. е. при приближении эл-на к ядру. Значение U(r) при г®¥ принято за нуль. Если полная энергия ξ=Т+U<0, то движение эл-на явл. свя­занным: оно ограничено в пр-ве зна­чением r=r_макс , при к-ром T=0, ξ=U(r_макс). При g=T+U>0 дви­жение эл-на явл. свободным — он может уйти на бесконечность с энер­гией ξ=Т=¹/₂mv², т.е. при ξ>0 А. водорода становится положит. ио­ном Н⁺ .

А. явл. квант. системой, т. е. под­чиняется квантово-механич. законам (см. Квантовая механика); его осн. хар-ка — полная внутр. энергия ξ, к-рая может принимать лишь одно из значений дискр. ряда:

ξ₁, ξ₂, ξ₃, ... (ξ₁<ξ₂<ξ₃<...).    (3)

Промежуточными значениями ξ А. обладать не может. Каждому из «до­зволенных» значений ξ соответствует

одно или неск. стационарных (неиз­менных во времени) квант. состояний А. Энергия А. может изменяться только скачкообразно — путём кван­тового перехода А. из одного стацио­нарного состояния в другое.

Графически возможные значения энергии А. изображают в виде схемы уровней энергии — горизонт. прямых, проведённых на расстояниях, соответствующих разностям «дозво­ленных» энергий (рис. 1, б). Самый нижний уровень ξ₁, отвечающий ми­нимальной возможной энергии, наз. основным, все остальные (ξ_n>ξ₁, , n=2, 3, . . .) — возбуждён­ными, т. к. для перехода на них А. необходимо возбудить — сообщить ему извне энергию ξ_n-ξ₁.

Квантование энергии А. явл. след­ствием волн. св-в эл-нов (см. Корпускулярно-волновой дуализм). Согласно квант. механике, движению микрочас­тицы с импульсом р соответствует дли­на волны l=h/p, для эл-на в А. l~10^-8см, т. е. порядка линейных раз­меров А. Связанное движение эл-на в А. (ξ<0) схоже со стоячей волной, его следует рассматривать как слож­ный колебат. процесс, а не как дви­жение матер. точки по траектории. Для стоячей волны в огранич. объёме возможны лишь определ. значения l; для модели атома Бора, согласно к-рой эл-н движется в А. по определ. орби­там, возможными будут те круговые орбиты, на к-рых укладывается целое число l Определ. значениям l соот­ветствуют определ. значения р и ξ.

Свободное движение эл-на, отор­ванного от А., подобно распростра­нению бегущей волны в неогранич. объёме, для к-рой возможны любые значения l; его энергия не квантуется и имеет непрерывный энер­гетический спектр. Такая непрерывная последовательность энер­гий характерна для ионизованного А., т. е. при ξ>0. Значение ξ_¥=0 соответствует границе ионизации А., а разность ξ_¥-ξ₁ равна энер­гии ионизации из осн. со­стояния ξ_ион (для водорода ξ_ион=13,6 эВ).

Орбитальный и спиновый моменты электрона. Наряду с энергией движе­ние эл-на в А. вокруг ядра (орбит. движение) характеризуется орбит. мо­ментом импульса М_l; с ним связан орбитальный магн. момент эл-на в А. Эл-н обладает также собств. моментом импульса M_s — спином и связанным с ним спиновым магн. моментом. Вз-ствие спинового и орбитального моментов (спин-орбитальное взаимо­действие) влияет на орбитальное дви­жение эл-на в А.

Распределение электронной плотно­сти в атоме. Состояние эл-на в А. мож­но характеризовать распределением в пр-ве его электрич. заряда — рас­пределением электронной плотности. При этом ат. эл-ны рассматриваются как «размазанные» в пр-ве и образующие вокруг ядра

36

 

 

Рис. 1. Зависимость энергии ξ атома водорода от расстояния r: а — возможные зна­чения полной внутр. энергии ξ₁, ξ₂, ξ₃,... (горизонт. линии) и график потенц. энер­гии (жирная кривая; точками показаны значения r_макс при ξ=ξ₁, ξ₂, ξ_3,...); б — схема уровней энергии (горизонт. линии) и оптич. переходов (вертик. линии). Заштрихованная область (8 >0) соответствует ионизов. атому водорода.

Рис.2. Возможные состояния атома  водорода   при  значениях  n=1,2,3.   Графически показаны ориентации орбитального и спинового моментов.

электронное облако. Та­кая модель правильнее отражает со­стояние эл-на в А., чем модель атома Бора. Наибольшая электронная плот­ность в А. водорода соответствует осн. состоянию, когда электронное облако концентрируется на наиб. близ­ком от ядра расстоянии; для возбуж­дённых состояний она распределяется на всё больших расстояниях от ядра. В сложных А. эл-ны группируются в электронные оболочки, окружаю­щие ядро на разл. расстояниях и ха­рактеризующиеся определ. значе­ниями электронной плотности. Слабее всего связаны с ядром эл-ны самой

внеш.    оболочки,    к-рые   определяют размеры  А.   в  целом.

Квантовые состояния атома водоро­да. Методами квант. механики можно получить точную и полную хар-ку состояний эл-на в одноэлектронном А. (А. водорода и водородоподобных А.), в то время как задача о многоэлект­ронных А. может быть решена лишь приближённо. Энергия одноэлектронного А. (без учёта спина эл-на) равна:

целое число n=1, 2, 3, . . . определяет возможные   уровни   энергии   и   наз.

главным квантовым числом; R—Ридберга постоянная (hcR=13,6 эВ). Согласно (4), с ростом n уровни сближаются и при n®¥ схо­дятся к границе . ионизации ξ_¥=0 (рис. 1,6); уровни с n>5 не показаны, схема уровней дана для А. водорода (Z=1), для водородоподобных А. мас­штаб энергий возрастает в Z² раз.

Можно показать, что водородоподобный А. с энергией, определяемой выражением (4), имеет ср. радиус

a=a₀n²/Z, (5) где постоянная а₀=0,529•10^-8 см=0,529 Ǻ — т. н. боровский ра­диус, определяющий размеры А. водорода в осн. состоянии (n=1, Z=1); им часто пользуются как ед. длины в ат. физике.

Согласно квант. механике, состоя­ние А. водорода полностью определя­ется дискр. значениями четырёх физ. величин: энергии 8, орбит. момента М_l, проекции M_lz орбит. момента на нек-рое произвольное направле­ние z, проекции М_sz спинового мо­мента М_s на z. Возможные значения этих величин, в свою очередь, опре­деляются соответствующими кван­товыми числами:

ξ — главным квантовым числом n=1, 2, 3, ... [по ф-ле (4)]; М_l— орбитальным (или азимутальным) кванто­вым числом l=0, 1, 2, . . ., n-1:

M²_l=l(l+1)h²;

m_lz — магнитным орби­тальным квантовым чис­лом m_l=l, l-1, . . ., -l :

M_lz=hm_l;

М_sz — магнитным     спино­вым     числом    m_s=±¹/₂: M_sz=m_sh.

Значения квант. чисел n, l, m_l, m_s полностью определяют состояние эл-на в А. водорода. Энергия А. водорода зависит только от га, и уровню с за­данным n соответствует неск. состоя­ний, отличающихся значениями l, m_l и m_s. Состояния с заданными значе­ниями n и l принято обозначать как is, 2s, 2p, 3s и т. д., где цифры указы­вают значения n, а буквы s, p, d, f (и дальше по лат. алфавиту) — соотв. значения l=0, 1, 2, 3, ... При задан­ных n и l число разл. состояний равно 2(2l+1)—числу комбинаций значе­ний ml и m_s. Общее число разл. сос­тояний с заданным га равно:

т.е. уровням, определяемым n=1, 2, 3, . . ., соответствуют 2, 8, 18, . . ., 2n² разл. квант. состояний (рис. 2). Уровень, к-рому соответствует лишь одно квант. состояние, наз. невы­рожденным. Если уровню соот­ветствует g³2 квант. состояний, то

37

 

 

он наз. вырожденным, а число g — кратностью или сте­пенью вырождения. Уровни А. водорода — вырожденные, их сте­пень вырождения g=2n². Спин-орби­тальное вз-ствие приводит к расщеп­лению уровней энергии с n³2 на близко расположенные друг к другу подуровни тонкой структуры, т. е. к частичному снятию вырож­дения.

Для разл. квант. состояний А. во­дорода  получается  разл.   распределение электронной плот­ности, к-рое зависит от n, l и │m_l│.

 

Рис. 3. Распределение электронной плотности для состояний атома водорода с n=1,2,3; m=│m_e│.

 

Так, при l=0 (s-состояния) электронная плотность от­лична от нуля в цент­ре и не зависит от направления (сферически симметрична), а для ; остальных состояний она равна нулю в цент­ре и зависит от на­правления (рис. 3). Квант. состояния эл-на в водородоподобных А. также характеризуются четырьмя квант. числами, картина распределения электрон­ной плотности аналогична приведён­ной на рис. 3, однако [согласно (5)] масштабы уменьшаются в Z раз.

Электронные оболочки сложных ато­мов. Все А., кроме А. водорода и водо­родоподобных А., имеют в своём со­ставе взаимодействующие друг с дру­гом одинаковые ч-цы — эл-ны. Вслед­ствие взаимного отталкивания эл-нов в А. существенно уменьшается их прочность связи с ядром. Напр., энер­гия отрыва эл-на у иона Не ⁺ —54,4 эВ, в нейтральном атоме Не для любого из двух эл-нов она равна 24,6 эВ. Для более тяжёлых А. связи внеш. эл-нов с ядром ещё более ослабевают. Чрезвычайно важную роль в слож­ных А. играет св-во неразличимости эл-нов (см. Тождественности прин­цип) и тот факт, что эл-ны, обладаю­щие спином ¹/₂, подчиняются Паули принципу, согласно к-рому в каждом квант. состоянии не может находиться более одного эл-на. Это приводит к образованию в сложном А. элект­ронных оболочек, заполняющихся строго определ. образом.

Для многоэлектронного А. имеет смысл говорить только о квант. со­стояниях А. в целом. Однако при­ближённо можно рассматривать квант. состояния отд. эл-нов и характеризо­вать каждый из них совокупностью четырёх квант. чисел: n, l, m_l; и m_s. При этом энергия эл-на оказывается зависящей не только от n, но и от l; от m_l и m_s она по-прежнему не зависит. Эл-ны с определёнными n и l имеют одинаковую энергию и образуют электронную оболочку, их наз. э к в и в а л е н т н ы м и  э л е к т р о н а м  и. Такие эл-ны и образованные ими оболочки с заданными n и l обо­значают символами ns, пр, nd, nf, ... и говорят, напр., о 28-электронах, Зр-оболочке и т. д.

Заполнение электронных оболочек и слоев. В силу принципа Паули, лю­бые два эл-на в А. должны находиться в разл. квант. состояниях и, следова­тельно, отличаться хотя бы одним из четырёх квант. чисел. Для эквива­лентных эл-нов n и l одинаковы, по­этому должны быть различны пары значений m_l и m_s. Число таких пар (степень вырождения уровня энергии) g=2(2l+1), для l=0, 1, 2, 3, ... оно равно соотв. 2, 6, 10, 14, . . ., g опре­деляет число эл-нов в сложном А., полностью заполняющих данную обо­лочку. Т. о., s-, р-, d-, f-,... оболочки заполняются соотв. 2, 6, 10, 14, . . . эл-нами независимо от значения п. Эл-ны с данным n образуют элект­ронный слой, состоящий из оболочек с l=0, 1, 2, . . ., n-1 и заполняемый 2n² эл-нами. Для n=1, 2, 3, 4, ... слои обозначаются символами К, L, М, N, ... При полном заполнении оболочек и слоев получаем:

Наиболее близко к ядру располо­жен K-слой, затем L-слой, М-слой, N-слой, . . . Прочность связи эл-на в А. уменьшается с увеличением n, а при заданном n — с увеличением l. Чем слабее связан эл-н с ядром, тем выше лежит его уровень энергии в соответствующей оболочке (рис. 4).

Электронные конфигурации слож­ных атомов. Порядок заполнения элек­тронных оболочек в сложном А. опре­деляет его электронные кон-

фигурации, т. е. распределения эл-нов по оболочкам, для ионов и нейтр. А. данного элемента. Напр., для азота (Z=7) получаются элект­ронные конфигурации

(число эл-нов в данной оболочке ука­зывается индексом справа сверху). Такие же электронные конфигурации, как и у ионов азота, имеют нейтр. А.

элементов в периодич. системе, обла­дающие тем же чис­лом эл-нов: Н, Не, Li, Be, В, С (Z=1, 2, 3, 4,5, 6). Пери­одичность в св-вах элементов опре­деляется сходством внеш. электронных оболочек А. Напр., нейтр. атомы Р, аs, Sb, Bi (Z=15, 33, 51, 83) имеют по

Рис. 4. Схема последо­вательного заполнения уровней энергии эл-нами в сложном ато­ме. Справа указано число эл-нов, заполня­ющих отд. оболочки.

три р-электрона во внеш. элект­ронной оболочке, подобно атому N, и схожи с ним по хим. и многим физ. св-вам.

При рассмотрении заполнения элек­тронных оболочек необходимо учиты­вать, что, начиная с n=4, порядок за­полнения оболочек нарушается: эл-ны с меньшим l, но большим n связаны прочнее, чем эл-ны с большим l, но меньшим n, напр. эл-ны 4s связаны прочнее, чем эл-ны 3d (рис. 4). При заполнении оболочек 3d, 4d, 5d по­лучаются группы переходных эле­ментов, при заполнении 4f и 5f-оболочек — соотв. лантаноиды и актиноиды. Числа, стоящие на рисунке справа у скобок, равны числу эл-нов

в полностью запол­ненной оболочке и определяют число эле­ментов в периоде си­стемы элементов. Каждый период за­вершают А. инертных газов с внеш. оболочками типа np⁶ (n=2, 3, 4, 5, 6) для Ne, Ar, Kr, Xe, Rn (Z=10, 18, 36, 54, 86).

Сложный А. характеризуется т. н. нормальной электронной кон­фигурацией, соответствующей наиб. прочной связи всех эл-нов в А., и возбуждёнными электронными конфи­гурациями, когда один или неск. эл-нов связаны более слабо — нахо­дятся на возбуждённых уровнях энер­гии. Напр., для А. Не наряду с нор-

38

 

 

мальной электронной конфигурацией 1s² возможны возбуждённые: 1s2s, 1s2p и др. (возбуждён один эл-н), 2s², 2s2p и др. (возбуждены оба эл-на). Определённой электронной конфигу­рации соответствует один уровень энергии А. в целом, если электронные оболочки целиком заполнены (напр., норм. конфигурация атома Ne 1s²2s² 2p⁶), и ряд уровней энергии, если имеются частично заполненные оболочки (напр., норм. конфигурация атома N 1s²2s²2p^:3, для к-рой оболочка 2р заполнена наполовину). При на­личии частично заполненных d- и f-оболочек число уровней энергии сильно возрастает и схема уровней энергии А. получается очень сложной. Осн. уровнем энергии А. явл. самый нижний уровень нормальной элект­ронной конфигурации.

Квантовые переходы в атоме. При квант. переходах А. с более высокого уровня энергии ξ_i на более низкий ξ_k он отдаёт энергию ξ_i-ξ_k, при обратном переходе получает её. Важ­нейшая хар-ка квант. перехода — вероятность перехода, определяющая число переходов в 1 с.

При квант. переходах с излучением А. поглощает (переход ξ_k®ξ_i) или испускает (переход ξ_i®ξ_k) эл.-магн. излучение, напр. видимый свет, УФ, ИК, СВЧ (микроволновое) излучение. Эл.-магн. энергия поглощается и ис­пускается А. в виде кванта света — фотона, характеризуемого определ. частотой v, согласно соотношению:

ξ_i-ξ_k=hv (7)

(hv — энергия фотона), представляю­щему собой закон сохранения энергии для микропроцессов, связанных с из­лучением.

А. в осн. состоянии может только поглощать фотоны, а в возбуждён­ном — как поглощать, так и испус­кать их. Свободный А. в осн. состоя­нии может существовать неограни­ченно долго; продолжительность пре­бывания его в возбуждённом состоя­нии — время жизни на возбуждённом уровне энергии — ограничена: А. спон­танно (самопроизвольно) частично или полностью теряет энергию возбужде­ния, испуская фотон и переходя на более низкий уровень энергии. Время жизни возбуждённого А. тем меньше, чем больше вероятность спонтанного перехода (для возбуждённого атома Н оно ~10^-8 с).

Совокупность частот возможных пе­реходов с излучением определяет оптич. спектр А.: совокупность час­тот переходов с нижних уровней на верхние — спектр поглощения, с верхних на нижние — спектр испускания. Каждому тако­му переходу соответствует определ. спектральная линия. Для атома Н, согласно (4) и (7), получаем совокупность спектр. линий с часто­тами

 

 

Согласно (8), линии в спектре А. водорода группируются в спект­ральные серии. При n_k=1 и n_i=2, 3, 4, ... получается серия Лаймана (линии L_a, L_b, L_g, . . .), при n_k=2 и n_i=3, 4, 5, . . .— серия Бальмера (линии Н_a, H_b, Н_g, . . .), при n_k=3 и n_i=4, 5, . . .— серия Пашена и т. д. (рис. 1, б). Для А. дру­гих элементов в соответствии с более сложной схемой уровней энергии по­лучаются и более сложные атомные спектры.

При квант. переходах без излуче­ния А. получает или отдаёт энергию при вз-ствиях с другими ч-цами, с к-рыми он сталкивается (напр., в га­зах) или длительно связан (в молеку­лах, жидкостях и тв. телах). В ато­марных газах в промежутках между столкновениями можно считать А. свободным; во время столкновения (удара) он может перейти на другой уровень энергии (неупругое столкно­вение, при упругом столкновении из­меняется лишь кинетич. энергия А., а внутренняя остаётся неизменной). Столкновение свободного А. с быстро движущимся эл-ном — возбуждение А. электронным ударом — один из ме­тодов определения уровней энергии А. (см. Столкновения атомные).

Химические и физические свойства атома. Большинство св-в А. определя­ется строением и хар-ками его внеш. электронных оболочек, в к-рых эл-ны связаны сравнительно слабо (энергия связи от неск. эВ до неск. десятков эВ). Строение внутр. оболочек А., эл-ны к-рых связаны гораздо прочнее (энергии связи ~10²—10⁴ эВ), про­является лишь при вз-ствиях А. с бы­стрыми ч-цами и фотонами высоких энергий. Такие вз-ствия определяют рентгеновские спектры А. и рассея­ние ч-ц на А. (см. Дифракция микро­частиц). Масса А. определяет механич. св-ва А. как целого — его им­пульс, кинетич. энергию. От механи­ческих и связанных с ними магн. и электрич. моментов ядра А. зависят нек-рые тонкие физ. эффекты (ядер­ный магнитный резонанс, ядерный квадрупольный резонанс, сверхтонкая структура).

Эл-ны во внеш. оболочках А. легко подвергаются внеш. воздействиям. При сближении А. возникают сильные электростатич.. вз-ствия (включая т. н. обменное взаимодействие), к-рые могут приводить к образованию молекул. В хим. связи участвуют эл-ны внеш. оболочек.

Более слабые электростатич. вз-ствия двух А. проявляются в их взаим­ной поляризуемости — смещении эл-нов относительно ядер. Возникают поляризац. силы притяжения между А. (см. Межмолекулярное взаимодей­ствие). Поляризуемость А. происхо­дит и во внеш. электрич. полях; в ре­зультате уровни энергии смещаются и, что особенно важно, вырожденные уровни энергии расщепляются (Штарка эффект). А. может поляризоваться и под действием электрич. поля световой волны; поляризуемость за­висит от частоты, что обусловливает за­висимость от неё и показателя пре­ломления (см. Дисперсия света), свя­занного с поляризуемостью А. Тес­ная связь оптических характеристик А. с его электрич. св-вами особенно ярко проявляется в его оптических спектрах.

Внеш. эл-нами определяются и магн. св-ва А. В А. с полностью заполнен­ными электронными оболочками магн. момент, как и полный механич. мо­мент, равен нулю. Магн. моменты А. с частично заполненными внеш. обо­лочками, как правило, не равны нулю; такие А. явл. парамагнитными (см. Парамагнетизм). Во внеш. магн. поле все уровни А., у к-рых магн. момент не равен нулю, расщепляются (Зеемана эффект). Все А. обладают диа­магнетизмом, к-рый обусловлен воз­никновением у них магн. момента под действием внеш. магн. поля (т. н. индуцированного момента).

При последоват. ионизации А., т. е. при отрыве его эл-нов, начиная с са­мых внешних в порядке увеличения прочности их связи, соотв. изменя­ются все св-ва А., определяемые его внеш. электронной оболочкой: умень­шается способность А. поляризоваться в электрич. поле, увеличиваются рас­стояния между уровнями энергии и частоты оптич. переходов между ними, что приводит к смещению спектров в сторону более коротких длин волн. Ряд св-в обнаруживает периодичность: сходными оказываются св-ва ионов с аналогичными внеш. эл-нами, напр. N⁴⁺ и N³⁺ (один и два эл-на 2s) обна­руживают сходство с N⁶⁺ и N⁷⁺ (один и два эл-на 1s). Это относится к хар-кам и относит. расположению уровней энергии, к оптич. спектрам, к магн. моментам А. и т. д. Наиболее резкое изменение св-в происходит при уда­лении последнего эл-на из внеш. не­заполненной оболочки. Такие ионы (напр., N⁵⁺ с электронной конфигу­рацией 1s²) наиб. устойчивы, и их полные механич. и магн. моменты равны нулю.

Св-ва А., находящегося в связ. со­стоянии (напр., входящего в состав молекул), отличаются от св-в свобод­ного А. Наибольшие изменения пре­терпевают св-ва А., определяемые са­мыми внеш. эл-нами, принимающими участие в присоединении данного А. к другому. Вместе с тем св-ва, опре­деляемые эл-нами внутр. оболочек, могут практически не измениться, как это имеет место для рент. спект­ров. Нек-рые св-ва А. могут испыты­вать сравнительно небольшие изме­нения, по к-рым можно получить ин­формацию о хар-ре вз-ствий связан­ных А. Примером может служить рас­щепление уровней энергии А. в крис­таллах и комплексных соединениях,

39

к-рое происходит под действием электрич. полей, создаваемых окружаю­щими ионами (см. Кристаллическое поле).

• Зоммерфельд А., Строение ато­ма и спектры, пер. с нем., т. 1—2, М., 1956; Шпольский Э. В., Атомная физика, 6 изд., т. 1—2, М., 1974; Ельяшевич М. А., Атомная и молекулярная спект­роскопия, М., 1962; Ф р и ш С. Э., Опти­ческие спектры атомов, М.— Л., 1963; Борн М., Атомная физика, пер. с англ., М., 1970; Хунд Ф., История квантовой теории, пер. с нем., К., 1980.

М. А. Ельяшевич.

АТОМНАЯ ЕДИНИЦА МАССЫ, при­меняется в ат. и яд. физике для выра­жения масс элем. ч-ц, атомов и моле­кул. Одна А. е. м. равна ¹/₁₂ массы нуклида углерода ¹²С, что в ед. СИ со­ставляет 1,6605655(86) •10^{-27 кг (на 1980).}

МАССЫ ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ И АТОМОВ В АТОМНЫХ ЕДИНИЦАХ МАССЫ УГЛЕРОДНОЙ ШКАЛЫ

До 1961 в физике за А. е. м. принима­ли ¹/₁₆ массы атома кислорода ¹⁶O, т.е. 1,65976•10^{-27 кг, а в химии — 1}/₁₆ ср. ат. массы природного кисло­рода — смеси трёх стабильных изо­топов ¹⁶О (99,76%), ¹⁷O (0,04%), ¹⁸O (0,20%). Химическая А. е. м. в 1,000275 раза была больше физиче­ской и равнялась 1,66022•10^{-27 кг. Современная (унифицированная) А. е. м. равна 1,00048 прежней физи­ческой А. е. м.}

АТОМНАЯ МАССА (устаревший тер­мин — атомный вес), относительное значение массы атома, выраженное в атомных единицах массы (а. е. м.). А. м. меньше суммы масс составляю­щих атом ч-ц на дефект масс.

А. м. была взята Д. И. Менделеевым за осн. хар-ку элемента при открытии им периодич. системы элементов. А. м. — дробная величина (в отличие от массового числа — суммарного чис­ла нейтронов и протонов в ат. ядре). А. м. изотопов одного хим. элемента различны, природные элементы со­стоят из смеси изотопов, поэтому за А. м. принимают ср. значение А. м. изотопов с учётом их процентного со­держания. Эти значения указаны в периодич. системе (кроме трансура­новых элементов, для к-рых указы­ваются массовые числа). Методов оп­ределения А. м. несколько, наиб. точ­ный — масс-спектроскопический (см. Масс-спектрометр).

АТОМНАЯ ФИЗИКА, раздел физики, в к-ром изучают строение и св-ва ато­ма и элем. процессы на ат. уровне. Для А. ф. наиб. характерны расстоя­ния ~10^{-8 см (т. е. порядка размеров атома) и энергии связи и элем. процессов порядка неск. эВ (для ядерной физики соответствующие величины по­рядка 10-13 см и неск. МэВ). Строение в-ва и элем. процессы на ат. уровне обусловлены электромагнитными вза­имодействиями. Теор. основа А. ф.— квантовая механика.}

А. ф. изучает строение атома как квант. системы, состоящей из ядра и эл-нов, уровни энергии атома и их хар-ки, излучательные и безызлучательные квантовые переходы в атоме, возбуждение атома и атомные столкно­вения, а также электрич. и магн. св-ва атомов и их поведение во внешн. полях. В А. ф. применяются разнооб­разные эксперим. методы, из к-рых особое значение имеют спектральные (методы оптич. спектроскопии, рент­геновской спектроскопии, радиоспект­роскопии).

Иногда А. ф. понимают в более широком смысле, включая в неё фи­зику молекул и рассмотрение квант. свойств вещества на атомно-молекулярном уровне.

Историческая справка. Представле­ние об атоме как о неделимой ч-це материи возникло ещё в древности (Демокрит, Эпикур), однако только в начале 19 в. в результате установле­ния осн. хим. законов и законов иде­ального газа сложились представле­ния об атоме как о мельчайшей ч-це хим. элемента (англ. учёный Дж. Дальтон, итал. учёный А. Авогадро, швед. учёный Я. Берцелиус). В сер. 19 в. была проведена чёткая гра­ница между атомом и молекулой (итал. учёный С. Канниццаро). Важ­нейшее значение имело открытие Д. И. Менделеевым периодической сис­темы элементов (1869). Стало оче­видным, что атом имеет сложное строение.

Началом А. ф. явились великие от­крытия кон. 19 в.— рентг. лучей (1895), радиоактивности (1896, франц. физик А. Беккерель) и эл-на (1897, англ. физик Дж. Дж. Томсон). Ре­зультаты изучения радиоактивности (франц. физики П. и М. Кюри) окон­чательно опровергли представление о неизменности и неделимости атома. В 1903 англ. учёные Э. Резерфорд и Ф. Содди истолковали радиоактивность как превращение хим. элементов, а в 1911 Резерфорд на основе изучения рассеяния a-частиц атомами тяжёлых элементов предложил планетарную мо­дель атома, состоящего из тяжёлого ядра и окружающих его эл-нов. Ус­тойчивость атома в рамках этой мо­дели могла быть понята только на ос­нове квант. представлений и впервые была объяснена в теории атома, дан­ной дат. физиком Н. Бором в 1913. Дальнейшее развитие А. ф. нераз­рывно связано с развитием квант. теории (см. раздел История создания квантовой механики в ст. Квантовая механика). До 40-х гг. А. ф. охваты­вала проблемы, связанные со строе­нием ат. ядра и св-вами элем. ч-ц; впоследствии эти области знаний вы-

делились в самостоят. разделы фи­зики.

• Хунд Ф., История квантовой теории, пер. с нем., К., 1980; Ельяшевич М. А., От возникновения квантовых представлений до становления квантовой механики, «УФН». 1977, т. 122, в. 4. См. также лит. при ст. Атом.

М. А. Ельяшевич.

АТОМНАЯ    ЭНЕРГИЯ,    то   же,    что ядерная энергия.

АТОМНЫЕ РАДИУСЫ, хар-ки ато­мов, позволяющие приближённо оце­нивать межатомные (межъядерные) расстояния в молекулах и кристал­лах. Атомы не имеют чётких границ, однако, согласно представлениям квант. механики, вероятность найти эл-н на определ. расстоянии от ядра быстро убывает с увеличением этого расстояния. Когда вводят понятие «А. р.», то считают, что подавляющая часть электронной плотности атома (90—98%) заключена в сфере этого радиуса. А. р. имеют порядок 0,1 нм, однако даже небольшие различия в А. р. атомов А и В могут определять структуру построенных из них крис­таллов, сказываться на равновесной геометрии молекул и т. д. Опыт пока­зывает, что кратчайшие расстояния в молекулах, тв. телах и жидкостях можно представить в виде суммы А. р. этих атомов. Однако аддитивность А. р. явл. весьма приближённой и выполняется не во всех случаях. В за­висимости от того, какие силы дейст­вуют между атомами А и В (см. Меж­атомное взаимодействие), различают металлические, ионные, ковалентные и ван-дер-ваальсовы А.р.

М е т а л л и ч е с к и е  р а д и у с ы считаются равными половине кратчайшего расстояния между ато­мами в крист. структуре элемента-металла. Металлич. А. р. зависят от числа ближайших соседей атома в структуре (координац. числа K). Чаще всего встречаются крист. структуры металлов с К=12. Если принять А. р. при K=12 за единицу, то А. р. при К = 8, 6 и 4 составят соотв. 0,98, 0,96 и 0,88. Близость А. р.— необхо­димое (хотя и недостаточное) условие взаимной растворимости металлов по типу замещения. Так, жидкие К и Li обычно не смешиваются и образуют два жидких слоя, а К с Rb и Cs обра­зует непрерывный ряд тв. р-ров (А. р. Li, К, Rb и Cs равны соотв. 0,155; 0,236; 0,248 и 0,268 нм). Аддитивность А. р. позволяет с умеренной точностью предсказывать параметры кристалли­ческих решёток интерметаллических соединений.

Ионные радиусы исполь­зуют для приближённых оценок межъ­ядерных расстояний в ионных кристаллах. Существует неск. систем ион­ных А. р., отличающихся значениями А. р. индивидуальных ионов, но при­водящих к примерно одинаковым межъ­ядерным расстояниям. Впервые ра­бота по определению ионных А. р. была проделана в 20-х гг. 20 в. норв. геохимиком В. М. Гольдшмидтом, опи­равшимся на опытные (рефрактомет-

40

 

 

 

рические) значения радиусов F^- и O^2-(соотв. 0,133 и 0,132 нм). В системе Полинга за основу принимается зна­чение радиуса кислородного иона 0,140 нм, а в наиб. надёжной системе Белова и Бокия — 0,136 нм. В ион­ных кристаллах, имеющих одинако­вые координац. числа, отклонения от аддитивности А. р. обычно не превы­шают 0,001—0,002 нм.

Ковалентные радиусы определяются как половина длины оди­нарной хим. связи X—X, где X — элемент-неметалл. Для галогенов ковалентный А. р.— это половина межъ­ядерного расстояния X—X в моле­куле Х₂, для S и Se — половина рас­стояния X—X в Х₈, для углерода — половина кратчайшего расстояния С—С в кристалле алмаза. В резуль­тате находят, что ковалентные А. р. F, Cl, Br, I, S, Se и С равны соотв. 0,064; 0,099; 0,114; 0,133; 0,104; 0,117 и 0,077 нм. Ковалентный А. р. водо­рода принимают равным 0,030 нм (хотя половина длины связи Н — Н в молекуле Н₂ равна 0,037 нм). Пользу­ясь правилом аддитивности ковалентных А. р., предсказывают длины свя­зей (кратчайшие межъядерные рас­стояния) в многоат. молекулах. Напр., длины связей С—Н, С—F и С—Cl должны составлять соотв. 0,107; 0,141 и 0,176 нм, и они действительно при­мерно равны указанным значениям во многих органич. насыщ. молекулах (молекулах, не содержащих кратных связей). При наличии двойных и трой­ных связей углерод — углерод, когда в образовании связи участвуют две и три пары эл-нов, соответствующее межъядерное расстояние уменьшается на 0,021 и 0,034 нм.

Ван-дер-ваальсовы ра­диусы определяют эфф. размеры атомов благородных газов. Кроме того, ван-дер-ваальсовыми А. р. счи­тают половину межъядерного расстоя­ния между ближайшими одинаковыми атомами, не связанными между собой хим. связью, т. е. принадлежащими разным молекулам (напр., в мол. кристаллах). При сближении атомов на расстояние, меньшее суммы их ван-дер-ваальсовых А. р., возникает сильное межат. отталкивание. Ван-дер-ваальсовы А. р. находят, поль­зуясь принципом их аддитивности, из кратчайших межат. контактов со­седних молекул в кристаллах. В сред­нем они на ~0,08 .нм больше ковалентных А. р. Знание ван-дер-вааль­совых А. р. позволяет определить форму молекул, конформации моле­кул (см. Изомерия молекул) и их упа­ковку в молекулярных кристаллах. Согласно принципу плотной упаков­ки, молекулы, образуя кристалл, рас­полагаются т. о., что «выступы» од­ной молекулы входят во «впадины» дру­гой. Пользуясь этим принципом, мож­но интерпретировать имеющиеся кристаллографич. данные, а в ряде случаев и предсказывать структуру мол. крис­таллов.

• Б о к и й Г. Б., Кристаллохимия, 3 изд., М., 1971; П о л и н г Л., Общая химия, пер. с англ., М., 1974; Кемпбел Дж., Совре­менная общая химия, пер. с англ., т. 1, М., 1975; Современная кристаллография, т. 2, М., 1979, гл. 1.

В. Г. Дашевский.

АТОМНЫЕ СПЕКТРЫ, спектры оп­тические, получающиеся при испуска­нии или поглощении эл.-магн. излуче­ния свободными или слабо связанными атомами (напр., в газах или парах). Являются линейчатыми, т. е. состоят из отд. спектральных линий, характе­ризуемых частотой v излучения, к-рая соответствует определ. квантовому пе­реходу между уровнями энергии ξ_i и ξ_k атома согласно соотношению: v=ξ_i-ξ_k. Спектр. линии можно характеризовать также длиной волны l=c/v, волн. числом 1/l=v/c (в спект­роскопии его часто обозначают v) и энергией фотона hv. А. с. обладают ярко выраженной индивидуальностью, причём их вид определяется не только строением атома данного элемента, но и внеш. факторами — темп-рой, дав­лением, электрич. и магн. полями и т. д.

А. с. наблюдаются в видимой, УФ и ближней ИК областях спектра. А. с. испускания (эмиссионные А. с.) получают при возбуждении атома разл. способами (светом, электронным ударом и т. д., см. Возбуждение атома и молекулы). А. с. поглощения (аб­сорбционные А. с.) получаются при прохождении излучения непрерыв­ного спектра через ат. газы или пары. Различные А. с. получают и наблю­дают с помощью спектральных прибо­ров. В зависимости от способа возбуж­дения атома могут возникать отд. линии спектра, нек-рые его участки или весь спектр. А. с. испускания нейтр. атомов часто наз. дуговыми, т. к. нейтр. атомы легко возбуждаются в электрич. дуге; соответственно А. с. ионов наз. искровыми. Спектры ионов смещены относительно спектров нейтр. атомов в область больших частот. А. с. нейтр. атомов и его последовательно образующихся ионов обозначают рим­скими цифрами, напр. линии Fe I, Fe II, Fe III в спектре железа соот­ветствуют линиям Fe, Fe⁺ , Fe²⁺ .

Спектр. линии в А. с. подчиняются определ. закономерностям и в прос­тейших случаях образуют спект­ральные серии. Каждая спектр. серия получается при воз­можных квант. переходах с последо­вательности вышележащих уровней энергии на один и тот же нижележа­щий уровень (в спектрах поглоще­ния — при обратных переходах). Про­межутки между линиями одной серии убывают в сторону больших частот — линии сходятся к границе се­рии — максимальной для этой серии частоте (см. рис. 1 в ст. Атом). Наи­более чётко выделяются спектр. се­рии в спектрах атома Н, волн. числа в них с большой точностью определя­ются ф-лой Бальмера:

1/l=R(1/n²_k-1/n²_i),

где n_i и n_k — значения гл. квантового числа для уровней энергии, между к-рыми происходит квант. переход, причём число n_k, характеризующее ниж. уровень энергии, определяет се­рию, а числа n_i — её отд. линии; R — Ридберга постоянная (см. Спект­ральные серии). Аналогичные серии наблюдаются и в А. с. еодородоподобных атомов; однако значения волн. чисел для спектр. линий ионов Не⁺ , Li⁺², ... в Z² раз (Z — ат. номер элемента) больше, чем для соответ­ствующих линий атома Н.

Спектры атомов щелочных метал­лов, имеющих один эл-н на внеш. электронной оболочке, схожи со спек­тром Н, но смещены в область мень­ших частот; число спектр. серий в них увеличивается, а закономер­ности в расположении линий услож­няются. Пример — спектр Na, атом к-рого обладает нормальной элект­ронной конфигурацией (см. в разделе Электронные конфигурации ст. Атом) 1s²2s²2p⁶3s с легко возбуждаемым внеш. эл-ном 3s. Переходу этого эл-на из состояния Зр в состояние 3s соответ­ствует жёлтая линия Na (дублет l=5690 Å и l=5696 Å) — наиб. яр­кая линия Na, с к-рой начинается т. н. главная серия, линии к-рой со­ответствуют переходам между состоя­ниями 3s и состояниями 3p, 4р, 5p, . . .

Для атомов с двумя или неск. внеш. эл-нами спектры ещё более услож­няются, что обусловлено вз-ствием эл-нов атома. Особенно сложны А. с. атомов с заполняющимися d- и f-оболочками; число линий в таких спектрах достигает мн. тысяч, про­стых закономерностей в них не обна­руживается, однако, и для сложных спектров можно произвести система­тику и определить схему уровней энер­гии.

Систематика спектров атомов с дву­мя и более внеш. эл-нами основана на приближённой хар-ке отд. эл-нов при помощи квант. чисел n и l с учё­том вз-ствия этих эл-нов друг с дру­гом. При этом приходится учитывать как их электростатич. вз-ствие, так и вз-ствия их спиновых и орбиталь­ных магн. моментов (см. Спин-орби­тальные взаимодействия), что приво­дит к тонкому расщеплению уровней энергии (см. Тонкая структура). В ре­зультате этого вз-ствия у большинства атомов спектр. линии группируются в мультиплеты, причём рас­стояния между линиями в мульти­плетах увеличиваются с увеличением ат. номера элемента. У всех щелоч­ных металлов линии двойные (дуб­леты), у щёлочноземельных элемен­тов наблюдаются одиночные линии (синглеты) и тройные (триплеты). Спектры атомов следующих групп в периодич. системе элементов обра­зуют ещё более сложные мультиплеты,

41

 

 

причём атомам с нечётным числом эл-нов соответствуют чётные мульти­плеты, а с чётным числом — нечётные. Кроме тонкой структуры, в А. с. наблюдается также сверхтонкая струк­тура линий (~1000 раз уже, чем мультиплетная), обусловленная вз-ствием эл-нов с магн. и электрич. моментами ядра.

В А. с. проявляются не все возмож­ные квант. переходы, а лишь разре­шённые отбора правилами. Так, в случае атома с одним внеш. эл-ном разрешены лишь переходы между уровнями, для к-рых азимутальное квант. число l изменяется на 1 (Dl=±1), т. е. s-уровни (l=0) комби­нируют с p-уровнями (l=1), p-уровни — с d-уровнями (l=2) и т. д.

Количеств. хар-кой разрешённых оптич. квант. переходов явл. их ве­роятность, определяющая интен­сивности спектр. линий, соот­ветствующих этим переходам. Вероят­ности переходов связаны с Эйнштейна коэффициентами и в простейших слу­чаях могут быть рассчитаны мето­дами квант. механики.

Под влиянием внеш. электрич. и магн. полей происходит расщепление спектр. линий (см. Зеемана эффект, Штарка эффект). Возмущающие фак­торы, существующие в излучающей среде, вызывают уширение и сдвиг спектр. линий (напр., доплеровское уширение линий в излучении плазмы, см. Ширина спектральных линий).

Методы, основанные на измерении частот спектр. линий и их интенсивностей, применяются для решения разл. задач спектроскопии: проведе­ния общей систематики многоэлект­ронных атомов, определения уровней энергии, нахождения вероятностей пе­реходов и времени жизни возбуждён­ных состояний, изучения механизмов возбуждения атомов и эфф. сечений элем. процессов, измерения яд. мо­ментов и т. д. Индивидуальность А. с. используется для качеств. определе­ния элементного состава в-ва, а зави­симость интенсивности линий от кон­центрации излучающих атомов — для количеств. анализа в-ва (см. Спект­ральный анализ).

Исследование    А. с.    сыграло    важ­ную   роль  в   развитии  представлений о   строении   атома. • См. при ст. Атом.

М. А. Ельяшевич.

АТОМНЫЕ    СТОЛКНОВЕНИЯ,     см. Столкновения атомные.

АТОМНЫЙ ВЕС, см. Атомная масса.

АТОМНЫЙ НОМЕР (порядковый но­мер), номер элемента в периодической системе элементов. Равен числу прото­нов в ат. ядре. Определяет химические и большинство физических св-в атома. АТОМНЫЙ ФАКТОР, величина, ха­рактеризующая способность изолиро­ванного атома или иона когерентно рассеивать рентг. излучение, эл-ны и нейтроны (соотв. различают рентгеновский, электронный и нейтронный А. ф.). А. ф. для атомов разл. эле­ментов — характерная величина; таб­лицы А. ф. для атомов элементов и мн. ионов используются в рентгеновском структурном анализе, электроногра­фии и нейтронографии. Числ. значе­ние А. ф. и его зависимость от угла рассеяния и длины волны излучения определяются физ. природой вз-ствия излучения с атомом. А. ф. монотонно уменьшается с увеличением угла рас­сеяния, если длина волны излучения порядка радиуса атома или меньше, т. к. в этом случае волны, рассеян­ные разл. точками атома, сдвинуты друг относительно друга по фазе и частично взаимно гасятся. А. ф. оп­ределяет интенсивность излучения, рассеянного атомом в определ. направ­лении.

Рентг. излучение рассеивается эл-нами атома, поэтому рентгенов­ский А. ф. f_p зависит от распреде­ления в атоме электронной плотности. Величина f_р монотонно возрастает с увеличением ат. номера Z элемента. Обычно f_р выражается в относит. ед. амплитуды рассеяния рентг. излуче­ния одним свободным эл-ном. Абс. ве­личина f_p~10^{-11 см.}

Эл-ны взаимодействуют с электростатич. потенциалом атома, и, следо­вательно, электронный А. ф. f_э, как и электростатич. потенциал в атоме, зависит не только от числа эл-нов, но и от размеров его элект­ронных оболочек. Поэтому f_э немоно­тонно зависит от Z. Абс. величина f_э~10^{-8 см, т. е. эл-ны во много раз сильнее рентг. лучей взаимодействуют с в-вом.}

Нейтроны рассеиваются ядрами ато­мов, размеры к-рых значительно мень­ше длины волны де Бройля нейтронов, поэтому нейтронный ядер­ный фактор  f^я_н не зависит от угла рассеяния. Кроме того, не су­ществует к.-л. определ. зависимости f^я_н от Z. Значения f^я_н различны для изо­топов одного элемента. А. ф. f^я_н опре­деляются только опытным путём, их абс. значения ~10^{-12 см, т. е. нейт­роны слабее рентг. лучей взаимо­действуют с в-вом.}

Наряду с f^я_н для магнитоупорядоченных объектов (ферромагнетиков, анти­ферромагнетиков и др.) можно ввести магнитный нейтронный А. ф. f^м_н, к-рый описывает когерент­ное рассеяние нейтронов на регуляр­но распределённых в пр-ве магн. мо­ментах атомов или ионов. Величина f^м_н также монотонно убывает с увели­чением угла рассеяния (причём более резко, чем f_р). Абс. величина f^м_н

~10^{-12 см, т. е.} f^м_н~f^я_н. Фактор f^м_н может иметь как положит., так и отрицат. знак, в зависимости от взаим­ной ориентации спина нейтрона и вектора намагничивания среды. Пол­ный нейтронный рассеивающий фактор в магнитоупорядоченных материа­лах равен сумме: f_н=f^я_н+f^м_н.

А. В. Колпаков.

АТТО... (от дат. atten — восемна­дцать), приставка к наименованию ед. физ. величины для образования наиме­нования дольной ед., равной 10^-18 от исходной. Обозначение — а. При­мер: 1 ас (аттосекунда) = 10^-18 с.

АХРОМАТ (от греч. achromatos — бесцветный), сложная линза, состоя­щая из двух (собирающей и рассеи­вающей), обычно склеенных линз (рис.). Линзы изготовлены из неоди­наковых по дисперсии света сортов

Схема ахромата. Тон­кими линиями пока­зан ход лучей: 1 — в жёлтой области спектра; г — в си­не-фиолетовой обла­сти спектра.

 

оптич. стекла, выбираемых так, что для к.-л. двух длин волн света пол­ностью, а для остальных в значит. степени устранена хроматическая абер­рация. А. обладают неустранимым ас­тигматизмом. Их применяют в кач-ве объективов зрит. труб, биноклей, при­целов и т. п.

АЭРОДИНАМИКА (от греч. aer — воздух и dynamis — сила), раздел гидроаэромеханики, в к-ром изу­чаются законы движения воздуха (или др. газа) и силы, возникающие на по­верхности тел, относительно к-рых происходит его движение. В А. рас­сматривают движение с дозвук. ско­ростями, т. е. до 340 м/с (1200 км/ч).

Как самостоят. наука А. возникла в нач. 20 в. в связи с потребностями авиации. Одна из осн. задач А.— проектные разработки летат. аппара­тов путём расчёта действующих на них аэродинамич. сил. В процессе проек­тирования самолёта (вертолёта и т. п.) для определения его лётных св-в про­изводят т. н. аэродинамич. расчёт, в результате к-рого находят макси­мальную, крейсерскую и посадочную скорости полёта, скорость набора вы­соты (скороподъёмность) и наиболь­шую высоту полёта («потолок»), даль­ность полёта при заданной полезной нагрузке и т. д. В А. самолёта разра­батывают методы аэродинамич. рас­чёта и определения аэродинамических сил и моментов, действующих на само­лёт в целом и на его части — крыло, фюзеляж, оперение и т. д. К А. само­лёта относят обычно и расчёт устой­чивости и управляемости самолёта, а также теорию воздушных винтов. Вопросы, связанные с нестационар­ным режимом движения летат. аппа­ратов, рассматриваются в динамике полёта.

Теор. решение задач А. основано на ур-ниях гидроаэромеханики. Мето­дами эксперим. А. на основе подобия теории определяют аэродинамич. си­лы, действующие на летат. аппарат, испытывая маломасштабную модель

42

 

 

этого аппарата (см. Аэродинамические измерения).

Широкая область неавиац. приложе­ний А. входит в раздел, называемый промышленной А. В нём рассматри­ваются вопросы, связанные с расчё­том воздуходувок, ветровых двигате­лей, струйных аппаратов (эжекторов), вентиляц. техники (в частности, кон­диционеры воздуха), а также воп­росы, связанные с аэродинамич. си­лами, возникающими при движении наземного транспорта (автомобилей, поездов), и ветровыми нагрузками на здания и сооружения.

• Гинзбург И. П., Аэрогазодинамика (Краткий курс), М., 1966; Г о р л и н С. М., Экспериментальная аэромеханика, М., 1970; Краснов Н. Ф., Аэродинамика, 3 изд., М., 1980.

М. Я. Юделович.

АЭРОДИНАМИКА РАЗРЕЖЕННЫХ ГАЗОВ,   см.   Динамика   разреженных газов.

АЭРОДИНАМИЧЕСКАЯ СИЛА, см. Аэродинамические сила и момент.

АЭРОДИНАМИЧЕСКАЯ ТРУБА, ус­тановка, создающая поток воздуха или др. газа для эксперим. изучения явлений, сопровождающих обтекание тел. В А. т. проводятся эксперименты, позволяющие: определять силы, дей­ствующие на самолёты и вертолёты, ракеты и косм. корабли при их по­лёте, на подводные суда в погружён­ном состоянии при их движении, ис­следовать их устойчивость и управ­ляемость; отыскивать оптим. формы самолётов, ракет, косм. и подводных кораблей, а также автомобилей и поездов; определять ветровые нагруз­ки, а также нагрузки от взрывных волн, действующие на здания и со­оружения. В спец. А. т. исследуются нагревание и теплозащита ракет, косм. кораблей и сверхзвук. самолётов.

Опыты в А. т. основываются на принципе обратимости движения, со­гласно к-рому перемещение тела от­носительно воздуха или жидкости можно заменить движением воздуха, набегающего на неподвижное тело. Для моделирования движения тела в покоящемся воздухе необходимо со­здать в А. т. равномерный поток, имеющий в любых точках перед мо­делью равные и параллельные ско­рости (равномерное поле скоростей), одинаковые плотность и темп-ру. При этом необходимо соблюдать условия, к-рые обеспечивают возможность пере­носа результатов, полученных для модели в лаб. условиях, на полнораз­мерный натурный объект (см. Моде­лирование, Подобия теория). При соб­людении этих условий аэродинамиче­ские коэффициенты, распределения относительных скоростей и давлений на поверхности исследуемой модели и натурного объекта одинаковы, что позволяет, определив эти хар-ки в А. т., рассчитать их значения для натурного объекта (напр., самолёта). Для того чтобы безразмерные хар-ки обтекания модели и натурного объек­та были одинаковы, необходимо так­же, кроме геом. подобия, обеспечить

в А. т. значения Маха числа М и Рейнольдса числа Re такие же, как и в полёте. А. т. подразделяют на до­звуковые и сверхзвуковые.

Дозвуковая А. т. пост. действия (рис. 1) состоит из рабочей части 1, обычно имеющей вид цилиндра с по­перечным сечением в форме круга или прямоугольника (иногда эллипса или многоугольника). Рабочая часть А. т. может быть закрытой или от­крытой. Исследуемая модель 2 кре­пится державками к стенке рабочей части А. т. или к аэродинамич. ве­сам 3. Перед рабочей частью расположено сопло 4, к-рое создаёт поток газа с заданными и постоянными по сечению скоростью, плотностью и темп-рой

Рис. 1. Дозвуковая аэродинамич. труба.

 

 (6 — спрямляющая решётка, вы­равнивающая поле скоростей). Диф­фузор 5 уменьшает скорость и соот­ветственно повышает давление в струе, выходящей из рабочей части. Компрес­сор (вентилятор) 7 компенсирует по­тери энергии потока; направляющие лопатки 8 уменьшают потери энергии в нём, предотвращая появление вих­рей в поворотном колене; обратный канал 9 позволяет сохранить значит. часть кинетич. энергии, имеющейся в потоке за диффузором. Радиатор 10 обеспечивает постоянство темп-ры газа в рабочей части А. т. Чтобы в к.-л. части канала А. т. статич. давление равнялось атмосферному, в нём уста­навливают клапан 11. Размеры до-звук. А. т. колеблются в широких пределах: используются как большие А. т. для испытаний натурных объек­тов (напр., самолётов), так и миниа­тюрные настольные установки для научных и учебных целей.

А. т., схема к-рой приведена на рис. 1, относится к типу т. н. замкну­тых А. т. Существуют также разомк­нутые А. т., в к-рых газ к соплу под­водится из атмосферы или спец. ём­костей. Существ. особенностью дозвук. А. т. явл. возможность изменения ско­рости газа путём изменения перепада давления.

Сверхзвуковые А. т. Схема сверх­звуковой А. т. в общих чертах ана­логична схеме дозвук. А. т. Для полу­чения сверхзвук. скорости газа в ра­бочей части А. т. перед рабочей час­тью устанавливают т. н. сопло Лаваля. Каждому числу М соответст­вует определ. контур сопла. Поэтому в сверхзвук. А. т. для получения по­токов с разл. значениями числа М в рабочей части применяют сменные сопла или сопло с регулируемым кон-

туром, позволяющим менять его фор­му. Диффузор сверхзвук. А. т., как и сопло, имеет форму сходящегося — расходящегося канала. Для уменьше­ния потерь применяют регулируемые диффузоры, мин. сечение к-рых можно менять в процессе запуска установки. В сверхзвук. А. т. потери энергии в ударных волнах, возникающих в диффузоре и при обтекании самой модели, велики, поэтому для компен­сации этих потерь сверхзвук. А. т. имеют многоступенчатые компрес­соры и более мощные силовые уста­новки, чем дозвук. А. т.

Рис. 2. Схема двух баллонных аэродинамич. труб с повышенным давлением на входе в сопло и пониженным давлением на выходе из диффузора, создаваемым а — двухсту­пенчатым эжектором и б — вакуумным газ­гольдером: 1 — компрессор высокого давле­ния; 2 — осушитель воздуха; 3 — баллоны высокого давления; 4 — дроссельный кран; 5 — ресивер сопла; 6 — сопло; 7 — модель; 8 — диффузор аэродинамич. трубы; 9 — эжекторы; 10 — дроссельные краны; 11 — диффузор эжектора; 12 — быстродействую­щий кран; 13 — вакуумный газгольдер; 14 — вакуумный насос; 15 — подогрева­тель воздуха.

 

Широкое распространение получили также баллонные А. т. (рис. 2), в к-рых для создания перепада дав­ления перед соплом помещают бал­лоны высокого давления, содержа­щие газ при давлении от 1 до 100 МН/м² (1000 кгс/см²), а за диффузо­ром — вакуумные ёмкости (газголь­деры), откачанные до абс. давления 100—0,1 Н/м² (10^-3 — 10^-6 кгс/см²), или систему эжекторов.

Одной из осн. особенностей А. т. для получения потоков с большими числами М (>5) явл. возможность кон­денсации воздуха в результате пони­жения темп-ры с ростом числа М. Эта конденсация существенно изме­няет параметры струи, вытекающей из сопла, и делает её практически не­пригодной для аэродинамич. экспери­мента. Поэтому А. т. больших чисел М имеют подогреватели воздуха. Темп-pa Т₀, до к-рой необходимо по­догреть воздух, тем больше, чем больше число М в рабочей части А. т. и давление р₀ перед соплом. Напр., для предотвращения конден­сации воздуха в А. т. при числах M»10 и р₀=5 МН/м² (50 кгс/см²) не­обходимо подогреть воздух до абс. темп-ры T₀»1000 К.

Для получения очень больших M~25 в А. т. со схемой, близкой к

43

 

 

приведённой на рис. 2, в кач-ве ра­бочего газа вместо воздуха приме­няют гелий, конденсация к-рого про­исходит при достаточно низких темп-pax, и подогреватель в большинстве случаев оказывается ненужным.

Исследования теплообмена на по­верхности летат. аппаратов также про­водят на моделях в А. т., соблюдая условия подобия. В случаях, когда необходимо учитывать влияние физ.-хим. превращений за ударными волнами, излучение газа и т. п., исполь­зуются ударные А. т., в к-рых темп-ры достигают значений 8000— 15 000 К. При этом длительность эксперимента составляет ~10 мс. Од­нако исследования теплозащиты по­верхности летат. аппаратов и тепло­обмена можно проводить при более низких темп-pax, обеспечивая доста­точную длительность эксперимента. В этом случае применяются элект­родуговые А. т. (рис. 3), в к-рых воздух, подаваемый в форкамеру сопла, подогревается в электрич. дуге

Рис. 3. Схема электродуговой аэродинамич. трубы: 1 — центральный (грибообразный) электрод, охлаждаемый водой; 2 — стенки камеры, переходящие в сверхзвук. сопло, охлаждаемое водой; 3 — рабочая часть с высотной камерой; 4 — модель; 5 — диф­фузор; в — дуговой разряд; I— контакты для подведения электрич. тока дугового раз­ряда; II — контакты для подведения элек­трич. тока к индукц. катушке.

 

до темп-ры ~6000 К. Дуга, образую­щаяся в кольцевом канале между ох­лаждаемыми поверхностями центр. электрода 1 и камеры 2, вращается с большой частотой магн. полем, со­здаваемым индуктивной катушкой 7 (вращение дугового разряда необхо­димо для уменьшения эрозии электро­дов). А. т. этого типа позволяет полу­чать числа М до 20 при длительности эксперимента в неск. с. Однако дав­ление в форкамере обычно не превы­шает 10 МН/м² (100 кгс/см²).

Большие давления в форкамере ~60 МН/м² (600 кгс/см²) и большие значения числа М получают в т. н. импульсных А. т., в к-рых для нагревания газа применяется искро­вой разряд батареи высоковольтных конденсаторов. Темп-pa в форкамере импульсной А. т. ~6000 К, время ра­боты — неск. десятков мс.

В особую группу можно выделить криогенные А. т., моделирую­щие течения на больших высотах. В этих установках разреженный газ после обтекания исследуемой модели конденсируется на поверхности крио­генных панелей.

•Пэнкхёрст Р., Холдер Д., Тех­ника эксперимента в аэродинамических тру­бах, пер. с англ., М., 1955; 3 а к с Н. А., Основы экспериментальной аэродинамики,

[2 изд.], М., 1953; П о у п А., Г о й н К. Л., Аэродинамические трубы больших скоростей, пер. с англ., М., 1968; Горлин С. М., Экспериментальная аэромеханика, М., 1970.

М. Я. Юделович.

АЭРОДИНАМИЧЕСКИЕ ИЗМЕРЕ­НИЯ, измерения скорости, давления, плотности и темп-ры движущегося воздуха (или др. газа), сил, возникаю­щих на поверхности тв. тела, относи­тельно к-рого происходит движение, а также тепловых потоков, поступаю­щих к этой поверхности. Большинство практич. задач, к-рые ставят перед газовой динамикой авиация, ракетная техника, турбостроение, пром. произ­водство и т. д., требуют для своего решения проведения эксперим. иссле­дований. В этих исследованиях на эксперим. установках — аэродинами­ческих трубах и стендах — модели­руется рассматриваемое течение (напр., движение самолёта с заданными величинами высоты полёта и ско­рости) и определяются силовые и тепловые нагрузки на исследуемую модель. Соблюдение условий, диктуе­мых теорией моделирования, позво­ляет перенести результаты экспери­мента на модели на натурный объект. Важной составной частью экспери­мента явл. А. и., результаты к-рых обычно получают в форме зависимос­тей безразмерных аэродинамических коэффициентов или безразмерных коэфф. теплообмена от осн. критериев подобия — Маха числа, Рейнольдса числа и др. В таком виде ими поль­зуются для определения подъёмной силы и сопротивления самолёта, на­гревания поверхности ракеты и косм. корабля и т. п.

Измерение сил и моментов, действующих на обтекаемое те­ло. При решении мн. задач возникает необходимость измерений суммарных сил, действующих на модель. В аэро­динамич. трубах для определения ве­личины, направления и точки прило­жения аэродинамических силы и мо­мента обычно применяют аэродина­мич. весы. Аэродинамич. силу, дейст­вующую на свободно летящую модель, можно определить, измеряя ускорение модели. Ускорения летящих моделей или натурных объектов в лётных ис­пытаниях измеряют акселерометрами. Если размер модели не позволяет установить на ней необходимые при­боры, то ускорение находят по изме­нению скорости модели вдоль траек­тории.

Чтобы получить значение сил, дей­ствующих на тело, измеряют давления на поверхности модели при помощи специальных, т. н. дренажных, отвер­стий, соединённых с манометрами ре­зиновыми или металлич. трубками (рис. 1). Тип манометра выбирается в соответствии с величиной измеряе­мого давления и временем измерения, к-рое изменяется от 10^-6 с в ударных трубах до 10² с в обычных аэродина­мич. трубах. Силы, касательные к по­верхности модели, обычно находят расчётом; в нек-рых случаях их определяют, измеряя поля скорости в по­граничном слое, или применяют спец. весы, измеряющие силу трения.

Измерение скорости. Для определения скорости v потока газа обычно измеряют полное р₀ и ста­тическое р давления в исследуемой точке потока, а значение скорости в случае несжимаемого газа определяют из Бернулли уравнения: v=Ö(2(p₀-p)/r) (r плотность газа).

 

.Рис. 1. Схема из­мерения статич. давлений на по­верхности моде­ли: 1 — модель; 2—дренажные от­верстия; 3 — труб­ки; 4 — мано­метр.

 

Дав­ление измеряют манометрами с по­мощью спец. насадков, к-рые вводят­ся в поток (см. Трубки измерительные).

Если измеряемая скорость больше скорости звука, перед насадком воз­никает ударная волна и показание манометра, соединённого с трубкой полного давления, соответствует ве­личине полного давления за ударной волной p'₀<р₀. В этом случае обычно определяют не v, а безразмерную ско­рость — число Маха M=v/a (a — ско­рость звука в данной точке) по ф-ле Рэлея, к-рая связывает отношение p'₀/p₀ с М. Число М можно опреде­лять и др. способом, пользуясь оптич. методами и измеряя угол наклона ударной волны а, образующейся при обтекании конуса (или клина) с углом при вершине 0. При q®0 M=l/sina, а при q¹0 между а, в и М имеют место аналитич. зависимости, позво­ляющие вычислить М.

Существуют также методы опреде­ления скорости газа по отношению плотностей r/r₀ или темп-р Т/Т₀ в текущем и заторможённом газе, по охлаждению потоком газа нагретой проволочки термоанемометра, по ско­рости перемещения в потоке мелких ч-ц, в частности с помощью лазерных доплеровских измерителей скорости, и др.

Измерение температу­ры текущего газа. Полная темп-pa движущегося газа, т.н. темп-ра торможения, T₀=T+v²l2c_p, где Т — статич. темп-pa газа, v²/2c_p— т. н. кинетич. темп-pa, с_р— уд. теплоём­кость газа при пост. давлении. Для измерения темп-ры торможения дви­жущегося газа применяются спец. на­садки (рис. 2), у к-рых измерит. эле­ментом служит термопара или тер­мометр сопротивления. Темп-pa, из­меряемая в точке 1 насадка, связана с темп-рой торможения: Т₁=КТ₀, где

44

 

 

тарировочный   коэфф.   K<1   зависит от формы насадка.

Статич. темп-ру Т, если она доста­точно высока, измеряют по излуче­нию газа или вводимых в него при­месей, используя спектр. методы. От­носительно низкие статич. темп-ры можно определять, измеряя скорость распространения звука, т. к. Т~а².

Измерение температу­ры поверхности тел, на­ходящихся в газовом потоке. При ис­следовании теплообмена и решении нек-рых газодинамич. задач необхо­димо измерять темп-ру поверхности тела, обтекаемого газом. Для этой цели используют термопары и термо­метры сопротивления, установленные на исследуемой поверхности, термо­краски, изменяющие цвет при дости­жении «пороговой» темп-ры, а также оптич. методы, позволяющие изме­рять излучение поверхности в види­мом и ИК диапазонах длин волн.

При исследовании аэродинамиче­ского нагрева летящих тел можно при­менять нестационарный или стацио­нарный методы измерений тепловых потоков, поступающих к поверхности тела. В первом методе измеряется скорость нагрева поверхности тела dT_w/dt, где T_w— темп-pa поверхно­сти модели, t = время, и величина теплового потока получается из реше­ния ур-ния теплопроводности для ма­териала модели. Во втором — в мо­дели устанавливают калориметр, кото­рым измеряют кол-во теплоты, посту­пающей к поверхности модели при T_w=const.

Исследование полей плотности газа. Осн. мето­дами исследования распределения плотности газа в пространстве явл. оптич. методы, к-рые можно разде­лить на три группы, основанные на за­висимости коэфф. преломления света от плотности газа, на поглощении лу­чистой энергии газом и на послесве­чении молекул газа при электрич. разряде или свечении молекул, воз­буждённых электронным пучком. Последние две группы методов ис­пользуют для исследования плотно­сти газа при низких давлениях. В до­статочно плотном сжимаемом газе (при

давлениях р>100 Па) для исследова­ния полей плотности пользуются за­висимостью коэфф. преломления света n от плотности газа r:

(1/r)(n²-1)/(n²+2)=const.

При обтекании тела сжимаемым газом возникают области с неоднородным распределением плотности, отдельные участки которых по-разному от­клоняют проходящий через них луч света.

Рис. 3. Оптич. методы исследования полей плотности (слева — схема метода, справа — фотография крыла самолёта, полученная этим методом): о — теневой метод; б — ме­тод Тёплера; в — интерференц. метод с использованием интерферометра Маха — Цендера; 1 — источник света; 2 — исследуемая область течения; 3 — экран; 4 — линза; 5 — нож Фуко; 6 — полупрозрачные зеркала; 7 — непрозрачные зеркала; 8 — ком­пенсатор.

 

В простейшем, т. н. теневом, мето­де (рис. 3, а) пучок света, выходящий из точечного источника, проходит че­рез исследуемое поле и, освещая экран, даёт на нём изображение областей те­чения, в к-рых изменяется вторая производная плотности д²r/дx² (напр., ударные волны, граница струи). В бо­лее сложном «шлирен»-методе, или методе Тёплера (см. Теневой метод), пучок света (рис. 3, б), прошедший исследуемое поле, фокусируется при помощи линзы или вогнутого зеркала на кромку острой непрозрачной пластины — ножа Фуко. Этот метод чув­ствителен к градиенту плотности дr/дх и позволяет, используя фотометрию и эталон освещённости, получать абс. значения плотности в исследуемом поле.

Метод исследования с использова­нием интерферометра Маха — Цендера также основан на зависимости между

плотностью газа и коэфф. преломле­ния (рис. 3, в). Искомая плотность r=r₀+ml/kl, где r — плотность газа в компенсаторе 8, l — длина волны света, l — ширина рабочей части аэродинамич. трубы,

k=(n-1)/r, m — от­носит. смещение интерференц. поло­сы на экране.

В разреженных газах для иссле­дования полей плотности и темп-ры используют измерение интенсивности свечения молекул, возбуждённых электронным пучком (рис. 4). Интен­сивность свечения в видимом диапа­зоне спектра связывается тарировоч-

45

 

 

Рис. 4. Исследование полей плотности с по­мощью пучка эл-нов. Слева — схема уста­новки: 1 — электрон­ная пушка; 2 — кол­лектор; 3 — приём­ник излучения воз­буждённых молекул; 4 — исследуемое по­ле; 5 — излучающая область. Справа — фотография течения в нерасчётной сверх­звук. струе, втекаю­щей в камеру с дав­лением »6Па, полу­ченная поперечным сканированием пуч­ком эл-нов.

 

ной зависимостью с плотностью газа, а в рентг. диапазоне — с темп-рой. Пучок эл-нов, движущихся от элек­тронной пушки 1 к коллектору 2, возбуждает молекулы газа. Излуче­ние возбуждённых молекул регистри­руется приёмником 3. Перемещая об­ласть 5 в исследуемое поле 4, полу­чают хар-ки течения.

• X о л д е р Д., Н о р т Р., Теневые ме­тоды в аэродинамике, пер. с англ., М., 1966; В а с и л ь е в Л. А., Теневые методы, М., 1968; Г о р л и н С. М., Эксперименталь­ная аэромеханика, М., 1970; Эксперименталь­ные методы в динамике разреженных газов, под ред. С. С. Кутателадзе, Новосиб., 1974.

М. Я. Юделович.

АЭРОДИНАМИЧЕСКИЕ КОЭФФИ­ЦИЕНТЫ, безразмерные величины, характеризующие аэродинамические силу и момент, к-рые действуют на тело, движущееся в жидкости или газе. А. к. силы лобового сопротивления Х_а равен C_xa=X_a/qS, где S — ха­рактерная площадь, q=rv²/2— ско­ростной напор, r — плотность среды, в к-рой движется тело, и v — скорость тела относительно этой среды. А. к. подъёмной силы Y_a и боковой силы Z_a соотв. равны: C_ya=Y_a/qS и C_za=Z_a/qS. А. к. момента имеют в знаменателе ещё характерную длину l, и тогда А. к. для момента крена m_x = M_x/qSl, момента рыскания m_y= M_y/qSl и момента тангажа m_y=M_z/qSl.

Рис.    1.    Зависимость   коэфф.   аэродинамич. сопротивления конуса от числа  М.

 

Характерные размеры вы­бираются достаточно произвольно; напр., для самолёта S — обычно пло­щадь несущих крыльев (в плане), а l — длина хорды крыла; для ракеты S — площадь миделевого сечения, а l — длина ракеты.

Выражение аэродинамич. сил и мо­ментов в форме безразмерных А. к. имеет большое значение для аэродинамич. исследовании и расчётов, су­щественно их упрощая. Так, напр., аэродинамич. сила, действующая на самолёт, может достигать значений в сотни и тысячи кН (десятки и сотни тс), та же сила, действующая на мо­дель этого самолёта, испытываемую в аэродинамической трубе, составляет десятки Н, но А. к. для самолёта и для модели равны между собой.

 

 

Рис. 2. Зависи­мость коэфф. аэ­родинамич. сопро­тивления шара от числа Re.

 

Для аппаратов больших размеров, летящих на малой высоте с дозвук. скоростью, для к-рых число Маха M<0,2, А. к. зависит только от фор­мы летат. аппарата и угла атаки. В общем случае А. к. зависят от вяз­кости и сжимаемости газа, характе­ризуемых безразмерными подобия кри­териями: Маха числом и Рейнольдса числом Re (рис. 1 и 2).

М. Я.  Юделович.

АЭРОДИНАМИЧЕСКИЕ СИЛА И МО­МЕНТ, величины, характеризующие воздействие газообразной среды на движущееся в ней тело (напр., на самолёт). Силы давления и трения, действующие на поверхности тела,

 

 

Рис. 1. Разложе­ние аэродинамич. силы R_A на составляющие в скоростной системе координат X_a,Y_a, Z_a и в связанной си­стеме X, Y, Z; ось z на рисунке не изоб­ражена, она перпендикулярна плоскости чертежа.

 

могут быть приведены к равнодей­ствующей R_A, наз. аэродинамиче­ской силой, и к паре сил с моментом М, наз. аэродинамич. моментом. Аэро­динамич. силу раскладывают на сос­тавляющие в прямоуг. системе коор­динат (рис. 1), связанной либо с век­тором скорости тела v (поточная, или скоростная, система координат), либо с самим телом (связанная система). В поточной системе сила, направлен­ная по оси потока в сторону, противо­положную направлению движения те­ла, наз. аэродинамическим сопротивле­нием Х_а, перпендикулярная ей и ле­жащая в вертик. плоскости — подъём-

ной силой Уд, а перпендикулярная к ним обеим — боковой силой Z_a. В свя­занной системе координат аналогами этих сил явл. продольная сила X, нормальная сила У и поперечная си­ла Z.

Аэродинамич. момент играет важ­ную роль в аэродинамич. расчёте ле­тат. аппаратов, определяя их устой­чивость и управляемость, и представ­ляется обычно в виде трёх составляю­щих — проекций на оси координат, связанных с телом (рис. 2): М_х (мо­мент крена), My (момент рыскания) и М_z (момент тангажа). Знаки момен­тов положительны, когда они стре­мятся повернуть тело соотв. от оси у к оси г, от осп г к оси х, от оси х к оси у. А. с. и м. зависят от формы и размеров

Рис. 2. Проекции аэродинамич. момента на оси координат: m_x — момент крена; М_y — момент рыскания; m_z — момент тангажа.

 

тела, скорости его поступат. движения и ориентации к направлению скоро­сти, св-в и состояния среды, в к-рой происходит движение, а в нек-рых случаях и от угл. скоростей вращения, и от ускорения движения тела. Опре­деление А. с. и м. для тел разл. фор­мы и при всевозможных режимах по­лёта явл. одной из гл. задач аэроди­намики и аэродинамич. эксперимента. См. также Аэродинамические коэффи­циенты.

АЭРОДИНАМИЧЕСКИЙ НАГРЕВ, нагрев тел, движущихся с большой скоростью в воздухе или др. газе. А. н.— результат того, что налетаю­щие на тело молекулы воздуха тормо­зятся вблизи тела. Если полёт совер­шается со сверхзвук. скоростью, тор­можение происходит прежде всего в ударной волне, возникающей перед телом. Дальнейшее торможение моле­кул воздуха происходит непосредст­венно у самой поверхности тела, в т. н. пограничном слое. При торможе­нии потока молекул воздуха энергия их хаотического (теплового) движения возрастает, т. е. темп-pa газа вблизи поверхности движущегося тела повы­шается. Макс. темп-pa, до к-рой может нагреться газ в окрестности движуще­гося тела, близка к т. н. темп-ре торможения: Т₀= T_н+v²/2c_p, где Т_н — темп-pa набегающего воздуха, v — скорость полёта тела, с_р— уд. теплоёмкость газа при пост. давлении. Так, напр., при полёте сверхзвук. самолёта с утроенной скоростью звука (ок. 1 км/с) темп-pa торможения сос­тавляет ок. 400°С, а при входе косм. аппарата в атмосферу Земли с 1-й

46

 

 

косм. скоростью (ок. 8 км/с) темп-ра торможения достигает 8000°С. Если в первом случае при достаточно длит. полёте темп-pa обшивки самолёта мо­жет быть близка к темп-ре торможе­ния, то во втором случае поверхность косм. аппарата неминуемо начнёт раз­рушаться из-за неспособности мате­риалов выдерживать столь высокие темп-ры.

Из областей газа с повыш. темп-рой теплота передаётся движущемуся телу, происходит А. н. Существуют две фор­мы А. н.— конвективная и радиаци­онная. Конвективный нагрев — след­ствие передачи теплоты из внешней, «горячей» части пограничного слоя к поверхности тела посредством мол. теплопроводности и переноса тепло­ты при перемещении макроскопич. эле­ментов среды. Количественно конвективный тепловой поток q_k определяют из соотношения: q_k=a(Т_е-T_w), где T_е— равновесная темп-pa (предель­ная темп-pa, до к-рой могла бы нагреть­ся поверхность тела, если бы не было отвода энергии), T_w— реальная темп-ра поверхности, а — коэфф. конвективного теплообмена, зависящий от скорости и высоты полёта, формы и размеров тела, а также от др. факто­ров. Равновесная темп-pa T_е близка к темп-ре торможения. Зависимость коэфф. a от перечисленных параметров определяется режимом течения в по­граничном слое (ламинарный или тур­булентный). В случае турбулентного течения конвективный нагрев стано­вится интенсивнее. Это связано с тем, что, помимо мол. теплопроводности, существенную роль в переносе энер­гии начинают играть турбулентные пульсации скорости в пограничном слое.

С увеличением скорости полёта темп-ра воздуха за ударной волной и в по­граничном слое возрастает, в резуль­тате чего происходит диссоциация и ионизация молекул. Образующиеся при этом атомы, ионы и эл-ны диф­фундируют в более холодную об­ласть — к поверхности тела. Там про­исходит обратная реакция (рекомби­нация), идущая с выделением тепло­ты. Это даёт дополнит. вклад в кон­вективный А. н.

При достижении скорости полёта ~5000 м/с темп-pa за ударной волной достигает значений, при к-рых газ начинает излучать энергию. Вслед­ствие лучистого переноса энергии из областей с повыш. темп-рой к поверх­ности тела происходит радиац. нагрев. При этом наибольшую роль играет излучение в видимой и УФ областях спектра. При полёте в атмосфере Земли со скоростями ниже 1-й косми­ческой радиац. нагрев мал по срав­нению с конвективным. При 2-й косм. скорости (11,2 км/с) их значения ста­новятся близкими, а при скоростях полёта 13—15 км/с и выше, соответ­ствующих возвращению объектов на Землю после полёта к др. планетам, осн. вклад вносит уже радиац. нагрев.

А. н. играет важную роль при воз­вращении в атмосферу Земли косм. аппаратов. Для борьбы с А. н. летат. аппараты оснащаются спец. системами теплозащиты. Существуют активные и пассивные методы теплозащиты. В активных методах газооб­разный или жидкий охладитель прину­дительно подаётся к защищаемой по­верхности и берёт на себя осн. часть поступающей к поверхности теплоты. Газообразный охладитель как бы за­гораживает поверхность от воздей­ствия высокотемпературной внеш. сре­ды, а жидкий охладитель, образующий на поверхности защитную плёнку, поглощает подходящую к поверхности теплоту за счёт нагревания и испаре­ния плёнки, а также последующего нагрева паров. В пассивных ме­тодах теплозащиты воздействие теплового потока принимает на себя спец. образом сконструированная внеш. оболочка или спец. покрытие, наносимое на осн. конструкцию. Ра­диационная теплозащита основана на применении в кач-ве внеш. оболочки материала, сохраняющего при вы­соких темп-pax достаточную механич. прочность. В этом случае почти весь тепловой поток, подходящий к по­верхности такого материала, пере­излучается в окружающее пр-во.

Наибольшее распространение в ракетно-косм. технике получила тепло­защита с помощью разрушающихся покрытий, когда защищаемая кон­струкция покрывается слоем спец. материала, часть к-рого под действием теплового потока может разрушаться в результате процессов плавления, ис­парения, сублимации и хим. реакций. При этом осн. часть подходящей теп­лоты расходуется на реализацию разл. физ.-хим. превращений. Дополни­тельный заградит. эффект имеет ме­сто за счёт вдува во внеш. среду срав­нительно холодных газообразных про­дуктов разрушения теплозащитного материала. Пример разрушающихся теплозащитных покрытий — стекло­пластики и др. пластмассы на органич. и кремнийорганич. связующих. В кач-ве средства защиты летательных аппа­ратов от А. н. применяются также углерод-углеродные композиц. ма­териалы.

• Основы теплопередачи в авиационной и ракетно-космической технике, М., 1975; Ос­новы теории полета космических аппаратов, М., 1972; Радиационные свойства газов при высоких температурах, М., 1971; Мар­тин Дж., Вход в атмосферу, пер. с англ., М., 1969; П о л е ж а е в Ю. В., Ю р е в и ч Ф. Б., Тепловая защита, М., 1976.

Н. А. Анфимов.

АЭРОДИНАМИЧЕСКОЕ СОПРОТИВ­ЛЕНИЕ (лобовое сопротивление), си­ла, с к-рой воздух или др. газ дей­ствует на движущееся в нём тело; эта сила направлена всегда в сторону, противоположную направлению ско­рости тела, и явл. одной из составля­ющих аэродинамич. силы. Знание А. с. необходимо для аэродинамич. рас­чёта летат. аппаратов, т. к. от него зависит, в частности, скорость движения при заданных тяговых хар-ках двигат. установки.

А. с.— результат необратимого пе­рехода части кинетич. энергии тела в теплоту. Зависит А. с. от формы и размеров тела, ориентации его отно­сительно направления скорости, а также от св-в и состояния среды, в к-рой происходит движение. В реаль­ных средах имеют место: вязкое тре­ние в пограничном слое между по­верхностью тела и средой, потери на образование ударных волн при около- и сверхзвук. скоростях движения (волновое сопротивление) и на вихреобразованне. В зависимости от режи­ма полёта и формы тела будут пре­обладать те или иные компоненты А. с. Напр., для затупленных тел вращения движущихся с большой сверхзвук. скоростью, А. с. определяется в осн. волновым сопротивлением. У хорошо обтекаемых тел, движущихся с не­большой скоростью, А. с. определя­ется сопротивлением трения и поте­рями на вихреобразование. Разреже­ние, возникающее на задней торцевой поверхности обтекаемого тела, также приводит к возникновению результи­рующей силы, направленной проти­воположно скорости тела,— донного сопротивления, к-рое может состав­лять значит. часть А. с.

В аэродинамике А. с. Х_а характе­ризуют безразмерным аэродинамиче­ским коэффициентом сопротивления С_х:

где r_¥ — плотность невозмущённой среды, v_¥ — скорость движения тела относительно этой среды, S— харак­терная площадь тела. Коэфф. С_х тела заданной формы при известной ориен­тации его относительно потока за­висит от безразмерных подобия кри­териев: Маха числа, Рейнольдса числа и др. Численные значения С_х обычно определяют экспериментально. Теор. определение А. с. возможно лишь для огранич. класса простейших тел. См. также Гидродинамическое сопротивле­ние.

АЭРОСТАТИКА (от греч. aer — воз­дух и statos — стоящий, неподвиж­ный), раздел гидроаэромеханики, в к-ром изучается равновесие газооб­разных сред, в осн. атмосферы. В от­личие от гидростатики, в к-рой рас­сматриваются законы равновесия жид­костей, практически несжимаемых, в А. рассматриваются воздух и др. газы, сжимаемость к-рых во много раз превосходит сжимаемость жидко­стей. Осн. задача А.— исследования зависимости давления в атмосфере от высоты, а также поддерживающей силы, к-рая действует на плавающие в воздухе тела. Законы А. чаще всего применяются при изучении равнове­сия атмосферы и в теории воздухопла­вания.

47