ДАВЛЕНИЕ, физ. величина, характеризующая интенсивность нормальных (перпендикулярных к поверхности) сил, с к-рыми одно тело действует на поверхность другого (напр., фундамент здания на грунт, жидкость на стенки сосуда, газ в цилиндре двигателя на поршень). Если силы распределены вдоль поверхности равномерно, то Д. р на любую часть поверхности равно: p=F/S, где S — площадь этой части, F — сумма приложенных перпендикулярно к ней сил. При неравномерном распределении сил это равенство определяет ср. Д. на данную площадку, а в пределе, при стремлении величины S к нулю,— Д. в данной точке.
Для непрерывной среды аналогично вводится понятие «Д.» в каждой точке среды. В любой точке покоящейся жидкости или газа Д. по всем направлениям одинаково; это справедливо и для движущейся жидкости или газа, если их можно считать идеальными (лишёнными трения). В вязкой жидкости под Д. в данной точке понимают ср. значение Д. по трём взаимно перпендикулярным направлениям. Согласно кинетич. теории газов, Д. в газовой среде связано с передачей импульса при столкновениях находящихся в тепловом движении молекул газа друг с другом или с поверхностью граничащих с газом тел. Д. в газах (его можно назвать тепловым) пропорц. темп-ре (кинетич. энергии ч-ц, см. Газ).
Измеряют Д. манометрами, барометрами, вакуумметрами, а также разл. датчиками Д. Единицы Д. имеют размерность силы, делённой на площадь: в Междунар. системе единиц единица Д.—1 Па=Н/м2, в МКГСС системе единиц — 1 кгс/см2. Существуют внесистемные единицы Д.: физ. атмосфера (атм), техн. атмосфера (ат), бар, а также мм вод. ст. и мм рт. ст.(торр).
О физ. природе Д. волн (звук., ударных, эл.-магн.) см. в ст. Давление
звукового излучения, Ударная волна, Световое давление.
ДАВЛЕНИЕ ВЫСОКОЕ. Границы Д. в. условны, обычно высокими считают давления р, превышающие нек-рое характерное для данного физ. явления (пли конкретной задачи) значение. Часто Д. в. считают р>0,1 ГПа (св. 103 ат); столь же условно деление Д. в. на высокие и сверхвысокие.
Длительно действующие Д. в. наз. статическими, кратковременно действующие — мгновенными или динамическими. В покоящихся газах и жидкостях Д. в. явл. гидростатическими. При всестороннем сжатии тв. тела в нём возникает т. н. квазигидростатическое Д. в.— сложная система механич. напряжений, к-рые в общем случае изменяются от одной точки среды к другой. Ср. давлением (ср. норм. напряжением) в данной точке тела наз. ср. арифметич. значение норм. напряжений s в трёх взаимно перпендикулярных направлениях. Чем меньше величина напряжений сдвига (t~│sмакс-sмин│) по сравнению со ср. давлением, тем ближе квазигидростатич. Д. в. к гидростатическому. Термином «Д. в.» обозначают как гидростатич., так и квазигидростатич. давление.
В природе статич. Д. в. существуют в осн. благодаря силам тяготения. В земных условиях давление изменяется от атмосферного у поверхности до ~3,5•102 ГПа в центре Земли. В центре Солнца оно составляет ~2•107 ГПа, в сердцевине белых карликов предполагается равным 109— 1012 ГПа, а на поверхности пульсара ~ 1020 ГПа. Динамич. Д. в. возникают, напр., при падении метеоритов, при вулканич. деятельности и тектонич. движениях.
В технике используются (70-е — нач. 80-х гг.) Д. в.~ 5—10 ГПа; в науч. экспериментах осваиваются статич. Д. в. до 1—3•102 ГПа («мегабарный
диапазон»). Динамич. Д. в., полученные при взрыве, достигают 30•102 ГПа. Исследования при динамич. давлениях ведутся в диапазоне от 1—2 ГПа до неск. тыс. ГПа. Перекрытие доступных для исследования диапазонов статич. и динамич. Д. в.— важное достижение физики высоких давлений 60—70-х гг.
Действие Д. в. на вещество. Под Д. в. происходит сжатие в-ва (увеличение его плотности; см. Сжимаемость) и энергетически выгодными становятся те направления физ. и хим. процессов, к-рые ведут к уменьшению объёма всех взаимодействующих в-в (при условии сохранения их массы, см. Ле Шателье — Брауна принцип).
Д. в. влияет на скорость (кинетику) процессов, причём оно может как ускорять, так и замедлять их. Ускорение нек-рых хим. реакций наблюдается, напр., в газах и происходит благодаря увеличению частоты столкновений молекул в результате повышения плотности газа, в тв. телах оно может происходить благодаря увеличению дефектности структуры. Замедляются же, напр., нек-рые фазовые превращения в сплавах вследствие уменьшения скорости диффузии, уменьшения равновесной концентрации вакансий. Мн. практически важные процессы при Д. в. проводят при высоких темп-pax, что ускоряет достижение равновесного (энергетически более выгодного) состояния.
При сжатии тела работа силы давления идёт на увеличение энергии тела: внутренней — при изоэнтропийном процессе и свободной — при изотермическом. Статич. сжатие, при к-ром темп-pa быстро выравнивается, относят обычно к изотермич. процессам. Если в результате сжатия темп-ра тела повышается, то в нём развивается большее Д. в., чем при изотермич, сжатии (при одинаковых нач. условиях и относительном изменении объёма).
В конденсиров. фазах различают упругую и тепловую составляющие
140
Д. в. Первая связана с упругим вз-ствием ч-ц при уменьшении объёма тела (т. н. холодное давление рх), а вторая — с их тепловым движением, обусловленным повышением темп-ры при сжатии. При статич. сжатии тепловая составляющая много меньше упругой, при сжатии в сильной ударной волне они сравнимы по величине. Сумма этих составляющих наз. горячим давлением рг.
Уменьшение межат. и межмол. расстояний при сжатии приводит к деформации молекул и электронных оболочек атомов, что приводит к относит. смещению уровней энергии, изменению осн. энергетич. состояния системы, конфигурац. вз-ствия в молекулах и их конформац. состояния. Это проявляется в изменении физ. и хим. свойств в-ва.
При статич. сжатии в пределах неск. ГПа изменяются условия взаимной растворимости газов, плотность газов становится сравнимой с плотностью жидкостей, большинство жидкостей затвердевает при комнатной темп-ре и Д. в. до 3—6 ГПа. Под Д. в. мн. крист. в-ва переходят в более плотные крист. модификации (см. Полиморфизм), наблюдаются переходы тв. диэлектриков и ПП в проводящее и сверхпроводящее состояние, изменения постоянной радиоакт. распада, ускоренная полимеризация мономеров, переходы хрупких материалов в пластич. состояние. Интерес представляют также физ. и хим. эффекты, возникающие при одноврем. действии Д. в. и деформаций сдвига.
Для мн. научных и практич. целей часто необходимо сохранить при норм. условиях ту фазу в-ва, к-рая была получена при статич. или динамич. Д. в., однако, как правило, в-во при снижении давления претерпевает обратный переход. Иногда всё же удаётся сохранить фазу Д. в. в метастабильном состоянии, для этого снижают сначала темп-ру сжатого в-ва, а затем давление.
При статич. Д. в. до 3—5 ГПа исследуются в-ва в газообразном и конденсиров. состояниях, при больших Д. в.— в осн. тв. тела. В физике твёрдого тела, наряду с феноменологич. описанием поведения в-в, определением крист. структуры и построением диаграмм состояния, при Д. в. исследуются свойства в-ва, связанные с явлениями на «молекулярном уровне». К ним относятся св-ва, обусловленные движением атомов, молекул, точечных и линейных дефектов крист. структуры и т. д. (диффузия, кинетика фазовых переходов, деформация и разрушение под действием механич. нагрузок и др.); св-ва, определяемые взаимным расположением атомов, расстоянием между ними и колебаниями крист. решётки (сжимаемость, упругость, электропроводность, ферромагнетизм); св-ва, связанные с видом возникающих в тв. теле элем. возбуждений (квазичастиц) и их вз-ствием (напр., зависимость сжимаемости, электропроводности, магн. эффектов от темп-ры, магн. поля, эл.-магн. излучения и др. внеш. параметров). В совр. физике тв. тела значит. интерес представляют исследования свойств в-ва в условиях совместного действия Д. в., низких и сверхнизких темп-р, сильных магн. полей; в таких исследованиях получают, в частности, существ. информацию об электронных св-вах металлов. Эксперименты при Д. в. дают сведения о зависимости плотности в-ва от давления и темп-ры, необходимые для построения уравнений состояния в «нетеоретическом» диапазоне (до Д. в.~104 ГПа).
При Д. в.~1011 ГПа плотность r в-ва становится в 10 и более раз выше плотности тв. тела при норм. условиях, а зависимость r от рх приближается к предельной, одинаковой для всех в-в: r5/3 ~ рх. При таких Д. в. ядра полностью ионизов. атомов могут сближаться и вступать в яд. реакции. При достаточных Д. в., но темп-pax ниже вырождения температуры, в-во переходит в вырожденное состояние, при к-ром энергия и давление не зависят от темп-ры (см. Вырожденный газ).
Во 2-й пол. 20 в. с помощью статич. Д. в. получены важные научные результаты, мн. из к-рых нашли широкое практич. применение. Синтезированы алмаз и алмазоподобные модификации нитрида бора (р³4 ГПа и t³1100°С), получены плотные крист. модификации важных породообразующих минералов (кремнезёма, оливина), зафиксирован переход диэлектриков в проводящее и сверхпроводящее состояние, установлены диаграммы состояний для мн. одно- и многокомпонентных систем. Д. в. используются при механич. обработке металлов и при полимеризации. Динамич. Д. в., возникающие при взрыве, используют для получения при сильном сжатии плотных модификаций, сохраняющихся при норм. условиях, для сварки металлов, для исследования изменения плотности в-в и фазовых переходов в них, в особенности при таких высоких давлениях и темп-pax, какие ещё недоступны статич. методам.
Получение и измерение Д. в. Динамич. Д. в. получают с помощью искрового разряда, яд. и хим. взрывов, импульсного магн. поля (напр., в горячей плазме), одноврем. действия взрыва и магн. поля, инерц. методов (сжатия тела при торможении им другого тела, летящего с большой скоростью). Для измерения динамич. Д. в. применяются пьезо- и эл.-магн. датчики, манганиновые манометры, методы оптич. регистрации.
Статич. Д. в. получают тепловыми или механич. методами. В первых Д. в. создаётся либо нагреванием жидкости или газа в замкнутых сосудах (в газах т. о. получены давления до
3—4 ГПа), либо охлаждением жидкостей, увеличивающих свой объём при затвердевании (напр., замораживая воду, можно получить фиксированные Д. в. ок. 0,2; ГПа).
Механич. методы получения Д. в. явл. основными; в них используют насосы и компрессоры, к-рыми сжимаемые газы или жидкости нагнетают в замкнутый объём или проточную систему (гидравлич. компрессором получены Д. в. до 1,6 ГПа), и аппараты, в к-рых масса сжимаемого в-ва остаётся постоянной (рис., а) или почти постоянной (рис., б — з), а занимаемый ею объём уменьшается под действием внеш. силы, создаваемой гидравлич. прессами (рис., а, б, в, д, е, ж, з), сжатой жидкостью (рис., г), а в миниатюрных устройствах (типа показанного на рис. д) — пружиной.
Типы аппаратов, применяемых для создания статических высоких давлений. Сжимаемое в-во (рабочее тело, участки с нанесёнными точками) располагается между поршнями (пуансонами), к-рые приводятся в движение в направлениях, указанных стрелками; зачернённые участки — деформируемые прокладки, служащие для уплотнения разъёмов между пуансонами, создания поддерживающих усилий и позволяющие пуансонам перемещаться. Для исследований при высоких темп-pax применяют металлич. и графитовые электронагреватели, для исследований при низких темп-pax всю камеру помещают в криостат. а — классич. камера с цилиндрич. поршнями, применяемая для сжатия газов, жидкостей и тв. тела; б — в — камеры для сжатия тв. тел (жидкости и газы можно помещать в сжимаемое тв. тело в ампулах); б — камера с криволинейными или конич. пуансонами и соответствующей формой сосуда Д. в.; в — шестипуансонный (показаны четыре пуансона) аппарат с кубич. формой рабочего тела; г — двухступенчатый многопуансонный аппарат типа «разрезная сфера». Усилие, равномерно прикладываемое к пуансонам первой ступени, передаётся большему числу пуансонов ступени Д. в., в свою очередь передающих его рабочему телу, к-рое в данном случае имеет форму октаэдра; д — двухпуансонные «наковальни» из алмазов ювелирного качества (позволяют проводить рентгеноструктурные и оптич. исследования под Д. в., нагрев с помощью лазера и т. д.); е — двухпуансонные «наковальни» с лункой, имеют увеличенный объём рабочей камеры по сравнению с камерой, представленной на рис. 9; ж и з — многопуансонные системы со скользящими пуансонами; a — двухступенчатый аппарат. В мегабарном диапазоне Д. в. применяются камеры типа г и д.
Аппараты Д. в., схемы к-рых приведены на рис. б—з, позволяют получить в них Д. в., превосходящее прочность на сжатие (при норм. условиях) материалов, из к-рых они изготовлены [высокопрочные стали,
141
тв. сплавы на основе карбида вольфрама, природные и синтетич. алмазы; для спец. измерений используются немагнитные и (или) прозрачные для эл.-магн. излучения материалы]. Мн. исследования проводятся на образцах в виде тонких (~10-6м) плёнок, сжатых до давлений ~ 10—100 ГПа.
Д. в. в жидкостях и газах может быть измерено манометрами (для абс. измерений применяют поршневые манометры), в тв. среде в аппаратах типа цилиндр — поршень (рис., а) Д. в. может быть определено по величине приложенной к поршням силы (с поправкой на трение); в др. типах аппаратов значит. часть внеш. усилия расходуется на уплотнение разъёмов между пуансонами и сжатие пластичных прокладок, поэтому квазигидростатич. Д. в. определяется косвенными методами: по изменению параметров крист. решётки известного в-ва (см. Рентгеновский структурный анализ), по скачкам электросопротивления, сопровождающим полиморфные переходы в реперных в-вах, по остаточным явлениям сжатия (увеличению плотности стёкол, образованию плотных модификаций); в аппаратах с прозрачными пуансонами применяется также оценка величины Д. в. по сдвигу частоты линии люминесценции рубина (этот метод особенно эффективен в «мегабарном» диапазоне Д. в.). До создания абс. шкалы давлений применяемые методы измерения Д. в. явл. в осн. эмпирическими и основанными на экстраполяции опытных данных.
• Верещагин Л. Ф., Твердое тело при высоких давлениях, Избр. труды, М., 1981; Верещагин Л. Ф., Кабалкина С. С., Рентгеноструктурные исследования при высоком давлении, М., 1979; Ц и к л и с Д. С., Плотные газы, М., 1977; П оп о в а С. В., Бенделиани Н. А., Высокие давления, М., 1974; К и р ж н и ц Д. А., Экстремальные состояния вещества, «УФН», 1971, т. 104, в. 3, с. 489; Николаевский В. Н., Лившиц Л. Д., Сизов И. А., Механические свойства горных пород, в кн.: Итоги науки и техники. Сер. Механика твердого деформируемого тела, т. 11, М., 1978; Лившиц Л. Д., Механические свойства твердых тел при высоких давлениях, ФЭС, т. 3, М., 1963, с. 224; Альтшулер Л. В., Фазовые превращения в ударных волнах, «ПМТФ», 1978, № 4.
ДАВЛЕНИЕ ЗВУКОВОГО ИЗЛУЧЕНИЯ (давление звука, радиационное давление), постоянное давление, испытываемое телом, находящимся в стационарном звук. поле. Д. з. и. пропорц. плотности звук. энергии. Оно мало по сравнению со звуковым давлением; так, напр., в звук. поле в воздухе, в к-ром звук. давление равно 102 Па при норм. падении звук. волны на полностью отражающее звук препятствие, Д. з. и. приблизительно равно 0,1 Па. Измерение Д. з. и. производится радиометром акустическим. Зная величину Д. з. и., можно определить абс. значение интенсивности звука в данной среде.
ДАВЛЕНИЕ ИЗЛУЧЕНИЯ, см. Световое давление.
ДАВЛЕНИЕ СВЕТА, то же, что световое давление.
Д'АЛАМБЕРА ПРИНЦИП, один из осн. принципов динамики, согласно к-рому, если к заданным (активным) силам, действующим на точки механич. системы, и реакциям наложенных связей присоединить силы инерции, то получится уравновешенная система сил. Назв. по имени франц. учёного Ж. Д'Аламбера (J. D'Alembert). Из Д. п. следует, что для каждой i-той точки системы Fi+Ni+Ji=0, где fi — действующая на эту точку активная сила, Ni — реакция наложенной на точку связи (см. Связи механические), J — сила инерции. Д. п. позволяет применить к решению задач динамики более простые методы статики, поэтому им широко пользуются в инженерной практике, особенно для определения реакции связей в случаях, когда закон происходящего движения известен или найден из решения ур-ний, не содержащих реакций, напр. Лагранжа уравнений.
С. М. Тарг.
Д'АЛАМБЕРА — ЛАГРАНЖА ПРИНЦИП, один из осн. принципов механики, дающий общий метод решения задач динамики и статики; объединяет возможных перемещений принцип и Д'Аламбера принцип. Если к действующим на точки механич. системы активным силам Fi присоединить силы инерции ,Ji, то, согласно Д.— Л. п., при движении механич. системы с идеальными связями (см. Связи механические) в каждый момент времени сумма элем. работ активных сил dAai и элем. работ сил инерции dAиi на любом возможном перемещении системы равна нулю. Математически Д.— Л. п. выражается равенством, которое наз. общим уравнением механики:
S(dAai+dAиi)=0, или
S(Ficosai+Jicosbi)dsi=0.
Здесь dsi — величина возможных перемещений точек системы, ai и bi — углы между направлениями соответствующих сил и возможных перемещений, Ji=-miwi — силы инерции, где mi — массы точек системы, wi — их ускорения. Преимущество Д.— Л. п. в том, что он позволяет изучить движение системы с идеальными связями, не вводя в ур-ния неизвестные реакции связей.
С. М. Тарг.
Д'АЛАМБЕРА — ЭЙЛЕРА ПАРАДОКС, положение гидродинамики, согласно к-рому при равномерном и прямолинейном движении тела внутри безграничной жидкости, лишённой вязкости, вихреобразований и поверхностей разрыва скоростей, результирующая сила сопротивления жидкости движению тела равна нулю (высказан франц. учёным Ж. Д'Аламбером в 1744 и петерб. акад. Л. Эйлером в 1745). Физически отсутствие сопротивления объясняется тем, что при указанных условиях поток жидкости должен замыкаться позади движущегося тела, причём жидкость оказывает на заднюю сторону тела воздействие, уравновешивающее воздействие (всегда имеющее место) на переднюю сторону.
В действительности тело при движении в жидкости или газе всегда испытывает сопротивление. Противоречие между действительностью и Д.— Э. п. объясняется тем, что в реальной среде не выполняются те предположения, на к-рых строится доказательство парадокса. При движении тела в жидкости всегда проявляется вязкость жидкости, образуются вихри (особенно позади тела) и возникают поверхности разрыва скорости. Эти термодинамически необратимые процессы и вызывают сопротивление движению тела со стороны жидкости.
ДАЛЬНИЙ И БЛИЖНИЙ ПОРЯДОК, упорядоченность в расположении структурных ч-ц в-ва (атомов, молекул, ионов), в ориентации их магн. и дипольных электрич. моментов и т. п. Упорядоченность на расстояниях, сравнимых с межатомными, наз. ближним порядком, а упорядоченность, повторяющаяся на неограниченно больших расстояниях, дальним порядком. В идеальном газе нет никакой закономерности во взаимном расположении атомов; положение любого атома не зависит от положения остальных атомов, т. е. нет ни ближнего, ни дальнего порядков. В жидкостях и аморфных тв. телах (см. Аморфное состояние) существует только ближний порядок, т. е. нек-рая закономерность в расположении соседних атомов. На больших расстояниях порядок «размывается» и переходит в «беспорядок». Дальнего порядка в жидкостях и аморфных телах нет. В кристаллах правильное чередование атомов на одних и тех же расстояниях друг от друга повторяется для сколь угодно отдалённых атомов, т. е. существует Д. и б. п. Основным признаком дальнего порядка явл. симметрия кристаллов.
Наличие Д. и б. п. обусловлено вз-ствием между ч-цами. Равновесному состоянию любой системы ч-ц при абс. нуле темп-ры (если квант. эффекты, связанные с нулевыми колебаниями атомов, малы) соответствует минимум её потенц. энергии U (рис., а). Т. к. энергия вз-ствия зависит от расстояния r между ними и их взаимного расположения, то при Т=0 К ч-цы (за исключением атомов Не) образуют правильную крист. решётку. Для системы ч-ц одного сорта, имеющей минимум U при r=r0, период решётки равен r0. При наличии ч-ц двух сортов А и В, напр. в двухкомпонентных сплавах, если выполняется
соотношение UAB<1/2(Uаа+UBB),
142
то соседями атомов А, как правило, будут атомы В (рис., б).
Д. и б. п. существует не только во взаимном расположении ч-ц (координационный порядок). В жидкостях, содержащих несимметричные молекулы, существует ближний порядок, а в жидких кристаллах — и дальний порядок в ориентации молекул (ориентационный порядок).
В ферромагнетиках, ферримагнетиках и антиферромагнетиках существует Д. и б. п. в ориентации магн. моментов ч-ц (магнитное упорядочение), в сегнетоэлектриках — в ориентации электрич. дипольных моментов.
Образование координац. порядка явл. результатом фазового перехода I рода (см. Кристаллизация). Магн. и сегнетоэлектрич. упорядоченности возникают в результате фазовых переходов II рода.
• Л а н д а у Л. Д., Лифшиц Е. М., Статистическая физика, 3 изд., ч. 1, М., 1978; Френкель Я. И., Статистическая физика, 2 изд., М.— Л., 1948; 3 е й т ц Ф., Современная теория твердого тела, пер. с англ., М., 1949; Уайт Р., Джембелл Т., Дальний порядок в твёрдых телах, пер. с англ., М., 1982. ДАЛЬНОДЕЙСТВИЕ, см. Взаимодействие в физике.
ДАЛЬНОМЕР ОПТИЧЕСКИЙ, см. Сеетодальномер.
ДАЛЬТОНА ЗАКОНЫ, 1) давление смеси химически невзаимодействующих идеальных газов равно сумме парциальных давлений. Приближённо применим к реальным газам при значениях темп-р и давлений, далёких от критических. 2) При пост. темп-ре растворимость в данной жидкости каждого из компонентов газовой смеси, находящейся над жидкостью, пропорц. его парц. давлению. Каждый газ смеси растворяется так, как будто остальных компонентов нет, т. е. в соответствии с Генри законом. Строго выполняется для смеси идеальных газов; применим и к реальным газам, если их растворимость невелика, а поведение близко к поведению идеального газа. Д. з. открыты англ. учёным Дж. Дальтоном (J. Dalton) в 1801 и 1803.
ДАРСИ — ВЕЙСБАХА ФОРМУЛА (в гидравлике), определяет величину потерь напора на трение при движении жидкости в трубах: hv=(ll/d)(v2/2g), где
l — коэфф. гидравлич. трения, l и d— длина и диаметр трубы, ч — ср. скорость течения жидкости, g — ускорение свободного падения. Коэфф. l зависит от хар-ра течения: при ламинарном течении l=64/Rе, где Rе —
Рейнольдса число: при турбулентном
течении (приближённо) l=0,11(Kэ/d +68/Re)1/4, где Kэ — эквивалентная шероховатость стенок трубы. Выведена нем. учёным Ю. Вейсбахом (J. Weisbach, 1845) и франц. инженером А. Дарси (Н. Darcy, 1857).
ДВОЙНИКОВАНИЕ, образование в монокристалле областей с разл. ориентацией крист. структуры, связанных друг с другом операцией точечной симметрии, напр. зеркальным отражением в определ. плоскости (плоскости Д.), поворотом вокруг кристаллографич. оси (оси Д.), либо др. преобразованиями (см. Симметрия кристаллов). Осн. структура вместе с двойниковым образованием наз. двойником.
Д. может происходить в процессе кристаллизации, при механич. деформации, а также при срастании соседних зародышей (двойники роста, рис. 1). Д. происходит также при быстром тепловом расширении или сжатии, при нагревании деформиров. кристаллов (двойники рекристаллизации), при переходе из одной крист. модификации в другую (см. Полиморфизм).
Переброс в двойниковое положение часто осуществляется послойным сдви-
Рис. 1. Двойники роста.
Рис. 1. Двойники роста.
гом ат. плоскостей. Каждый ат. слой последовательно смещается на долю межат. расстояния, при этом все атомы в двойниковой области перемещаются на длину, пропорц. их расстоянию от плоскости Д. (плоскости зеркального отражения). Механич. двойники образуются в тех случаях, когда деформация сдвига затруднена (см. Пластичность). Д. может сопровождаться изменением размеров и формы кристалла, что характерно, напр., для кристалла СаСO3.
Рис. 2. а — двойникование кальцита при нажатии лезвием ножа (метод Баумгауэра); б — сдвойникованный кристалл кальцита.
Рис. 3. Полисинтетич. двойник сегнетовой соли, выявленный травлением (фотография в отражённом свете).
Д. СаСО3 можно осуществить нажатием лезвия ножа (рис. 2, а), при этом в двойниковое положение переходит участок в правой части кристалла (рис. 2, б). Д. с изменением формы имеют место у всех металлов, нек-рых ПП (Ge, Si) и диэлектриков. Другой вид Д., не вызывающий изменений формы кристалла, наблюдается, напр., у кварца и триглицинсульфата.
Если однородность структуры монокристалла нарушена многочисл. двойниковыми образованиями, то его наз. полисинтетическим двойником. В кристаллах сегнетовой соли двойники, являющиеся одновременно сегнетоэлектрич. доменами, возникают в результате перехода кристалла из ромбич. сингонии в моноклинную (при темп-ре Кюри). Двойники сегнетовой соли имеют различные оптич. св-ва. Это позволяет обнаруживать доменное строение кристаллов сегнетовой соли оптическими методами (рис. 3).
М. В. Классен-Неклюдова.
143
раздвоение световых лучей при прохождении через анизотропную среду {напр., кристалл), обусловленное зависимостью преломления показателя этой среды от направления электрич. вектора световой волны (см. Кристаллооптика, Оптическая анизотропия). При падении световой волны на анизотропную среду в ней возникают две волны с взаимно перпендикулярными плоскостями поляризации (см. Поляризация света). В одноосных кристаллах одна из волн имеет плоскость поляривации, перпендикулярную гл. сечению, т. е. плоскости, проходящей через направление луча света и оптическую ось кристалла (обыкновенный луч), а другая — плоскость, параллельную главному сечению (необыкновенный луч). Скорость распространения обыкновенной волны и, следовательно, показатель преломления для неё n0 не зависят от направления её распространения, а скорость распространения и показатель преломления nе необыкновенной волны — зависят. Для необыкновенного луча обычные законы преломления изменяются; в частности, он может не лежать в плоскости падения. При распространении вдоль оптич. оси n0=nе и Д. л. отсутствует. Одноосные кристаллы наз. положительными или отрицательными в зависимости от знака разности nе - n0. Макс. абс. величина этой разности служит числовой хар-кой Д. л. В двуосных кристаллах показатели преломления обоих лучей, возникающих при Д. л., зависят от направления распространения. Д. л. двуосных кристаллов можно характеризовать тремя главными показателями преломления.
Д. л. может наблюдаться не только в естественно-анизотропной среде, но и в среде с искусственно вызванной анизотропией, напр. при наложении внеш. поля — электрического (см. Керра эффект), магнитного (см. Коттона — Мутона эффект), поля упругих сил (см. Поляризационно-оптический метод исследования напряжений, Фотоупругость).
Явление, аналогичное Д. л., наблюдается и в др. диапазонах эл.-магн. волн, напр. в диапазоне СВЧ в плазме, находящейся в магн. поле (а следовательно, анизотропной); см. Распространение радиоволн в ионосфере.
• См. лит. при ст. Кристаллооптика.
М. Д. Галанин.
ДВОЙНОЙ ЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ СЛОЙ, совокупность электрич. зарядов противоположных знаков, распределённых вдоль границы соприкосновения двух фаз. В образовании Д. э. с. могут принимать участие эл-ны, ионы и ориентированные полярные (обладающие собств. дипольным моментом) молекулы. Так, Д. а. с. образуется при погружении металла в электролит, напр. цинка в серную к-ту. Цинк при этом отдаёт в электролит положительно заряж. ионы, сам заряжаясь отрицательно. Положительно заряж. ионы электролита притягиваются поверхностью металла, и вдоль поверхности соприкосновения фаз образуется Д. э. с. Электрич. поле, возникающее между заряж. слоями, препятствует растворению цинка, а при определ. значении прекращает его совсем. На границе электрод — электролит возникает скачок потенциала.
В целом Д. э. с. электрически нейтрален, внутри же слоя напряжённость электрич. поля может достигать больших значений. Благодаря значит. размерам заряж. поверхностей и малым расстояниям между ними Д. э. с. обладает большой электроёмкостью. Образование Д. э. с. обусловливает электрокинетические явления, строение Д. э. с. существенно для электрохим. реакций (напр., в хим. источниках тока), для электролиза и т. д.
ДВОЙНОЙ ЭЛЕКТРОННО-ЯДЕРНЫЙ РЕЗОНАНС, один из методов радиоспектроскопии, состоящий в регистрации квант. переходов между яд. магн. подуровнями (ядерный магнитный резонанс) по их влиянию на сигнал электронного парамагнитного резонанса. Предложен амер. физиком Дж. Феером (G. Feher) в 1956. Пусть исследуемое в-во содержит парамагн. ч-цы с электронным спином s=1/2 и спином ядра I=1; расщепление уровней ч-цы в пост. магн. поле Н определяется вз-ствием электронного и яд. спинов с полем Н (см. Зеемана эффект), т. н. сверхтонким вз-ствием эл-на и ядра и вз-ствием электрич. кеадрупольного момента ядра с внутрикристаллическим полем (рис. а). Под действием эл.-магн. поля СВЧ на частоте wэ, соответствующей одному из электронных переходов (рис. б), населённости соответствующих уровней выравниваются, поглощение эл.-магн. энергии прекращается, сигнал ЭПР исчезает.
Рис. а — Расщепление уровней энергии парамагн. ч-цы с электронным спином s=1/2 и спином ядра I=1 в пост. магн. поле H: M и m — проекции электронного и яд, спинов на направление H; N — общее число парамагн. атомов; ξ=hwэ/kT. б — Выравнивание населённостей уровней под действием эл.-магн. поля частоты wэ. в — Изменение населённостей после подключения радиочастотного поля частоты wя.
Если далее приложить радиочастотное поле частоты wэ, соответствующей яд. переходу, то населённости всех уровней изменяются, что
приводит к появлению сигнала ЭПР на частоте wя (рис., в). Приведённое описание справедливо при адиабатически быстром прохождении через резонанс, когда можно пренебречь релаксац. процессами (см. Релаксация).
Сочетая высокую чувствительность ЭПР с высокой разрешающей способностью ЯМР, Д. э.-я. р. позволяет получить информацию о природе парамагн. центров в диэлектриках и ПП и распределении в них эл-нов, о константах сверхтонкого и квадрупольного вз-ствий, а также о зонной структуре, внутрикристаллических полях и деформац. потенциалах в кристалле.
Исследования Д. э.-я. р. послужили толчком к развитию др. комбиниров. резонансов, напр. двойных резонансов, где одно или оба эл.-магн. поля заменены акустическими (двойной акустомагн. электронно-ядерный резонанс и др.). Идея регистрации квант. переходов на другой, более высокой частоте лежит в основе оптич. методов детектирования в радиоспектроскопии.
• Грачев В. Г., Д е й г е н М. Ф., Двойной электронноядерный резонанс..., «УФН», 1978, т. 125, в. 4, с. 631; Голенищев-Кутузов В. А., Сабурова Р. В., Шамуков Н. А., Двойные магнитоакустические резонансы в кристаллах, там же, 1976, т. 119, в. 2, с. 201.
В. А. Голенищев-Кутузов.
ДВОЙСТВЕННОСТИ ПРИНЦИП, устанавливает перекрёстную связь между эл.-магн. полями, образующимися в результате дифракции на отверстии S, прорезанном в бесконечно тонком идеально проводящем плоском экране, и на плоской пластине, совпадающей по форме с отверстием S. Д. п. и его оптич. аналог — теорема Бабине, связывающая в оптике дифракц. явления во «взаимно дополняющих экранах»,— результат инвариантности Максвелла уравнений относительно одновременных перестановок Е ®Н®-Е, m®e, e®m, где e, m — диэлектрич. и магн. проницаемости среды.
В теории антенн Д. п. приводит к соотношению между полями, создаваемыми электрич. вибратором (E1,h1), и щелевым излучателем точно таких же размеров (Е2, Н2):
E1= rH2, h1=-(1/r)Е2,
где r=Öm/e — волновое сопротивление среды.
• См. лит. при ст. Антенна.
ДВУМЕРНЫЕ ПРОВОДНИКИ, искусственно созданные электропроводящие системы на границе раздела двух плохо проводящих сред, напр. вакуум — диэлектрик, полупроводник — диэлектрик. Простейший Д. п.— слой эл-нов, удерживаемых над поверхностью диэлектрика (напр., жидкого Не, рис.) силами электростатич. изображения (эл-ны поляризуют диэлектрик и притягиваются к нему), а также внешним пост. электрич. полем, приложенным перпендикулярно поверхности диэлектрика. Аналогично в гетероструктурах (напр., на ос-
144
нове GaAs) и у поверхности ПП (Si, Ge, InSb и др.) образуется двухмерный слой с избыточной концентрацией носителей заряда или с инверсной проводимостью (см. Инверсионный слой) из-за изгиба зон или при
приложении разности потенциалов к структуре металл — диэлектрик — полупроводник (см. М—Д—П-структура). В Д. п., помещённых в переменное эл.-магн. поле достаточно малой частоты, ток может течь только параллельно границе раздела.
• Electronic properties of two-dimensional systems (3-d international conference), Amst., 1980 (Surface sci., v. 98); Э д е л ь м а н В. С., Левитирующие электроны, «УФН», 1980, т. 130, в. 4, с. 675.
В. С. Эдельман.
ДВУОСНЫЕ КРИСТАЛЛЫ, кристаллы, в к-рых происходит двойное лучепреломление при всех направлениях падающего на них луча света, кроме двух, каждое из к-рых наз. оптической осью кристалла. См. Кристаллооптика.
ДВУХ ТЕЛ ЗАДАЧА, одна из частных задач небесной механики, состоящая в определении движения двух тел, взаимно притягивающихся согласно закону тяготения Ньютона. В общем случае, когда приходится учитывать неоднородность строения взаимодействующих тел и разл. виды возмущений движения, Д. т. з. точного решения не имеет. Если притягивающиеся тела можно рассматривать как материальные точки (что приближённо выполняется, напр., для Солнца и каждой из планет Солн. системы в отдельности или для двойной звёздной системы), то Д. т. з. допускает решение в конечном виде. Движение, соответствующее такому решению Д. т. з., наз. невозмущённым или кеплеровым. При кеплеровом движении в зависимости от нач. условий (скорости, её направления и др.) траектория тела в поле тяготения др. тела может быть окружностью или эллипсом (как у планет и их спутников, см. Кеплера законы), параболой или гиперболой (у тел с пролётной траекторией), наконец прямой, соединяющей центры масс тел. Учёт возмущений (отклонений от движения по эллипсу, параболе и т. д.), особенно в столь сложной системе, как Солнечная, очень труден. В результате возмущающего действия на планету др. планет Солн. системы истинная траектория планеты — сложная пространств. кривая, к-рую нельзя описать простой аналитич. ф-лой. Поэтому при решении Д. т. з. с учётом возмущений широко пользуются приближёнными численными методами.
ДЕБАЕВСКИЙ РАДИУС ЭКРАНИРОВАНИЯ [по имени голл. физика П. Дебая (P. Debye)], характерное расстояние, на к-рое в плазме, электролите или ПП распространяется действие электрич. поля отд. заряда. В вакууме электростатич. потенциал j уединённой n-цы с зарядом q на расстоянии r определяется по ф-ле: j=q/r. В среде, содержащей положит. и отрицат. заряды, напр. в плазме, эл-ны в нек-рой окрестности иона притягиваются к нему и экранируют его электростатич. поле. Точно так же «неподвижный» эл-н отталкивает др. эл-ны и притягивает ионы. В результате поле вокруг заряж. ч-цы становится очень слабым на расстояниях, превышающих Д. р. э. Выражение для потенциала заряда, покоящегося в плазме, принимает вид:
j=(q/r)ехр(-r/D),
где D — Д. р. э., зависящий от концентрации заряж. ч-ц, энергии их теплового движения (темп-ры) и величины заряда. Для изотермич. электрон-протонной плазмы
D=(kT/8pne2)1/2 ,
здесь n — концентрация эл-нов (или ионов). Подстановка численных значений констант даёт
D»5(T/n)1/2
(все величины в системе СГС). В ПП D2 пропорц. ср. энергии тепловых колебаний ионов и обратно пропорц. плотности носителей тока, к-рая увеличивается при возрастании темп-ры.
ДЕБАЕГРАММА, рентгенограмма, снятая по Дебая — Шеррера методу. Представляет собой дифракц. изображение поликрист. образца в монохроматнч. рентг. излучении (см. Дифракция рентгеновских лучей).
Д., зафиксированная на плоской фотоплёнке в дебаевской рентгеновской камере, имеет вид системы концентрич. окружностей. Если образец состоит из очень мелких кристалликов, хаотически ориентированных в пр-ве, то дифракц. линии имеют равномерное почернение. Когда кристаллики преим. ориентированы (т. н. текстура), почернение дифракц. линии неравномерно. Д., регистрируемая фотоэлектрич. или ионизац. приёмником в рентгеновском дифрактометре, наз. дифрактограммой.
Углы раствора конусов (радиусы дифракц. линий на Д.) и интенсивности дифракц. линий характерны для каждой крист. структуры, что позволяет составить стандартные картотеки Д. и с их помощью определять фазовый состав образца (см. Рентгеновский структурный анализ, Рентгенография материалов). А. В. Колпаков.
ДЕБАЙ (Д, D), внесистемная ед. электрич. дипольного момента; применяется в ат. физике. Названа в честь голл. физика П. Дебая (P. Debye). 1Д=1•10-18 ед. СГС=3,33564•10-30 Кл•м.
кубич. зависимость теплоёмкости С кристалла от темп-ры Т в области низких темп-р:
Здесь V — объём, и — усреднённая скорость звука. Ф-ла (*) теоретически выведена голл. физиком П. Дебаем в 1912. Д. з. т. относится и к теплоёмкости при пост. объёме СV, и к теплоёмкости при пост. давлении Ср, т. к. при низких темп-pax разность Ср-СV пропорц. Т7.
Д. з. т. имеет место в условиях, когда в кристалле возбуждены лишь НЧ колебания кристаллической решётки, длина волны к-рых велика по сравнению с постоянной решётки. Для кристаллов с простой решёткой (элементы и простые соединения) Д. з. т. начинает выполняться при Т порядка десятков К; для сложных решёток (в частности, для сильно анизотропных крист. структур — слоистых и квазиодномерных) Д. з. т. наблюдается при значительно более низких темп-pax (см. Дебая температура).
• Л а н д а у Л. Д., Л и ф ш и ц Е. М., Статистическая физика, 3 изд., ч. 1, М., 1976.
ДЕБАЯ ТЕМПЕРАТУРА, характеристич. темп-pa qД тв. тела, определяемая соотношением kqД=hwД, где wД=u(6p2n)1/3 — предельная частота упругих колебаний кристаллической решётки (n — число атомов в ед. объёма, и — усреднённая скорость звука в тв. теле), наз. также дебаевской частотой. При темп-pax Т >>qД (классич. область) теплоёмкость тв. тела описывается Дюлонга и Пти законом; при Т <<qД (квант. область) — выполняется Дебая закон теплоёмкости. Д. т. зависит от упругих постоянных кристалла (см. табл.).
ТЕМПЕРАТУРА ДЕБАЯ ДЛЯ НЕКОТОРЫХ КРИСТАЛЛОВ
Д. т. табулируется как физ. параметр в-ва. Она даёт наиб. удобный в динамич. теории решётки масштаб темп-ры: величина kqД представляет собой макс. квант энергии, способный возбудить колебания решётки. Выше 0д возбуждены все моды, ниже qД
145
моды начинают «вымерзать». Д. т. отделяет низкотемпературную область, где проявляются квант. эффекты и где необходимо пользоваться квант. статистикой, от высокотемпературной, где справедлива классич. статистич. механика (см. Статистическая физика).
• Ландау Л. Д., Л и ф ш и ц Е. М.,
Статистическая физика, 3 изд., ч. 1, М., 1976.
ДЕБАЯ ФОРМУЛЫ, описывают зависимость действительной e' и мнимой e'' частей комплексной диэлектрической проницаемости e=e'-ie" среды с ориентац. поляризацией (разбавленные р-ры диполей в жидкостях и тв. телах) от частоты со приложенного перем. электрич. поля и времени релаксации t:
Здесь e0 — значения e' для НЧ (w<<1/t), e¥ — для высоких (w¥>>1/t). Величина e" определяет потери энергий, рассеиваемой в диэлектрике в результате изменения поляризации. Д. ф. описывают св-ва диэлектрика в перем. электрич. поле в предположении экспоненц. установления равновесия. Д. ф. установлены голл. физиком П. Дебаем в 1929.
• См. лит. при ст. Диэлектрики.
И. Н. Грозное.
ДЕБАЯ — ШЕРРЕРА МЕТОД, метод исследования поликрист. материалов с помощью дифракции рентгеновских лучей. Предложен голл. физиком П. Дебаем и швейц. физиком П. Шеррером (P. Scherrer) в 1916. В Д.— Ш. м. тонкий пучок монохроматич. рентг. излучения падает на образец,
Рис. 1. Рассеяние первичного рентг. излучения ПП на поликрист. образце 0. Рассеянное излучение РИ направлено к ПП под углами q и q'.
к-рый рассеивает излучение вдоль образующих соосных конусов с углом раствора q (рис. 1). При этом излучение рассеивается только теми кристалликами, к-рые ориентированы в пр-ве так, что для них при данной длине волны излучения выполняется Брэгга — Вульфа условие. Поскольку это условие может одновременно выполняться для неск. семейств кристаллографич. плоскостей, то возникает совокупность дифракц. конусов с различными углами раствора 2q. Для того чтобы все кристаллики последовательно вывести в отражающее положение, образец равномерно вращают вокруг оси, перпендикулярной направлению первичного пучка. Рассеянное излучение можно регистрировать на фотоплёнке (дебаеграмма) в цилиндрич. (дебаевской) рентгеновской камере (рис. 2). В рентгеновском дифрактометре дифракц. максимумы регистрируются фотоэлектрич. или ионизац. приёмником
Рис. 2. Схема получения дебаеграммы б в цилиндрич. дебаевской камере а (0 — образец, ПП — первичный рентг. пучок). На дебаеграмме б видны полосы, оставляемые на фотоплёнке Ф дифракц. пучками ДП.
.
Д.— Ш. м. применяется для установления размеров и формы элем. крист. ячейки, размеров и пространств. ориентации кристалликов, определения деформаций и напряжений, а также для фазового анализа поликрист. объектов (см. Рентгеновский структурный анализ, Рентгенография материалов).
ДЕ-БРОЙЛЕВСКАЯ ДЛИНА ВОЛНЫ, длина волны де Бройля.
ДЕ БРОЙЛЯ ВОЛНЫ, см. Волны де Бройля.
ДЕВИАТОР ДЕФОРМАЦИИ, тензор, определяющий в окрестности точки малую деформацию, не связанную с изменением объёма. Через компоненты тензора деформации eij (см. Деформация механическая) Д. д. выражается ф-лами:
э11=e11-e, э22=e22-e, э33=e33-e,
э12=e12, э23=e23, э31=e31,
где e=(e11+e22+e33)/3 — ср. деформация. При этом э11+э22+э33=0. Д. д. пользуются в механике сплошной среды.
ДЕВИАТОР НАПРЯЖЕНИЙ, тензор, определяющий напряжения в точке, не связанные с гидростатич. напряжением (всесторонним давлением). Через компоненты тензора напряжений sij выражается ф-лами
s11=s11-s, s22 = s22-s, s33=s33-s,
s12=s12, s23=s23, s31=s31,
где s=(s11+s22+s33)/3 — гидростатич. (среднее) напряжение. При этом
s11+s22+s33=0. Д. н. применяется в механике сплошной среды.
ДЕИОНИЗАЦИЯ газа, исчезновение носителей свободного электрич. заряда (положит. и отрицат. ионов и эл-нов) из занимаемого газом объёма. К Д. приводят рекомбинация ионов и
эл-нов, их диффузия к границам занимаемого газом объёма, а также выход заряж. ч-ц из занимаемого объёма под действием внеш. электрич. поля. Время, необходимое для уменьшения концентрации носителей заряда в определ. число раз (напр., в 103 или 106 раз от нач. концентрации), наз. временем Д. Оно явл. важной хар-кой газоразрядных и др. приборов, для работы к-рых существенно поддержание определ. степени ионизации. Время Д. зависит от природы газа, геометрии занимаемого им объёма, наличия и изменения во времени внеш. электрич. поля, а также от распределения полей пространств. зарядов.
• См. лит. при ст. Ионизация.
ДЕЙСТВИЕ, физ. величина, имеющая размерность произведения энергии на время и являющаяся одной из существ. хар-к движения системы. Для механич. системы Д. обладает след. важным св-вом: если рассмотреть нек-рую совокупность возможных движений этой системы между двумя её положениями, то истинное (фактически происходящее) движение системы будет отличаться от этих возможных движений тем, что для него значение Д. явл. наименьшим (см. Наименьшего действия принцип). Это позволяет найти ур-ния движения механич. системы и изучить это движение.
В зависимости от св-в механич. системы и применяемого метода изучения её движения рассматривают разные выражения для величины Д. Если ввести т. н. функцию Лагранжа L=Т-П, где Т и П — кинетич. и потенц. энергии системы, то величина
наз. действием по Гамильтону за промежуток времени t -t0. Она входит в выражение принципа наименьшего действия в форме Гамильтона — Остроградского. Другая величина
наз. действием по Л а г р а н ж у за промежуток времени t- t0 и входит в выражение принципа наименьшего действия в форме Мопертюи — Лагранжа.
Для системы, в к-рой выполняется закон сохранения механич. энергии, величины S и W связаны соотношением
S=W- h(t-t0),
где h = Т +П — полная механич. энергия системы.
Помимо классич. механики, понятием Д. пользуются в теории упругости, электродинамике, термодинамике обратимых процессов.
Если характерные для физ. задачи величины размерности действия срав-
146
нимы с квантом действия h, то рассмотрение следует вести на основе квантовой механики.
С. М. Тарг
ДЕЙСТВИТЕЛЬНОЕ ИЗОБРАЖЕНИЕ, см. Изображение оптическое.
ДЕЙСТВИЯ И ПРОТИВОДЕЙСТВИЯ ЗАКОН, один из осн. законов механики (третий закон Ньютона), согласно к-рому действия двух матер. тел друг на друга равны по величине и противоположны по направлению. Напр., сила, с к-рой груз, лежащий на плоскости, давит на эту плоскость, равна силе (реакции), с к-рой плоскость давит на груз; сила, с к-рой Земля притягивает Луну, равна силе, с к-рой Луна притягивает Землю, и т. д. Д. и п. з. играет важную роль при изучении движения механич. систем.
ДЕЙТРОН, ядро тяжёлого изотопа водорода — дейтерия, содержит один протон и один нейтрон. Обозначается 2Н, d, реже D. Масса равна 2,01423 атомной единицы массы, энергия связи нейтрона — 2,23 (4) МэВ, спин — 1, магн. момент — 0,857348(9) яд. магнетона, квадрупольный электрический момент — 2,738(4)•10-27 см2.
• См. лит. при ст. Ядро атомное.
ДЕКА... (от греч. deka — десять), приставка к наименованию ед. физ. величины для образования наименования кратной единицы, равной 10 исходным ед. Обозначения: да, da. Напр., 1 дал (декалитр) = 10 л.
ДЕКАДА (от греч. dekas, род. п. dekados — десяток), единица частотного интервала; равна интервалу между двумя частотами (f1 и f2), десятичный логарифм отношения к-рых lg(f2/f1)=1, что соответствует f2/f1=10.
ДЕКОРИРОВАНИЕ (от лат. decoro— украшаю), метод обнаружения в кристаллах точечных дефектов, дислокаций, ступеней роста и др. дефектов, заключающийся в осаждении на поверхность кристалла из газовой или жидкой фазы либо во введении в его объём хим. путём в-в, осаждающихся в виде ч-ц на дефектах и тем самым их выявляющих. Декориров. кристаллы изучаются методами оптич. или электронной микроскопии. Д. используется при исследовании процессов кристаллизации, реальной структуры кристалла, эпитаксии, а также при изучении хим. реакций на поверхностях тв. тел.
• Декорирование поверхности твердых тел, М., 1976.
ДЕКРЕМЕНТ ЗАТУХАНИЯ (от лат. decrementum — уменьшение, убыль), количественная хар-ка быстроты затухания колебаний. Д. з. d равен натуральному логарифму отношения двух последующих макс. отклонений х колеблющейся величины в одну и ту же сторону: d=ln(x1/x2). Д. з.— величина, обратная числу колебаний, по истечении к-рых амплитуда убывает в е раз. Напр., если d=0,01, то амплитуда уменьшится в е раз после 100 колебаний. Д. з. характеризует число периодов Т, в течение к-рых происходит затухание колебаний. Полное время затухания определяется отношением Т/d. Напр., величина ср. значений Д. з. колебательного контура d=0,02—0,05, камертона d»0,001, кварцевой пластинки d»10-4—10-5, оптического резонатора d»10-6—10-7.
Обычно вместо Д. з. пользуются понятием добротности колебательной системы Q, с к-рой Д. з. связан соотношением:
d=p/Ö(Q2-1/4),
а при больших добротностях d»p/Q.
• Стрелков С. П., Введение в теорию колебаний, 2 изд., М., 1964.
ДЕЛЕНИЕ АТОМНОГО ЯДРА, деление ат. ядра на неск. более лёгких ядер (осколков), чаще всего на два ядра, близких по массе. В 1939 нем. учёные О. Ган и Ф. Штрасман установили, что при бомбардировке урана нейтронами образуются ядра щёлочноземельных элементов, в частности Ва. Вскоре австр. физики Л. Майтнер и О. Фриш показали, что ядро 235U делится под действием нейтрона на два осколка (рис. 1), и дали первое качеств. объяснение деления.
Рис. 1. Деление тяжёлого ядра 23SU (n — нейтроны, испускаемые осколками).
В 1940 Г. Н. Флёров и К. А. Петржак обнаружили спонтанное деление ядер. Для того чтобы ядро достигло формы, предшествующей его разрыву, необходима затрата определ. энергии для преодоления потенциального барьера, наз. барьером деления (рис. 2). Эту энергию ядро может получить извне, напр. при захвате нейтрона. В случае спонтанного деления ядер происходит туннельное просачивание через барьер (см. Туннельный эффект). Масса тяжёлого ядра больше суммы масс образующихся осколков. Разница в массах соответствует энергии, выделяемой при делении. Значит.
часть этой энергии выделяется в виде кинетич. энергии осколков, равной энергии их электростатич. отталкивания в момент деления. Суммарная кинетич. энергия осколков несколько увеличивается по мере возрастания А (ат. массы) делящегося ядра и составляет для урана и трансурановых элементов ок. 200 МэВ. Осколки быстро тормозятся в среде, вызывая ионизацию, нагревание и нарушая её структуру.
Рис. 2. Барьер деления и последовательность форм, принимаемых делящимся ядром.
Утилизация кинетич. энергии осколков деления за счёт нагревания ими среды — основа использования яд. энергии.
Осколки деления образуются в возбуждённых состояниях. В дальнейшем энергия возбуждения осколков уменьшается в результате испускания ими нейтронов (нейтроны деления). Энергетич. спектр нейтронов деления можно считать максвелловским со среднеквадратичной энергией 1,3 МэВ. Когда энергия возбуждения становится меньше энергии, необходимой для отделения нейтрона от ядра, эмиссия нейтронов прекращается, начинается испускание g-квантов. В ср. на один акт деления испускается 8—10 g-квантов.
Масса, заряд и энергия возбуждения осколков, образующихся в отд. актах деления, различны. Число нейтронов v, испущенных в одном акте деления, также флуктуирует. При бомбардировке 235U медленными нейтронами ср. число испускаемых нейтронов v=2,5. Для более тяжёлых элементов v увеличивается. Именно
•превышение v над 1 позволяет осуществить ядерную цепную реакцию. Осколки перегружены нейтронами и радиоактивны. Соотношение между числами протонов Z и нейтронов N=А-Z в осколках зависит от энергии возбуждения делящегося ядра. При достаточно высоком возбуждении оно в осколках остаётся тем же, что у делящегося ядра. При малой энергии возбуждения нейтроны и протоны распределяются между осколками так, что в дальнейшем происходит примерно одинаковое число b-распадов, прежде чем они превратятся в стабильные ядра. В отд. случаях (прибл. 0,7% по отношению к общему числу делений) образующееся при b-распаде возбуждённое ядро также испускает нейтрон. Эмиссия этого нейтрона из возбуждённого ядра — процесс быстрый (~ 10-16 с), однако он запаздывает по отношению к моменту деления ядра
147
на время, к-рое может достигать десятков с (запаздывающие нейтроны).
Деление наз. асимметричным, когда отношение масс наиболее часто возникающих осколков порядка 1,5. По мере увеличения энергии возбуждения ядра всё большую роль начинает играть симметричное деление на два осколка с близкими массами. Для нек-рых спонтанно делящихся ядер (U, Pu) характерно асимметричное деление (рис. 3), но по мере увеличения А деление приближается к симметричному. Наиболее отчётливо это
Рис. 3. Спектр масс осколков деления ядра 235U при захвате медленных нейтронов.
проявляется у 256Fm. Значительно реже наблюдается деление на три осколка, обычно сопровождающееся испусканием a-частицы, ядер 6Не, 8Не, Li, Be и др. Предельный случай — деление на три почти равных осколка — наблюдался при бомбардировке ядер ускоренными тяжёлыми ионами (40Аг и др.).
Теория Д. а. я. впервые была дана дат. физиком Н. Бором и амер. физиком Дж. А. Уилером и независимо от них Я. И. Френкелем. Они развили капельную модель ядра, в к-рой ядро рассматривается как капля электрически заряженной несжимаемой жидкости. На нуклоны действуют уравновешивающие друг друга яд. силы притяжения и электростатич. силы отталкивания, стремящиеся разорвать ядро. Деформация ядра нарушает равновесие; при этом возникают силы, аналогичные поверхностному натяжению жидкой капли, стремящиеся вернуть ядро к нач. форме. Деформация ядра при делении сопровождается увеличением его поверхности, и, как в жидкой капле, силы поверхностного натяжения возрастают, препятствуя его дальнейшей деформации. Чем ниже барьер деления (чем больше величина Z2/A), тем меньше период спонтанного деления.
Капельная модель описывает лишь усреднённые св-ва ядер. В действительности же хар-р процесса деления может существенно зависеть от внутр. структуры ядра и состояния отд. нуклонов. Из-за этого, в частности, барьер деления больше для ядер с нечётным числом нуклонов, чем для соседних четно-чётных ядер (чётные Z и N). Напр., деление ядер 238U под действием нейтронов становится до-
статочно вероятным лишь в том случае, когда кинетич. энергия нейтронов превышает нек-рый порог, а в случае 235U даже при захвате теплового нейтрона энергия возбуждения составного ядра 236U превышает барьер деления (рис. 4). Влияние структуры ядра на Д. а. я. видно при сравнении периодов спонтанного деления четно-нечётных ядер. Вместо регулярного увеличения периода спонтанного деления ядра с ростом А иногда наблюдается его резкое уменьшение. Этот эффект чётко проявляется при N=152, что необъяснимо в рамках капельной модели и свидетельствует о влиянии на барьер деления и вообще на процесс Д. а. я. оболочечной структуры ядра (см. Ядро атомное).
Рис. 4. Зависимость сечения деления 235U и 238U и от энергии нейтронов.
• Петржак К. А., Флеров Г. Н., Спонтанное деление ядер, «УФН», 1961, т. 73, в. 4, с. 655; X а л л е р н И., Деление ядер, пер. с англ., М., 1962; О б у х о в А. И., П е р ф и л о в Н. А., Деление ядер, «УФН», 1967, т. 92, в. 4; Струтинский В. М., Деление ядер, «Природа», 1976, №9; Л и х м а н Р. Б., Деление ядра, в кн.: Физика атомного ядра и плазмы, пер. с англ., М., 1974; Фриш О., У и л е р Дж., Открытие деления ядер, «УФН», 1968, т. 96, в. 4.
ДЕЛЯЩИЕСЯ ИЗОМЕРЫ, изомерные состояния ядер (см. Изомерия атомных ядер) с высокой вероятностью спонтанного деления ядер. Известно ок. 30 ядер (изотопы U, Pu, Am, Cm, Bk), для к-рых вероятность спонтанного деления в изомерном состоянии больше, чем в основном, примерно в 1026 раз. Очевидно, форма ядра в таком состоянии более вытянута, чем в основном. Совр. рабочая модель Д. и. основывается на идее двугорбого барьера деления (рис.).
Рис. Двугорбый потенц. барьер деления в случае спонтанного деления из изомерного состояния. По оси абсцисс отложена степень отклонения ядра от сферич. формы (степень вытянутости).
Нижнее состояние во второй потенц. яме на барьере деления должно быть изомерным. Эл.-магн. переходы из этого состояния в основное, лежащее в первой яме, сильно подавлены из-за барьера, разделяющего обе ямы. В то же время барьер деления для изомерных состояний мал, и это объясняет высокую вероятность деления изомеров.
ДЕМБЕРА ЭФФЕКТ, возникновение электрич. поля и эдс в однородном полупроводнике при его неравномерном освещении. В частности, эдс возникает между освещаемой и неосвещаемой поверхностями ПП при сильном поглощении света в нём (диффузионная фотоэдс). Открыт нем. физиком X. Дембером (Н. Dember; 1931); теория разработана Я. И. Френкелем (1933), нем. физиком X. Фрёлихом (1935), Л. Д. Ландау и Е. М. Лифшицем (1936). При неравномерном освещении в ПП возникают градиент концентрации и, следовательно, диффузия неравновесных эл-нов и дырок от освещаемого участка в сторону неосвещаемого. Т. к. коэфф. диффузии эл-нов и дырок различны, то в образце появляется электрич. поле. Эдс Дембера (U), напр. в ПП n-типа при сильном освещении, равна:
где Dэ и Dд — коэфф. диффузии эл-нов и дырок, mэ и mд — их подвижности, d — толщина образца, о — уд. электропроводность.
Фотоэдс Д. э. мала и практич. применения не имеет.
• См. лит. при ст. Фотоэдс.
ДЕМОДУЛЯЦИЯ СВЕТА, то же, что детектирование света.
ДЕПОЛЯРИЗАЦИЯ СВЕТА, уменьшение степени поляризации света. Д. с. наблюдается при многих оптич. явлениях, напр. при рассеянии света в мутной среде или на матовой поверхности. При мол. рассеянии поляризов. света Д. с. зависит от анизотропии молекул в-ва. Д. с. поляризов. люминесценции р-ров происходит в результате вращения молекул за время жизни возбужденного состояния (вращательная Д. с.) или вследствие передачи энергии возбуждения от возбуждённых молекул к невозбуждённым (к о н ц е н т р а ц и о н н а я Д. с.). Д. с.— одно из проявлений магнитооптич. Ханле эффекта.
Искусств. уменьшение (подавление) степени поляризации как мешающего фактора при оптич. исследованиях также наз. Д. с. При этом световой пучок, как правило, не перестаёт быть поляризованным (получить естественный свет из поляризованного практически невозможно), но меняет состояние поляризации во времени, по сечению пучка или по спектру т. о., что степень поляризации пучка значительно уменьшается.
• См. лит. при ст. Поляризация света.
ДЕСОРБЦИЯ (от лат. de — приставка, означающая удаление, и sorbeo — поглощаю), удаление адсорбированного в-ва с поверхности адсорбента; процесс, обратный адсорбции. Происходит при уменьшении концентрации адсорбирующегося в-ва в среде, окружающей адсорбент, а также при повышении темп-ры. Скорость Д.
148
(кол-во молекул, покидающих поверхность адсорбента в секунду, отнесённое к её площади) зависит от темп-ры, давления, а также природы и особенностей структуры адсорбирующей поверхности. Д. применяется для извлечения из адсорбентов поглощённых ими газов или растворённых в-в, а также для исследования поверхностей.
ДЕТАЛЬНОГО РАВНОВЕСИЯ ПРИНЦИП, общее положение статистической физики, согласно к-рому любой микропроцесс в равновесной системе протекает с той же скоростью, что и обратный ему.
Когда система, состоящая из большого числа ч-ц, находится в равновесии, постоянными во времени остаются лишь физ. величины, относящиеся к системе в целом (т. н. термодинамич. величины). В то же время составляющие систему отд. микрочастицы меняют своё состояние: в равновесной системе происходят столкновения ч-ц, могут протекать хим. реакции и т. п. Чтобы равновесие системы сохранялось, наряду с любым микропроцессом должен осуществляться и обратный ему. Д. р. п. утверждает, что скорость любого микропроцесса в состоянии равновесия совпадает со скоростью обратного ему процесса. Скорость при этом трактуется статистически: как среднее по большому числу одинаковых микропроцессов. В квант. теории Д. р. п. состоит в равенстве вероятностей прямого и обратного процессов. Этими процессами могут быть квантовые переходы, реакции между элем. ч-цами и т. п.
Д. р. п., связывая хар-ки прямого и обратного процессов, имеет важное прикладное значение. В нек-рых случаях наблюдать один из этих процессов значительно легче, чем другой. Напр., легко измерить вероятность фотоионизации атома. Скорости этого процесса и обратного ему процесса рекомбинации легко выразить через соответствующие вероятности процессов. Таким образом, Д. р. п. позволяет вычислить вероятность рекомбинации. Д. р. п. находит применение в физ. и хим. кинетике.
ДЕТЕКТИРОВАНИЕ (демодуляция) (от лат. detectio — открытие, обнаружение), преобразование электрич. колебаний, в результате к-рого получаются колебания более низкой частоты (или пост. ток). В радиотехнике Д.— выделение НЧ модулирующего сигнала из модулиров. ВЧ колебаний (см. Модуляция колебаний). Д. применяется в радиоприёмном устройстве для получения колебаний звук. частоты, сигналов изображений в телевидении и т. д. В большинстве случаев Д. осуществляют с помощью устройств с нелинейной проводимостью (диодов, электронных ламп, транзисторов и т. д.).
ДЕТЕКТИРОВАНИЕ СВЕТА (демодуляция света), преобразование модулиров. колебаний поля оптич. частоты
(1013—1015 Гц) с целью выявления закона модуляции интенсивности поля, его частоты или фазы (см. Модуляция света). Д. с. основано на нелинейной (чаще всего квадратичной) зависимости фототока приёмника (фотоэлемента) от напряжённости Е электрич. поля световой волны. Вопрос о возможности Д. с. впервые возник в связи с исследованием дублетов в тонкой структуре ат. спектров. Любая модуляция (амплитудная, частотная, фазовая) световой волны ведёт к изменению спектр. состава первоначально монохроматич. излучения. И
Рис. 1. Принципиальная схема устройства для детектирования света.
наоборот, наличие дублетов в спектре можно рассматривать как результат модуляции. Поэтому демодуляц. анализ был применён для обнаружения дублетного расщепления. Схема соответствующего устройства приведена на рис. 1 и является оптич. аналогом радиоприёмника. Монохроматор, выделяющий исследуемый дублет, играет роль резонансного контура, а фотоэлемент — роль демодулятора.
Электрич. поле каждой линии дублета может быть представлено в виде
E(t)=A(t)cos[wt-j(t)], (1)
где А (t) и j(t) — ф-ции, изменяющиеся со временем t медленно по сравнению с оптич. частотой w спектр. линии. Результирующее поле дублета с частотами w1 и w2 на фотоэлементе имеет вид:
Ток фотоэлемента, усреднённый за время, малое по сравнению с периодом биений t=1/(w1-w2), но большее по сравнению с периодом T=1/w, изменяется по закону:
Если А, j, w1, и w2 не зависят от времени, то спектры Е(t) и Е2(t) имеют вид, изображённый на рис. 2. Спектр Е2(t) состоит из пост. составляющей (0=0 и разностной частоты W=|w1-w2|. Т. к. каждая линия дублета имеет спектр, ширину Dw, то реальные спектры Е(t) и E2(t) имеют вид, изображённый на рис. 3. Максимум в спектре E2(t) лежит вблизи разностной частоты W и имеет ширину порядка ширины компонентов дублета.
Для обнаружения дублетного расщепления посредством анализа спектра демодулиров. колебания необходим колебат. контур с добротностью Q=|w1-w2|/Dw. При Dw~109с-1 даже
весьма плохой контур (с Q»10) позволяет обнаружить дублетное расщепление |w1-w2|=1010c-1. В то же время для обнаружения такого дублетного расщепления обычными оптич. спектр. приборами необходимо, чтобы они
имели разрешение R=w1/Dw³106 (w1»1015 с-1), что практически не достигается даже в лучших спектр. приборах. Демодуляц. анализ имеет особенно важное значение при анализе спектра излучения газовых лазеров, у к-рых значения Dw и |w1-w2| лежат в диапазоне Dw»104 с-1 и |w1-w2|»106 с-1.
Рис. 2. Спектры Е(t) и Е2(t) в случае не зависящих от времени A, j, w1 и w2.
Рис. 3. Реальные спектры. Е (t) и E2(t) для дублета.
Высокая степень когерентности, направленности и монохроматичности лазерного излучения позволяет использовать также для демодуляц. анализа т. н. супергетеродинный метод, где в кач-ве гетеродина применяется лазер. По гетеродинной схеме можно определить закон изменения частоты или фазы исследуемого излучения, что используется при т. н. доплеровском лоцировании объектов, позволяющем определять их скорости. В этом случае принимаемым сигналом явл. излучение лазера, отражённое от движущегося объекта. Частота этого излучения сдвинута относительно частоты лазера-гетеродина на величину, пропорц. скорости объекта (Доплера эффект). Существ. развитие этот метод получает при определении скорости сверхмедленно движущихся объектов, напр. ледников или континентальных плит земной коры.
• Горелик Г. С. Колебания и волны, 2 изд., М., 1959; Белоусова И. М. [и др.], Исследование динамики движения ледников с помощью лазера, «Доклады АН СССР», 1971, т. 199, № 5.
ДЕТЕКТОРЫ частиц, приборы и устройства для регистрации элем. ч-ц (протонов, нейтронов, эл-нов, мезонов и т. д.), ат. ядер (дейтронов, a-частиц и др.), а также рентгеновских
149
л g-квантов. Различают электронные Д., вырабатывающие электрич. импульс, когда в объем Д. попадает ч-ца или квант. и трековые Д., позволяющие не только зарегистрировать факт и момент прохождения ч-цы, но и воспроизвести её траекторию (трек).
Важнейшие характеристики детекторов: 1) эффективность — вероятность регистрации ч-цы при попадании её в рабочий объём Д.; 2) пространств. разрешение — точность, с к-рой Д. способен локализовать положение ч-цы в пр-ве; 3) временное разрешение (разрешающее время) — мин. интервал времени между прохождением двух ч-ц через Д., когда они регистрируются порознь, т. е. сигналы Д. не накладываются друг на друга; 4) мёртвое время (время восстановления) — время, за к-рое Д., зарегистрировавший одну ч-цу, успевает вернуться в исходное состояние и быть готовым для регистрации след. ч-цы.
характеристики различных детекторов
Частицы, прошедшие через Д. за это время, не регистрируются. Время нечувствительности явл. мерой инерционности Д. Оно ограничивает макс. интенсивность излучения, к-рое может регистрировать Д. (см. табл.).
Ионизационные детекторы составляют наиб. обширную группу электронных Д. Их действие основано на ионизации атомов и молекул, вызываемой регистрируемой ч-цей. Если ч-ца не имеет электрич. заряда (нейтроны, g-кванты), то ионизацию могут вызывать вторичные заряж. ч-цы (протоны отдачи, эл-ны и позитроны). Один из первых Д., применявшихся англ. физиком Э. Резерфордом,— ионизационная камера. Это — камера, заполненная газом с электродами, на к-рые подаётся напряжение. Заряж. ч-ца, проходя через камеру, ионизует газ; образующиеся ионы и эл-ны собираются на электродах, создавая в цепи
камеры ток. Ионизац. камеры применяются для регистрации как отд. ч-ц (импульс тока), так и для измерения их интегр. потоков. Т. к. время собирания на электрод эл-нов в 103—104 раз меньше, чем время собирания ионов, то при регистрации отд. ч-ц для получения высокого временного разрешения используется, как правило, только электронный компонент сигнала. Временное разрешение определяется подвижностью эл-нов и составляет 10-6 с. Пространств. разрешение определяется геом. размерами камеры. Ионизац. камеры применяются до сих пор, в частности в дозиметрии. Они просты, имеют высокую эффективность регистрации, позволяют оценивать энергию ч-цы (выходной сигнал пропорц. энергии, затраченной ч-цей на ионизацию) и т. п.; однако их временное разрешение невелико и амплитуда электрич. сигнала мала, что приводит к необходимости усиления сигнала и делает аппаратуру чувствительной к помехам и шумам.
Рис. 1. Зависимость амплитуды импульсов, вырабатываемых ионизац. детектором, от напряжения V на электродах в случае прохождения через детектор быстрой косм. ч-цы, образующей 10—20 пар ионов, и a-частицы, создающей 105 пар ионов.
Недостатки ионизац. камеры в значит. степени устранены в пропорциональном счётчике, где эл-ны, образованные заряж. ч-цей, двигаясь к аноду, приобретают энергию, достаточную для вторичной ионизации. В результате на анод приходит электронная лавина, амплитуда сигнала велика и в ряде случаев (напр., при регистрации ex-частиц) не требуется усиления. В пропорц. счётчике сигнал, так же как и в ионизац. камере, пропорц. энергии ч-цы, затраченной на ионизацию (рис. 1). Гл. недостатки: сильная зависимость амплитуды импульса от состава газовой смеси и приложенного напряжения и недостаточно высокое временное разрешение (~10-7 с). В связи с появлением ЭВМ пропорц. счётчики получили второе рождение в виде пропорциональных камер, к-рые представляют собой совокупность большего числа (~103—104) пропорц. счётчиков в одном объёме.
Если увеличивать напряжение на электродах пропорц. счётчика, то, начиная с нек-рого напряжения, все импульсы, какими бы ч-цами они ни были вызваны, становятся одинаковыми по величине и продолжают расти с увеличением напряжения. Это т. н. область Гейгера, а Д. наз. счётчиками Гейгера (см. Гейгера счётчик). Счётчики Гейгера имеют высокую эффективность и большую амплитуду сигнала. Недостатки: невысокое временное разрешение (10-6 с), большое время восстановления (10-4—10-3 с), а также невозможность измерять энергию ч-цы.
Ионизац. Д. сыграли фундам. роль на раннем этапе развития яд. физики. Они применялись для регистрации
радиоакт. излучений от слабых естеств. радиоакт. источников (a-, b-частицы, g-лучи, см. Радиоактивность) и космических лучей. С появлением ускорителей, создающих интенсивные пучки заряж. ч-ц (106 —107 частиц/с) высоких энергий, ионизац. Д. оказались слишком медленными и были вытеснены сцинтилляционными счётчиками и черенковскими счётчиками. Появившись в экспериментах на ускорителях, эти Д. оказались удобными и при исследовании космических лучей и др.
Сцинтилляционные детекторы состоят из сцинтиллятора, в к-ром заряж. ч-ца создаёт световую вспышку, и одного или нескольких ФЭУ, регистрирующих эту вспышку. Высокое временное разрешение сцинтилляц. счётчика ~10-9 с; большая амплитуда сигнала на выходе ФЭУ и малое время восстановления ~10-8 с обеспечили ему широкое применение. Пространств. разрешение определяется размерами сцинтиллятора. Существуют огромные сцинтилляц. Д., размер к-рых порядка неск. м3. Дальнейшее развитие этих Д. связано с разработкой более быстрых ФЭУ и сцинтилляторов (пластмасс) с более короткими временами высвечивания.
150
Черенковские счётчики. Заряж. ч-ца, двигаясь в в-ве (радиаторе) со скоростью, превышающей фазовую скорость света в данной среде, излучает свет, коррелированный с направлением движения (см. Черенкова — Вавилова излучение). Общее кол-во света, к-рое попадает на фотокатод в черенковском счётчике, как правило, в неск. десятков раз меньше, чем в сцинтилляц. Д., но всё же достаточно для регистрации прошедших через радиатор ч-ц. Т. к. испускание света в этих Д. возможно только для ч-ц, скорость к-рых больше фазовой скорости света в данной среде, то они используются для выделения ч-ц заданной скорости (пороговые Д.) и определения скорости ч-цы по углу раствора конуса излучения. Применение спец. оптич. систем позволяет сделать черенковские счётчики чувствительными к нек-рому интервалу скоростей регистрируемых ч-ц (д и ф ф е р е н ц и а л ь н ы е Д.). Т. к. излучение света в счётчиках Черенкова происходит мгновенно, то их разрешающее время достигает 10-9 с. Для регистрации заряж. ч-ц с энергией ~ 1011 —1012 эВ используются Д., в к-рых вспышки света возникают при прохождении регистрируемой ч-цы через границу двух сред с резко различными св-вами (обычно газ — тв. тело, см. Переходное излучение). Интенсивность света, излучаемого при этом, пропорц. энергии ч-цы, но значительно меньше, чем в случае черенковского излучения. Поэтому Д. на переходном излучении делают многослойными, они содержат сотни слоев газ — тв. в-во.
Полупроводниковые детекторы по принципу работы аналогичны ионизационным с тем преимуществом для быстрых ч-ц, что в нём используется тв. среда с более высокой тормозной способностью. Разрешающее время ПП Д. мало (~ 10-9 с). ПП Д. обладают высокой надёжностью, могут работать в магн. полях. Осн. недостаток, ограничивающий их применение, небольшие размеры (£10 см2, см. Полупроводниковый детектор).
Для работы всех импульсных Д. (включая диэлектрический детектор и кристаллический счётчик), регистрирующих отд. ч-цы, большое значение имеет электронная регистрирующая аппаратура. Она явл. по существу частью Д., к-рый можно рассматривать как датчик сигнала. Помимо усиления амплитуды сигнала и преобразования электрич. сигналов, эта аппаратура выполняет ряд логич. операций, необходимых для изучения разл. яд. процессов (см. Ядерная электроника, Совпадений метод).
Трековые детекторы обладают высоким пространств. разрешением. Временное же разрешение их либо не очень высоко, либо практически отсутствует. Этот недостаток они компенсируют чрезвычайно полной и детальной картиной «события», к-рое
может быть элем. актом вз-ствия ч-цы с веществом, распадом ч-цы и т. д.
Простейшими трековыми Д. явл. ядерные фотографические эмульсии. Прохождение заряж. ч-цы в эмульсии вызывает ионизацию, приводящую к образованию центров скрытого изображения. После проявления следы заряж. ч-ц предстают в виде цепочки зёрен металлич. серебра. Благодаря малому размеру зёрен можно получить высокое пространств. разрешение, а детальное изучение структуры следа позволяет определить массу, заряд и энергию ч-ц. По трекам иногда можно восстановить всю историю ч-ц от их «рождения» до распада, акта вз-ствия или остановки. В эмульсии были открыты и изучены мн. элем. ч-цы. Гл. недостатки: сложность процедуры поиска и обмера событий, ограниченный набор ядер-мишеней, с к-рыми взаимодействуют изучаемые ч-цы, трудности при обработке треков ч-ц высоких энергий.
Классическим трековым Д., к-рый сыграл большую роль в изучении радиоактивности и косм. лучей, явл. Вильсона камера и её разновидность — диффузионная камера. След ионизирующей ч-цы, попавшей в камеру, наполненную газом и пересыщенными парами спирта или воды, становится видимым благодаря возникновению вокруг образованных ею ионов капелек конденсиров. пара. Для регистрации треков камеру Вильсона в нужный момент освещают импульсным источником света и фотографируют (стереоскопически). Помещая камеру Вильсона в магн. поле, можно по кривизне треков определить импульс ч-цы и знак её электрич. заряда. Разновидностью камеры Вильсона явл. диффузионная камера. В дальнейшем камеры Вильсона в экспериментах были вытеснены пузырьковыми и искровыми камерами.
Пузырьковая камера — один из осн. трековых Д. в экспериментах на ускорителях. Если привести жидкость в перегретое состояние, то она нек-рое время не вскипает. Когда через такую перегретую жидкость пролетает ионизирующая ч-ца, то начинается вскипание. Пока пузырьки пара не успели вырасти до больших размеров, их можно осветить и сфотографировать. Измерение кривизны треков заряж. ч-ц в магн. поле, как и в камерах Вильсона, позволяет измерить импульс и знак заряда ч-цы. Гл. достоинства пузырьковых камер: высокая эффективность при регистрации практически любого числа заряж. ч-ц, появляющихся в одном акте вз-ствия, высокая точность при измерении углов и импульсов ч-ц, а для камер с тяжёлыми жидкостями — высокая конверсионная способность к g-квантам (см. Конверсия внутренняя). Недостаток — ограниченное число исследуемых ч-ц, к-рые одновременно можно пропустить через камеру, т. к. при большом их числе на одной фотографии возникают
сложности обработки каждого отд. события.
Искровые камеры появились в кон. 50-х гг. Заряж. ч-ца ионизует газ, и вдоль траектории ч-цы в момент её прохождения образуется колонка из эл-нов и ионов. Если после прохождения ч-цы через время £1 мкс на электроды камеры подать достаточно высокое напряжение, то между ними произойдёт искровой пробой именно в том месте, где проходила ч-ца. Искровые камеры обладают пространств. разрешением пузырьковых камер и в то же время позволяют работать в пучках в ~105 раз более интенсивных, причём можно регистрировать не все ч-цы, а выборочно. Простейший способ регистрации искр — фотографирование. Однако в связи с внедрением ЭВМ появились т. н. бесфильмовые искровые камеры. В них координаты искр записываются в память ЭВМ, где сразу же подвергаются матем. обработке.
Траектория ч-цы может быть зарегистрирована с помощью системы импульсных Д., образующих телескоп
Рис. 2. Прохождение быстрой ч-цы через две группы импульсных детекторов (каждый квадрат — детектор), расположенные поперёк траектории ч-ц (годоскопы) и образующие телескоп счётчиков.
счётчиков. По номерам счётчиков, давших сигнал о прохождении ч-цы, можно определить её траекторию. Точность измерений определяется величиной зачернённого угла (рис. 2). Помещая их в магн. поле, можно измерять импульсы заряж. ч-ц и их знак. Следы тяжёлых заряж. ч-ц, образующихся, напр., при делении атомного ядра, можно обнаруживать с помощью нек-рых кристаллов.
См. также Дозиметрические приборы и Калориметр ионизационный.
• Экспериментальная ядерная физика, пер. с англ., т. 1, М., 1955; В е к с л е р В., Грошев Л., Исаев Б., Ионизационные методы исследования излучений, М.— Л., 1949; Ритсон Д., Экспериментальные методы в физике высоких энергий, пер. с англ., М.,1964; Калашникова В. И., К о з о д а е в М. С., Детекторы элементарных частиц, М., 1966; Альфа-, бета- и гамма-спектроскопия, пер. с англ., М., 1969; Принципы и методы регистрации элементарных частиц, пер. с англ., М., 1963; Прайс В., Регистрация ядерного излучения, пер. с англ., М., 1960. В. С. Кафтанов.
ДЕТОНАЦИЯ (франц. detoner — взрываться, от лат. detono — гремлю), процесс хим. превращения взрывчатого в-ва (ВВ), сопровождающийся выделением теплоты и распространяющийся с пост. скоростью, превышающей скорость звука в данном в-ве.
151
В отличие от горения, где распространение пламени обусловлено медленными процессами диффузии и теплопроводности, Д. представляет собой комплекс мощной ударной волны и следующей за её фронтом зоны хим. превращения в-ва (детонационная волна). Ударная волна (рис. 1) сжимает и нагревает ВВ, вызывая в нём хим. реакцию, продукты к-рой сильно расширяются — происходит взрыв. С другой стороны, энергия, выделяющаяся в результате хим. реакции, поддерживает ударную волну, не давая ей затухать.
Рис. 1. Распределение давления р в детонац. волне (х — пространств. координата): 1 — зона исходного в-ва: 2 — фронт волны; 3 — зона хим. реакции; 4 — зона продуктов детонации; р0 — нач. давление.
Скорость детонац. волн постоянна для каждого ВВ, принимается в кач-ве его хар-ки и достигает 1—3 км/с в газовых смесях и 8—9 км/с в конденсированных ВВ; давление на фронте ударной волны составляет ~1 — 5 МПа (~10 — 50 атм) и ~10 ГПа (~105 атм) соответственно.
Гидродинамич. теория Д. позволяет рассчитать значение её скорости и распределение давления, плотности и темп-ры в детонац. волне на основе законов сохранения массы, импульса и энергии, ур-ния состояния в-ва, а также требования равенства скорости детонац. волны относительно продуктов реакции и скорости звука в них.
На рис. 2 адиабата А В отвечает ударной волне, бегущей в газе (р — давление, V — объём) и не вызывающей хим. реакции; CD — адиабата, построенная в предположении, что хим. реакция завершилась. При Д. сначала происходит ударный переход 1—2 (адиабатический процесс), затем хим. реакция переводит в-во из состояния 2 в состояние 3 по прямой, касающейся адиабаты CD. Дальнейшее расширение в-ва идёт по адиабате CD. Скорость v газовой Д. выражается через тепловой эффект q реакции (на 1 г в-ва) и показатель адиабаты g :
v=Ö(2q(g2-1)).
Кроме рассмотренной классич. Д. интенсивно исследуются т. н. спиновая Д., характеризующаяся движением детонац. волны по спирали, Д. в гетерогенных системах, малоскоростная Д.
Устойчивый процесс Д. не всегда возможен. Так, Д. не может распространяться в цилиндрич. заряде малого диаметра (в-во разлетается через
боковую поверхность, что вызывает прекращение хим. реакции) или при концентрациях ВВ ниже или выше нек-рых предельных значений, зависящих от давления и темп-ры.
Д. создаётся в ВВ интенсивным механнч. или тепловым воздействием (удар, искра) и служит для возбуждения взрыва с помощью детонаторов. Во мн. случаях (напр., при горении топливной смеси в двигателях внутр. сгорания) Д. недопустима, поэтому подбираются определ. условия её сгорания, исключающие Д.
• См. лит. при ст. Взрыв.
ДЕФЕКТ МАСС, разность d между суммой масс нуклонов (нейтронов и протонов), составляющих атомное ядро, и массой ядра М: d=ZMp+(A-Z)Mn-M. Здесь Z — число протонов в ядре, А — массовое число ядра, Мр и Мn — массы протона и нейтрона. Д. м. выражается в ат. единицах массы и равен (с обратным знаком) энергии связи нуклонов в ядре. Чем больше Д. м., тем выше энергия связи и тем устойчивее ядро (см. Ядро атомное).
ДЕФЕКТОН, квазичастица, описывающая поведение дефектов в квантовых кристаллах.
ДЕФЕКТЫ кристаллической решётки (от лат. defectus — недостаток, изъян), любое отклонение от её идеального периодич. ат. строения. Д. могут быть либо атомарного масштаба, либо макроскопич. размеров. Образуются в процессе кристаллизации, под влиянием тепловых, механич. и электрич. воздействий, а также при облучении нейтронами, эл-нами, рентг. лучами, УФ излучением (см. Радиационные дефекты), при введении примесей и т. п. Различают точечные Д., линейные Д., Д., образующие в кристалле поверхности, и объёмные Д. Простейшим точечным Д. явл. вакансия — узел крист. решётки, в к-ром отсутствует атом. В кристаллах могут присутствовать чужеродные атомы или ионы, замещая осн. ч-цы, образующие кристалл (примесные), или внедряясь менаду ними (междоузлия). Точечными Д. явл. также собств. атомы или ионы, сместившиеся из норм. положений (междоузельные атомы), а также центры окраски — комбинации вакансий с электронами проводимости или с дырками и др. В ионных кристаллах точечные Д. возникают парами. Две вакансии противоположного знака образуют т. н. дефект Шотки. Пара, состоящая из междоузельного иона и оставленной им вакансии, наз. дефектом Френкеля.
Если один из атомов кристалла сместится из своего положения под ударом налетевшей ч-цы, вызванной облучением, он может в свою очередь сместить соседний атом и т. д. В результате смещённым может оказаться ряд атомов. Одномерное сгущение в расположении атомов или ионов, содержащее атом или ион на отд. участке ряда, наз. краудионом. Эстафетная передача импульса налетевшей ч-цы ионам или атомам кристалла с фокусировкой импульса вдоль плотно упакованных ат. рядов описывается квазичастицей, наз. фокусоном. При росте кристаллов и в процессе пластич. деформации в кристаллах могут возникать линейные Д., наз. дислокациями. Поверхностными Д. с разной ориентацией явл. границы между разориентированными участками кристалла, в частности границы двойников (см. Двойникование), Д. упаковки, границы сегнетоэлектрич. и магн. доменов, антифазные границы в сплавах, границы включений и др. Многие из поверхностных Д. представляют собой ряды и сетки дислокаций. К объёмным Д. относятся: скопления вакансий, образующие поры и каналы; включение посторонней фазы, пузырьки газов, пузырьки маточного р-ра; скопления примесей на дислокациях и в зонах роста.
Д. в кристаллах вызывают упругие искажения структуры, обусловливающие появление внутр. механич. напряжений. Д. влияют на спектры поглощения и люминесценции, на рассеяние света в кристалле и т. д. Они изменяют электропроводность, теплопроводность, сегнетоэлектрич. и магн. св-ва и т. п. Дислокации определяют пластичность кристаллов и явл. местами скопления примесей. Объёмные Д. также снижают пластичность, влияют на прочность, электрич. и магн. св-ва кристалла.
Все перечисленные Д. часто наз. статическими. Отклонения от периодичности, связанные с тепловыми колебаниями ч-ц, составляющих кристалл, наз. динамич. Д. (см. Колебания кристаллической решётки).
• Вакансии и другие точечные дефекты в металлах и сплавах, М., 1961; Г е г у з и н Я. Е., Макроскопические дефекты в металлах, М., 1962; Современная кристаллография, т. 2, М., 1979; Сиротин Ю. И., Шаскольская М. П., Основы кристаллофизики, М., 1975; Лейбфрид Г., Б р о й е р Н., Точечные дефекты в металлах, пер. с англ., М., 1981; Вавилов В. С., К и в А. Е., Н и я з о в а О. Р., Механизмы образования и миграции дефектов в полупроводниках, М., 1981. М. В. Классен-Неклюдова, А. А. Урусовская.
ДЕФОРМАЦИЯ (от лат. deformatio — искажение), изменение конфигурации к.-л. объекта, возникающее в результате внеш. воздействий или внутр. сил. Д. могут испытывать тв. тела (крист., аморфные, органич. происхождения), жидкости, газы, поля физические, живые организмы и др.
ДЕФОРМАЦИЯ механическая, изменение взаимного расположения множества ч-ц матер. среды (твёрдой, жидкой, газообразной), к-рое приводит к изменению формы и размеров тела или его частей и вызывает изменение сил вз-ствия между ч-цами, т. е. возникновение напряжений. Деформируемыми явл. все в-ва. Д. может быть следствием теплового расширения, воздействия магн. или электрич. полей, а также внешних механических сил.
152
В тв. телах Д. наз. упругой, если она исчезает после снятия нагрузки, и пластической, если она после снятия нагрузки не исчезает; если она исчезает неполностью, то Д. наз. упругопластической. Если величина Д. явно зависит от времени, напр. возрастает при неизменной нагрузке (см. Ползучесть материалов), но обратима, она наз. вязкоупругой. Все реальные тв. тела даже при малых Д. в большей или меньшей степени обладают пластич. св-вами. При нек-рых условиях пластич. св-вами тел можно пренебречь, как это делается в упругости теории. Тв. тело с достаточной точностью можно считать упругим, т. е. не обнаруживающим заметных пластич. Д., пока нагрузка не превысит нек-рого предела (предела упругости). Природа пластич. Д. может быть различной в зависимости от темп-ры, продолжительности действия нагрузки или скорости Д.
Количественные хар-ки Д. входят в ур-ния, описывающие термомеханич. св-ва вещества, и в расчёты течений жидкости и газов, прочностных параметров конструкций и сооружений, технол. процессов обработки давлением и т. п. Наиболее просто Д. тела описывается, когда изменение формы и размеров любых двух одинаковых элементов (напр., кубиков, мысленно вырезанных из тела) одинаково. Напр., при гидростатич. Д., к-рая возникает в теле при равномерном всестороннем сжатии, все линейные размеры любого элемента тела уменьшаются в одинаковое число раз, т. е. Д. тела определяется относит. изменением объёма любой его части, в т. ч. и тела в целом. В нек-рых других случаях Д. разл. элементов тела неодинакова, но можно выделить характерную Д., определяющую тип Д. тела в целом. Так, при кручении стержня характерной Д. явл. взаимный поворот двух поперечных сечений, при изгибе бруса — кривизна изогнутой оси. Эти суммарные Д. порождаются неоднородными полями Д. множества элементов объёма.
Простейшими элем. Д. являются относит. удлинение и сдвиг. Относительным удлинением e стержня или матер. волокна среды длины l0 наз. отношение изменения длины l-l0 к первонач. длине: e=(l-l0)/l0. Сдвигом наз. изменение угла между элем. волокнами, исходящими из одной точки и образующими прямой угол до Д.
Для описания Д. тела произвольной формы вводится количеств. мера Д. бесконечно малой окрестности к.-л. точки. Считается, что Д. окрестности точки определена, если известны относит. удлинения бесчисленного множества элементарных (бесконечно малых) волокон, содержащих рассматриваемую точку, и изменения углов между ними. Д. наз. малой, если относит. удлинения и сдвиги значительно меньше единицы. Относит. удлинения элем. волокон, содержащих нек-рую точку М и направленных до Д. параллельно координатным осям прямоуг. системы Ox1x2x3, при малой Д. обозначаются e11, e22, e33, а сдвиги между ними — 2e12, 2e23, 2e33, причём e12=e21, e23=e32, e31=e13. Шесть величин e11, e22, e33, e12, e23, e31 образуют тензор Д. в точке М. Относит. удлинение и поворот любого элем. волокна, содержащего точку М, вычисляются по значениям eij. Т. о., тензор Д. полностью определяет деформированное состояние тела, к-рое наз. однородным, если eij одинаковы во всех точках тела.
Относит. изменение объёма окрестности точки q=e11+e22+e33. Величина e=q/3 наз. средней (гидростатической) Д. В каждой точке среды существуют три таких взаимно перпендикулярных волокна, что углы между ними при Д. остаются прямыми (сдвиги равны нулю). Относит. удлинения волокон e1, e2, e3 наз. главными удлинениями или главными Д., а их направления — главными осями Д. в точке.
Компоненты тензора малой Д. выражаются через перемещения точек u1, u2, u3 в направлениях координатных осей ф-лами:
Количеств. мера конечной (большой) Д. определяется изменениями хар-к геометрии системы координатных линий, к-рые как бы вморожены в среду и деформируются вместе с ней. см. также Девиатор деформации и Интенсивность деформации.
Измерения Д. (механич., электрич., магнитные и др.) основаны на прямом или косвенном измерении расстояний между фиксиров. точками тела или порождаемых Д. эффектов (оптич., пьезоэлектрических и др.).
• Ильюшин А. А., Механика сплошной среды, 2 изд., М., 1978; И л ь ю ш и н А. А., Ленский В. С., Сопротивление материалов, М., 1959; Седов Л. И., Механика сплошной среды, 3 изд., М., 1976.
В. С. Ленский.
ДЕ ХААЗА — ВАН АЛЬФЕНА ЭФФЕКТ, осциллирующая зависимость магнитной восприимчивости c многих металлов от напряжённости магн. поля Н (точнее, от 1/Н), наблюдаемая при темп-pax, близких к абс. нулю (рис.);
открыт голл. физиками В. де Хаазом (W. de Haas) и П. ван Альфеном (P. van Alphen) в 1930. Природа Де X.— ван А. э. та же, что и в случае Шубникоеа — де Хааза эффекта. Период осцилляции связан с площадью экстремальных (по проекции квазиимпульса на Н) сечений Ферми поверхности, поэтому исследование Де X.— ван А. э. позволяет получить информацию о её форме,
• см. при ст. Металлы, Твёрдое тело.
ДЕЦИ... (от лат. decem — десять), приставка к наименованию ед. физ. величины для образования наименования дольной единицы, равной 1/10 от исходной. Обозначения: д, d. Напр., 1 дг (дециграмм)=0,1 г.
ДЕЦИБЕЛ (дБ, dB), дольная ед. от бела — ед. логарифмич. относит. величины; 1 дБ=0,1 Б. В акустике — ед. уровня звук. давления; 1 дБ — уровень звук. давления р, для к-рого выполняется соотношение 201g(p/p0)=1, где p0 — пороговое звук. давление, принимаемое равным 2 •10-5 Па.
ДЖОЗЕФСОНА ЭФФЕКТ, протекание сверхпроводящего тока через тонкий слой диэлектрика, разделяющий два сверхпроводника (т. н. контакт Джозефсона); предсказан на основе теории сверхпроводимости англ. физиком Б. Джозефсоном (В. Josephson) [1962, Нобелевская премия (1973)], экспериментально обнаружен в 1963. Эл-ны проводимости проходят через диэлектрик (обычно плёнку окиси металла толщиной ~10Å=10-9 м) благодаря туннельному эффекту. Если ток через контакт Джозефсона не превышает определ. значения, наз. критич. током контакта, то падение напряжения на контакте отсутствует (т. н. стационарный Д. э.). Если же через контакт пропускать ток, больший критического, то на контакте возникает падение напряжения, и контакт излучает эл.-магн. волны (нестационарный Д. э.). Излучать эл.-магн. волны может только перем. ток — именно такой ток течёт сквозь контакт Джозефсона при постоянном падении напряжения V на контакте. Частота излучения nсвязана с V соотношением n=2eV/h, где е — заряд эл-на. Излучение обусловлено тем, что объединённые в пары эл-ны, создающие сверхпроводящий ток, при переходе через контакт приобретают избыточную по отношению к осн. состоянию сверхпроводника энергию 2eV. Единств. возможность для пары эл-нов вернуться в осн. состояние — это излучить квант эл.-магн. энергии hn=2eV. Д. э. указывает на существование в сверхпроводниках электронной упорядоченности — фазовой когерентности: в осн. состоянии все электронные пары (Куперов-
153
ские пары, см. Купера эффект) имеют одинаковую фазу j, характеризующую их волновую функцию y= |y|eij. Контакту Джозефсона соответствует определ. разность фаз j*=j1-j2, где j1 и j2 — значения фазы волн. функции для сверхпроводников, разделённых контактом. Согласно квант. механике, при наличии разности фаз j* через контакт должен течь ток, плотность к-рого j=j0sinj*. Эксперим. обнаружение этого тока доказывает, что в природе существуют макроскопич. явления, непосредственно определяемые фазой волн. функции.
Аналогичный эффект наблюдается, когда сверхпроводники соединены тонкой перемычкой (мостиком или точечным контактом), а также если между ними находится тонкий слой металла в норм. состоянии или полупроводника. Такие системы вместе с контактами Джозефсона наз. слабосвязанными сверхпроводниками. На основе Д. э. созданы сверхпроводящие интерферометры, содержащие параллельно включённые слабые связи между сверхпроводниками. Результирующий ток, текущий через эти слабые связи, I=I1sinj*1+I2sinj*2, где j1* и j*2 — разности фаз на первом и втором контактах Джозефсона. Происходит своеобразная интерференция сверхпроводящих токов через слабые связи. При этом критич. ток оказывается периодически зависящим от потока внеш. магн. поля (с периодом, равным кванту потока Ф0), что позволяет использовать такое устройство для чрезвычайно точного измерения слабых магн. полей (до 10-18 Тл; такие магнитометры наз. сквидами), малых токов (до 10-10 А) и напряжений (до 10-15 В). Слабосвязанные сверхпроводники могут быть также использованы в кач-ве быстродействующих элементов логич. устройств ЭВМ, параметрич. преобразователей, чувствит. детекторов СВЧ, усилителей и др. электронных приборов.
• Лангенберг Д. Н., С к а л а п и н о Д. Ж., Тейлор Б. Н., Эффекты Джозефсона, пер. с англ., «УФН», 1967, т. 91, в. 2, с. 317; Кулик И. О., Я н с о в И. К., Эффект Джозефсона в сверхпроводящих туннельных структурах, М., 1970; Лихарев К. К., У л ь р и х Б. Т., Системы с джозефсоновскими контактами, М., 1978.
ДЖОРДЖИ СИСТЕМА ЕДИНИЦ, название, установленное Междунар. электротехн. комиссией (1958) для системы ед. электрич. и магн. величин, в основу к-рой положены четыре ед.: метр, килограмм, секунда и ампер. Названа в честь итал. учёного Дж. Джорджи (G. Giorgi), впервые предложившего эту систему в 1901. Другое наименование этой системы — МКСА система единиц.
ДЖОУЛЬ (Дж, J), единица СИ работы, энергии и кол-ва теплоты. Названа в честь англ. физика Дж. П. Джоуля (J. P. Joule). 1 Дж равен работе силы 1 Н при перемещении точки приложения силы на расстояние 1 м в направлении действия силы. 1 Дж=1Н•м=107 эрг=0,2388 кал.
ДЖОУЛЯ ЗАКОН, закон, согласно к-рому внутр. энергия определ. массы идеального газа не зависит от его объёма, а зависит только от темп-ры. Д. з. следует из представлений кинетич. теории об идеальном газе: вз-ствие между молекулами отсутствует (потенц. энергия вз-ствия равна нулю), поэтому изменение расстояний между ними (изменение объёма) не изменяет внутр. энергии. Назван в честь Дж. П. Джоуля.
ДЖОУЛЯ — ЛЕНЦА ЗАКОН, определяет кол-во теплоты Q, выделяющееся в проводнике с сопротивлением Л за время t при прохождении через него тока I: Q=aI2Rt. Коэфф. пропорциональности а зависит от выбора ед. измерений: если I измеряется в амперах, R—в омах, t — в секундах, то при а=0,239 Q выражается в калориях, а при а=1 — в джоулях. Д.— Л. з. установлен в 1841 Дж. П. Джоулем и подтверждён в 1842 точными опытами Э. X. Ленца.
ДЖОУЛЯ — ТОМСОНА ЭФФЕКТ, изменение темп-ры газа в результате адиабатич. дросселирования — медл. протекания газа под действием пост. перепада давления сквозь дроссель — местное препятствие газовому потоку (напр., пористую перегородку, расположенную на пути потока).
Д.— Т. э. был обнаружен и исследован англ. учёными Дж. П. Джоулем и У. Томсоном (Кельвином) в 1852—62. В опытах Джоуля и Томсона измерялась темп-pa в двух последоват. сечениях непрерывного и стационарного потока газа (до дросселя и за ним). Вследствие значит. трения газа в дросселе (мелкопористой пробке из ваты) скорость газового потока была очень малой и кинетич. энергия потока при дросселировании практически не изменялась. Благодаря низкой теплопроводности стенок трубы и дросселя теплообмен между газом и внеш. средой отсутствовал. При перепаде давления на дросселе Dр=р1-p2, равном атм. давлению, измеренная разность темп-р DT=T2-T1 для воздуха составила -0,25°С (опыт проводился при комнатной темп-ре). Для СО2 и Н2 в тех же условиях DT оказалась соотв. равной -1,25 и +0,02°С. Д.— Т. э. принято называть положительным, если газ в процессе дросселирования охлаждается (DT<0), и отрицательным, если газ нагревается (DT>0).
Согласно молекулярно-кинетич. теории строения в-ва, Д.—Т. э. свидетельствует о наличии в газе сил межмол. вз-ствия (обнаружение этих сил и было целью опытов Джоуля и Томсона). Действительно, при взаимном притяжении молекул внутренняя энергия (U) газа включает как кинетич. энергию молекул, так и потенц. энергию их вз-ствия. Расширение газа в условиях энергетич. изоляции не меняет его внутр. энергии, но приводит к росту потенц. энергии вз-ствия молекул (поскольку расстояния между ними увеличиваются) за счёт кинетич. энергии. В результате замедления теплового движения молекул темп-ра расширяющегося газа понижается. Реальные процессы сложнее, т. к. газ не изолирован энергетически от внеш. среды. Он совершает внеш. работу (последующие порции газа теснят предыдущие), а над самим газом совершают работу силы внеш. давления (поддерживающие стационарность потока). Это учитывается при составлении энергетич. баланса в опытах Джоуля — Томсона. Работа продавливания через дроссель порции газа, занимающего до дросселя объём У], равна p1V1. Эта же порция газа, занимающая за дросселем объём V2, совершает работу p2V2. Проделанная над газом результирующая внеш. работа A=p1V1-р2V2 в адиабатич. условиях может пойти только на изменение его внутр. энергии: U2-U1=p1V1-p2V2. Из этого соотношения следует, что U1+p1V1=U2+p2V2=h, где h — энтальпия газа (при адиабатич. дросселировании энтальпия газа сохраняется). Отсюда, зная ур-ние состояния газа и выражение для U, можно найти DT.
Величина и знак Д.— Т. э. определяются соотношением между работой газа и работой сил внеш. давления, а также св-вами самого газа, в частности размером его молекул и их вз-ствием. Для идеального газа, молекулы к-рого рассматриваются как материальные точки, не взаимодействующие между собой, Д.— Т. э. равен нулю.
В зависимости от условий дросселирования один и тот же газ может как нагреваться, так и охлаждаться.
Кривая инверсии азота. В пределах кривой эффект Джоуля — Томсона положителен (DT<0), вне кривой — отрицателен (DT>0). Для точек на самой кривой эффект равен нулю.
Темп-pa Тi, при к-рой (для данного давления) разность DT, проходя через нулевое значение, меняет свой знак, наз. температурой инверсии Д.— Т. э. Типичная кривая зависимости темп-ры инверсии от давления (кривая инверсии) показана на рисунке. Кривая инверсии разделяет совокупность состояний газа (на рисунке — азота) на такие совокупности, при переходе между к-рыми он охлаждается, и на такие, между к-рыми он нагревается. Значение верхних температур инверсии
(Ti макс)
154
при р®0 для ряда газов приведены ниже:
Д.— Т. э., характеризуемый малыми изменениями темп-ры DT при малых перепадах давления Dр, наз. дифференциальным. В случае дифф. Д.— Т. э.
где cp — теплоёмкость газа при пост. давлении. При больших перепадах давления на дросселе темп-pa газа может изменяться значительно. Напр., при дросселировании от 200 до 1 атм и нач. темп-ре 17°С воздух охлаждается на 35°С. Этот интегральный Д.— Т. э. положен в основу многих техн. способов сжижения газов.
• Леонтович М. А., Введение в термодинамику, 2 изд., М.—Л., 1952; Ландау Л. Д., Ахиезер А. И., Л и ф ш и ц Е. М., Курс общей физики. Механика и молекулярная физика, М., 1965.
И. А. Яковлев.
ДИАГНОСТИКА ПЛАЗМЫ, совокупность методов определения параметров ионизов. газа. К определяемым параметрам плазмы относятся плотность n, электронная Те и ионная Ti темп-ры, интенсивность излучения, электрич. и магн. поля и др. Понятие «температура» обычно используется условно, т. к. распределение ч-ц по энергиям в лаб. и косм. плазме редко бывает максвелловским. В таких случаях речь идёт о кинетич. темп-ре, т. е. о ср. энергии ч-ц.
Методы Д. п. делятся на активные и пассивные. Пассивные методы (напр., измерение собств. излучения плазмы) не оказывают влияния на исследуемый объект. К ним относятся спектроскопич. методы, а также фотографирование и измерения эл.-магн. волн в широком диапазоне (тормозное излучение, циклотронное излучение и др.). В активных методах плазма непосредственно вовлекается в процесс измерения, и это может внести искажения в её состояние. Активные методы тем не менее используются наряду с пассивными, расширяя диапазон определяемых параметров. Наиболее распространены след. активные методы Д. п.: зондирование плазмы электрич. и магн. зондами, СВЧ излучением, пучками заряж. и нейтр. ч-ц (корпускулярная Д. п.). Корпускулярная Д. п. может быть и пассивным методом, если исследуются св-ва ч-ц, выходящих из объёма изучаемой плазмы.
Зонды вводятся внутрь плазмы для измерения её локальных параметров. Электрическим (ленгмюровским) зондом измеряют ток на него в зависимости от потенциала зонда относительно плазмы. Ток насыщения позволяет определить плотность плазмы, а форма хар-ки при малых потенциалах даёт электронную темп-ру Те. Эти зонды находят широкое применение при исследованиях холодной незамагниченной лаб. плазмы и космической плазмы. Применение зондов при исследованиях горячей плазмы ограничено вследствие загрязнений, вносимых материалом зонда, а также вследствие трудностей анализа измерений при наличии сильных магн. полей.
Для измерений магн. полей используются магнитные зонды — соленоиды разл. размеров, вводимые в плазму. Такой зонд регистрирует дH/дt, а для получения напряжённости магн. поля Н сигнал с зонда интегрируется. В косм. плазме магн. поля измеряются феррозондами и квантовыми магнетометрами, а также по вращению плоскости поляризации (Фарадея эффект).
Активная корпускулярная Д. п. (зондирование нейтр. атомами и быстрыми заряж. ч-цами) позволяет получать данные о её плотности, темп-ре и полях. При прохождении пучка эл-нов через плазму с сильно изменяющимися полями он отклоняется за счёт поперечной составляющей электрич. поля. Регистрируя величины отклонения от первонач. направления, можно оценить усреднённое вдоль пучка значение электрич. поля. Для плазмы, находящейся в сильном магн. поле, эфф. зондирование осуществляется потоком быстрых нейтр. атомов. Каждый атом зондирующего пучка, потерявший эл-н вследствие перезарядки или ионизации электронным ударом, отклоняется магн. полем и не попадает на регистратор. По наблюдаемому ослаблению пучка можно получить информацию об усреднённых вдоль его траектории n и Т'е.
Зондирование плазмы СВЧ излучением явл. одним из удобных методов определения nе (особенно для косм. плазмы). Он основан на зависимости диэлектрической проницаемости e плазмы от её плотности: e=1-w2p/w2, где wр — плазменная частота. Каждому значению wp соответствует определ. критич. электронная плотность
nкрит=mew2p/4pe2,
где me — масса электрона. Если частота падающей эл.-магн. волны w>wp, сигнал проходит через плазму, при w£wp плазма отражает волны. Этот метод широко используется для зондирования ионосферы, а также при исследовании лаб. плазмы. Однако этот т. н. метод «отсечки» сигнала требует изменения частоты генератора в широких пределах и не позволяет вести наблюдение за плазмой с быстроменяющимися параметрами. Поэтому более широкое применение в исследованиях лаб. плазмы, особенно нестационарной, находят интерферометрические методы, основанные на зависимости разности фаз между опорным излучением и излучением, прошедшим через плазму, от плотности плазмы.
При плотностях плазмы n£1014 см-3 используют интерферометры в СВЧ диапазоне, а при n³1017 см-3 пригодны только оптические интерферометры. Наибольшая чувствительность достигнута на интерферометре Фабри — Перо, работающем в ИК диапазоне. Приборы с широким углом зрения позволяют получить мгновенную пространств. картину распределения плотности плазмы. При n³1015 см-3 удобно использовать голографич. интерферометрию (см. Голография). Измерение циклотронного излучения плазмы, позволяющее определить её плотность, находит особенно широкое применение в исследованиях косм. плазмы (регистрация излучений Солнца и др. звёзд).
Спектроскопическая Д. п. явл. другим важнейшим методом исследования косм. и лаб. плазмы. Каждый из спектроскопич. методов пригоден лишь в очень ограниченной области параметров плазмы. Анализ непрерывного спектра излучения плазмы позволяет определить Те и nе. Ширина и форма наблюдаемых спектр. линий могут дать информацию о темп-ре газа (по Доплера эффекту), о плотности заряж. ч-ц (по Штарка эффекту), о магн. полях (по Зеемана эффекту и эффекту Фарадея). Вклад каждого из этих механизмов в наблюдаемый контур линии можно выделить даже в тех случаях, когда их влияние соизмеримо. Эффект Штарка сильнее всего влияет на далёкие «крылья» спектр. линии, эффект Доплера — на центральную её часть, а зеемановские компоненты легко выделить, исследуя поляризацию. Анализ контуров линий излучения высокоионизов. атомов позволяет получить ионную темп-ру ti горячей плазмы. Отношение интенсивностей спектр. линий даёт возможность в ряде случаев определить Те. При данной Те в плазме существуют в осн. ионы с определ. зарядом, поэтому уже только идентификация наиб. ярких спектр. линий позволяет грубо определить электронную темп-ру. При Те³ кэВ осн. информацию о ней несут линии рентг. спектра. Измерение рентг. тормозного излучения плазмы позволяет определить n и Те. Сплошной рентг. спектр излучения успешно регистрируется в лаборатории только для плазмы высокой плотности (n³1017 см-3); при низкой плотности плазмы рентг. излучение возникает в осн. из-за попадания ч-ц на стенки камеры. Спектроскопич. измерения в радиодиапазоне позволяют определять уровень электромагнитных шумов в плазме.
Лазерная Д. п. Анализ рассеянного на свободно движущихся эл-нах эл.-магн. излучения стал возможным только благодаря появлению и развитию лазеров большой мощности.
155
При небольшой плотности плазмы интенсивность рассеянного излучения пропорц. плотности. Контур линии рассеянного света определяется эффектом Доплера, причём, т. к. рассеяние происходит на эл-нах, а не на ионах, ширины спектр. линий составляют сотни А. В плотной плазме возникает рассеяние на флуктуациях плотности зарядов, и линия рассеянного излучения имеет в центре довольно острый пик, близкий по форме ионному доплеровскому.
Кроме осн. максимума, соответствующего частоте падающего излучения, наблюдаются максимумы комбинационного рассеяния на шумах плазмы, позволяющие получить информацию об уровне её турбулентности. По положению комбинац. максимумов, отвечающих ленгмюровским плазменным частотам wр, определяют плотность плазмы. Сложность этих исследований заключается в том, что при малых плотностях (n£1012 см-3) трудно выделить сигнал на фоне излучения, рассеянного на деталях установки, а при n ~ 1017 см-3 сильный фон создаёт собственное излучение плазмы.
Пассивная корпускулярная Д. п. применяет электрич. и магн. анализаторы (см. Масс-спектроскопия) и калориметрич. методы измерения для ч-ц, выходящих из объёма изучаемой плазмы. Трудности выведения ч-ц из плазмы, находящейся в сильном магн. поле, делают предпочтительным анализ быстрых нейтр. атомов, возникших в плазме за счёт перезарядки. Такие атомы ионизуются затем в потоке эл-нов или при «обдирке» на газовых мишенях (либо на тонких фольгах) и далее анализируются по энергиям. При высоких темп-pax, когда в плазме возникают термоядерные реакции D+D и D+T, измерения потоков и распределения по энергиям продуктов яд. реакций, в частности нейтронов, позволяют определять ti и нек-рые др. параметры плазмы.
Фотографирование плазмы в разл. спектр. диапазонах позволяет грубо оценить пространств. распределение n и Te. Особенно полезны фотографии плазмы с помощью камеры-обскуры в мягком рентг. излучении. Сверхскоростная фотография позволяет понять динамику развития неустойчивостей и получить информацию о хар-ре вз-ствия плазмы с магн. полем.
• Диагностика плазмы. Сб. статей, под ред. С. Ю. Лукьянова, М., 1973; Подгорный И. М., Лекции по диагностике плазмы, М., 1968; Диагностика плазмы, под ред. Р. Хаддлстоуна и С. Леонарда, пер. с англ., М., 1967; Кузнецов Э. И., Щеглов Д. А., Методы диагностики высокотемпературной плазмы, М., 1974; Г о л а н т В. Е., Сверхвысокочастотные методы исследования плазмы, М., 1968.
И. М. Подгорный.
ДИАГРАММА НАПРАВЛЕННОСТИ антенны, зависимость от направления напряжённости поля или мощности, излучаемой передающей антенной, или эдс, либо токов, индуцируемых в приёмной антенне. См. Антенна.
ДИАГРАММА СОСТОЯНИЯ (диаграмма равновесия, фазовая диаграмма), геом. изображение равновесных состояний термодинамич. системы при разных значениях параметров, определяющих эти состояния: темп-ры Т, давления р, состава системы (концентраций компонентов xi), мольного объёма v, напряжённостей электрич. и магн. полей и др. Д. с. даёт информацию о фазовом составе системы в зависимости от Т, р, х; и др. параметров. В простейшем случае, когда система состоит только из одного компонента, Д. с. представляет собой трёхмерную пространств. фигуру, построенную в трёх прямоуг. координатных осях, по к-рым откладывают значения Т, р и v (или др. параметров).
Обычно рассматривают проекции трёхмерной Д. с. на одну из координатных плоскостей (чаще на плоскость р, Т', рис.). Любая точка Д. с. (ф и г у р а т и в н а я т о ч к а) изображает равновесное состояние в-ва при данных значениях р и Т. Точка О (тройная точка) соответствует равновесию трёх фаз в-ва: твёрдой, жидкой и газообразной. В точке О пересекаются три кривые: ОА (кривая в о з г о н к и, или сублимации), каждая точка к-рой соответствует равновесию тв. и газообразной фаз в-ва; ОК (кривая испарения) — жидкой и газообразной фазам; кривая плавления 0В (или ОB') — тв. и жидкой фазам (OS для в-в, у к-рых темп-ра плавления Тпл растёт с давлением, OB' для в-в с уменьшающейся Тпл с ростом р). Эти кривые делят плоскость Д. с. на области существования каждой из трёх фаз: твёрдой (S), жидкой (L) и газообразной (G). В точке K — критической точке исчезает различие между св-вами жидкости и газа. Согласно Гиббса правилу фаз, точке О соответствует безвариантное равновесие, точкам на кривых ОА, ОВ (ОB') и ОК — моновариантное равновесие, а точкам в каждой из областей S, L и G — дивариантное (двухвариантное) равновесие. При существовании у в-ва полиморфных модификаций Д. с. усложняется (число тройных точек равно числу полиморфных превращений, см. Полиморфизм).
Для построения Д. с. используют данные термич. анализа, рентгеновского
структурного анализа, оптич. и электронной микроскопии, нейтронографии, дилатометрии, измерений твёрдости и др. методов.
• Аносов В. Я., Краткое введение в физико-химический анализ, М., 1959; В о л А. Е., Строение и свойства двойных металлических систем, т. 1—2, М., 1959—62; В о л А. Е., К а г а н И. К., Строение и свойства двойных металлических систем, т. 3, М., 1976; П е т р о в Д. А., Тройные системы, М., 1953; Воловик Б. Е., Захаров М. В., Тройные и четверные системы, М., 1948; П а л а т н и к Л. С., Л а н д а у А. И., Фазовые равновесия в многокомпонентных системах, Хар., 1961.
ДИАМАГНЕТИЗМ [от греч. dia -приставка, означающая здесь расхождение (силовых линий), и магнетизм], свойство в-ва намагничиваться навстречу направлению действующего на него внеш. магн. поля. Д. свойствен всем в-вам. При внесении тела в магн. поле в электронной оболочке каждого его атома, в силу закона эл.-магн. индукции, возникают индуцированные круговые токи, т. е. добавочное круговое движение эл-нов. Эти токи создают в каждом атоме индуцированный магнитный момент, направленный, согласно Ленца правилу, противоположно внеш. магн. полю (независимо от того, имелся ли у атома собств. магн. момент или нет и как он был ориентирован).
Намагниченность, связанная с Д., обычно невелика; она значительно меньше, чем обусловленная ферромагнетизмом, антиферромагнетизмом или электронным парамагнетизмом. У чисто диамагнитных в-в (диамагнетиков) электронные оболочки атомов (молекул) не обладают пост. магн. моментом. Магн. моменты эл-нов в таких атомах в отсутствии внеш. магн. поля взаимно скомпенсированы. В частности, это имеет место в атомах, ионах и молекулах с целиком заполненными электронными оболочками, напр. в атомах инертных газов, в молекулах водорода, азота. Удлинённый образец диамагнетика в строго однородном магнитном поле ориентируется перпендикулярно к силовым линиям поля. Из неоднородного магнитного поля он выталкивается в направлении уменьшения напряжённости поля.
Индуцированный магн. момент М, приобретаемый единицей объёма диамагн. тела, пропорционален напряжённости внеш. поля Н, т.е. М=cН. Коэфф. c наз. магнитной восприимчивостью и имеет отрицат. знак (т. к. М и Н направлены навстречу друг другу). Обычно для диамагнетиков рассматривают восприимчивость 1 моля в-ва (молярную восприимчивость) c, она мала (~10-6).
В изолиров. атомах токи, создающие Д., имеют простой хар-р. Вся совокупность эл-нов изолиров. атома приобретает под действием внеш. магн. поля Н синхронное вращат. движение вокруг оси, проходящей через центр атома параллельно направлению H. Это вращение эл-нов атома наз. Лармора прецессией. Вклад каждого эл-на
156
в диамагн. восприимчивость ce изолиров. атома равен:
тде е — заряд эл-на, m — его масса покоя, с — скорость света в вакууме, r2 — ср. квадрат расстояния эл-на от ядра атома. Из (1) видно, что наибольший вклад в диамагн. восприимчивость c дают наиб. удалённые от ядра эл-ны. Если пренебречь влиянием близких к ядру эл-нов, то r2 можно рассматривать как значение ср. квадрата радиуса внеш. оболочки атома r2. Т. о., зная, напр., диамагн. восприимчивость 1 моля в-ва и число ne эл-нов в его внеш. оболочке, можно при помощи ур-ния (1) прибл. определить размеры атомов и ионов:
r=Ör2=0,598•10-5 Öc/ne. (2) Так, для гелия │c│=1,9•10-6, nе=2 и r=0,58•10-6, что близко к значениям, найденным др. методами. Выражение (1) позволяет теоретически рассчитать диамагн. восприимчивость совокупности изолиров. атомов (напр., одного моля в-ва), если известно число зл-нов в атомах и пространственное их распределение.
При темп-pax, недостаточных для возбуждения более высоких энергетич. уровней атомов, Д. практически постоянен (не зависит от темп-ры).
Если атомы не изолированы друг от друга и сильно взаимодействуют между собой, напр. в молекулах или кристаллах, то электронные оболочки в таких атомах деформируются и наблюдаемый Д. оказывается меньше, чем у изолиров. атомов.
Однако межат. связь не всегда проявляется только в уменьшении Д. В нек-рых случаях валентные эл-ны при образовании молекулы или кристалла приобретают возможность перемещаться от одного атома к другому. Этой особенностью обладают, напр., молекулы ароматич. в-в, в к-рых имеются замкнутые кольца из атомов (напр., бензольное кольцо). В этих молекулах под действием внеш. магн. поля возникают замкнутые электрич. токи по периферии колец. Поскольку магн. момент индуцированного кольцевого тока направлен перпендикулярно плоскости кольца, то диамагн. восприимчивость ароматич. молекулы оказывается наибольшей, если внеш. поле направлено перпендикулярно к плоскости кольца, и наименьшей, если оно параллельно этой плоскости:
В металлах и ПП под воздействием внеш. магн. поля эл-ны проводимости начинают двигаться по спиральным
квантованным орбитам, что также вызывает небольшой Д. (см. Ландау диамагнетизм). В нек-рых в-вах, где эти орбиты охватывают много атомов, диамагнетизм Ландау особенно велик, напр, в висмуте и графите c достигает— (200—300) •10-6. В графите, кристаллизующемся в виде гексагональных призм, свободное движение эл-нов происходит гл. обр. в плоскостях, параллельных плоскости основания призмы. Поэтому диамагн. восприимчивость графита оказывается очень большой (-260•10-6) в направлении оси призмы и крайне малой (-6•10-6) в направлениях, параллельных основанию призмы.
Во всех рассмотренных случаях диамагн. восприимчивость не зависит от напряжённости поля. Однако при очень низких темп-pax в металлах и ПП наблюдается периодическое (осцилляционное) изменение восприимчивости при плавном увеличении напряжённости поля (см. Де Хааза — ван Альфена эффект).
Наибольшее по абс. величине значение диамагн. восприимчивости имеют сверхпроводники. Для них c=- 1/(4p), а магнитная индукция равна нулю, т. е. магн. поле не проникает в сверхпроводник. Д. сверхпроводников обусловлен не внутриатомными, а макроскопическими поверхностными токами.
• Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971; Дорфман Я. Г., Магнитные свойства и строение вещества, М., 1955, гл. 2; Киттель Ч., Введение в физику твердого тела, пер. с англ., М., 1978.
Я. Г. Дорфман.
ДИАМАГНЕТИЗМ ПЛАЗМЫ, свойство, характеризующее её магнитную восприимчивость, способность плазмы при помещении её в магн. поле намагничиваться навстречу направлению внеш. поля (см. Диамагнетизм). Этот эффект обусловлен движением эл-нов и ионов плазмы по винтовым (ларморовским) траекториям, что эквивалентно круговому току, создающему поле, противоположное внешнему, но меньшее по величине, так что в итоге поле внутри плазмы уменьшается. Если равновесная плазма удерживается стенками камеры, то появляются токи и Д. п. отсутствует; Д. п. проявляется лишь при отсутствии стенок (в космосе) либо при магн. удержании плазмы. Следствием Д. п. явл. тенденция к выталкиванию сгустков плазмы из области сильного магн. поля в области с более слабым магн. полем. Примерами этого можно считать плазменный «солнечный ветер» (см. Космическая плазма) и т. н. гидромагн. плазменные неустойчивости в термояд. магнитных ловушках.
• См. лит. при ст. Плазма.
Б. А. Трубников.
ДИАМАГНЕТИК, вещество, намагничивающееся во внеш. магн. поле напряжённостью Н в направлении, противоположном направлению Н. В отсутствии внеш. магн. поля Д. немагнитен. Под действием внеш. магн. поля каждый атом Д. приобретает магнитный момент (а каждый моль в-ва — суммарный момент М), пропорциональный напряжённости поля Н и направленный навстречу полю (см. Диамагнетизм). Поэтому магнитная восприимчивость Д. c=M/H всегда отрицательна. По абс. величине к мала и слабо зависит как от напряжённости магн. поля, так и от темп-ры.
К Д. относятся инертные газы, N2, Н2, Si, Р, Bi, Zn, Cu, Au, Ag, ряд др. элементов, а также многие органич. и неорганич. соединения (см. табл., где c — восприимчивость одного моля).
ДИАСКОПИЧЕСКАЯ ПРОЕКЦИЯ (от греч. dia — через, сквозь и skopeo — смотрю), разновидность оптич. проекции, при к-рой оптич. оси осветит. системы и объектива совпадают. В Д. п. изображение формируется светом, проходящим сквозь объект (если объект непрозрачен, получается теневое изображение), в отличие от э п и с к о п и ч е с к о й п р о е к ц и и, где изображение формируется светом, отражённым от объекта. Д. п. применяется в фотоувеличителях, диа- и кинопроекторах, микроскопах и пр. Яркость изображения при Д. п. может быть существенно выше, чем при эпископич. проекции при равных светосиле оптич. системы и яркости источника, т. к. потери света при Д. п. значительно меньше.
• М а р т и н Л., Техническая оптика, пер. с англ., М., 1960.
ДИАФРАГМА (от греч. diaphragma — перегородка) в оптике, непрозрачная преграда, ограничивающая поперечное сечение световых пучков в оптич. системах (в телескопах, микроскопах, фотоаппаратах и т. п.). Роль Д. часто играют оправы линз, призм, зеркал и др. оптич. деталей, зрачок глаза, границы освещённого предмета, в спектроскопах — щели. Размеры и положение Д. определяют освещённость и кач-во изображения, глубину резкости (глубину изображаемого пространства) и разрешающую способность оптической системы, поле зрения.
Д., наиболее сильно ограничивающая световой пучок, падающий на оптич. систему, наз. апертурной, или действующей. Изображением апертурной Д. Q1Q2 (рис. 1) в предшествующей ей части оптич. системы L1 (в пр-ве предметов) явл. входной зрачок Р1Р2 системы; изображение Д. в последующей части
157
системы L2 — выходной зрачок Р'1P'2. Входной зрачок Р1Р2 ограничивает угол раствора пучков лучей, идущих от точки О объекта АВ; выходной зрачок Р'1Р'2 играет ту же роль для лучей, идущих от точки О' изображения объекта А'В'. С увеличением апертурной Д. (апертуры)
Рис. 1.
растёт освещённость изображения. В фотогр. объективах для плавного изменения освещённости применяют т. н. ирисовую диафрагму.
Уменьшение действующего отверстия оптич. системы (диафрагмирование) улучшает кач-во изображения, т. к. при этом из пучка лучей устраняются краевые лучи, на ходе к-рых в наибольшей степени сказываются аберрации. Диафрагмирование увеличивает также глубину резкости. С другой стороны, уменьшение действующего отверстия снижает из-за дифракции света на краях Д. разрешающую способность оптич. системы. В связи с этим апертура оптич. системы должна иметь оптимальное значение. Другие Д., имеющиеся в оптич. системе, гл. обр. препятствуют прохождению через систему лучей от точек объекта, расположенных в стороне от главной оси оптич. системы. Наиболее эфф. в этом отношении Д. наз. Д. п о л я з р е н и я. Она определяет, какая часть пр-ва может быть изображена оптич. системой. Из центра входного зрачка Р1Р2 Д. поля зрения L1L2 видна под наименьшим углом (рис. 2).
Рис. 2.
Д. поля зрения сильнее всего ограничивает лучи, идущие от удалённых от оси точек объекта АВ.
• см. лит. при ст. Окуляр.
ДИАФРАГМА в электронной и ионной оптике, отверстие в проводящей пластинке; применяется для ограничения поперечного сечения и изменения угла раствора (апертуры) пучка заряж. ч-ц. Круглая Д., имеющая электрич. потенциал и помещённая во внеш. электрич. поле, представляет собой простейшую осесимметричную электростатич. линзу (см. Электронные линзы). Если напряжённости поля по разные стороны пластинки вдали от отверстия равны соотв. Е1 и Е2, то фокусное расстояние f такой линзы приближённо равно: f=4j/(E1-Е2), где j — потенциал в центре Д. В зависимости от знака f Д. играет роль собирающей или рассеивающей линзы.
Комбинации Д., имеющие разл. потенциалы, также явл. электростатич. линзами. См. также Электронная и ионная оптика.
ДИГИДРОФОСФАТ КАЛИЯ (KDP), синтетич. кристалл, КН2РO4, плотн. 2,38 г/см3 при 20°С, Tпл=252°С, мол. м. 136,09. Оптически прозрачен в области l от 0,25 до 1,7 мкм. Водорастворим и гигроскопичен. Сегнетоэлектрик с точкой Кюри ТC=-151°С; точечная группа симметрии выше точки Кюри 4 2 m, ниже точки Кюри — mm2. Выражены пьезоэлектрич., электрооптич. и нелинейные оптич. св-ва, особенно вблизи ТC. Кристаллы с замещением К на Rb или Cs и (или) Р на As химически изоморфны с KDP и имеют аналогичные симметричные и физ. св-ва. Исключение — CsH2PO4 (CDP). Это сегнетоэлектрик с точечной симметрией 2/m и 2 (выше и ниже TС=119°С). Кристаллы дигидрофосфата и дигидроарсената аммония (ADP и ADA) выше ТC изоморфны с KDP, а ниже ТC явл. антисегнетоэлектриками (точечная симметрия 222). У всех кристаллов группы KDP при замене Н на D наблюдается сильный сдвиг DTС в сторону высоких темп-р (DTС»100°С). В микроскопич. теории фазовых переходов типа порядок — беспорядок кристаллы KDP и ADP рассматриваются как модельные. Кристаллы группы KDP (кроме CsPO4) используются в электрооптике (для модуляции добротности лазеров, управления световыми пучками и т. д.) и в нелинейной оптике (для параметрич. генерации света, умножения частоты света и т. д.).
Н. В. Переломова.
ДИЛАТОМЕТР (от лат. dilato — расширяю и греч. metreo — измеряю), прибор, измеряющий изменение размеров тела, вызванное воздействием темп-ры, давления, электрич. и магн. полей, ионизирующих излучений и
Схема оптико-механич. дилатометра: 1 — исследуемый образец; 2 — шток; 3 — зажим; 4 — зеркало, прикреплённое к валику 5; 6 — магнит, притягивающий зажим; 7 — источник света; 8 — зрит. труба. При изменении размеров образца зажим опускается (или поднимается) и поворачивает валик с зеркалом. По величине угла, на к-рый нужно переместить зрит. трубу, чтобы увидеть световой луч, можно определить изменение размеров тела.
др. факторов. В оптико-механических Д. (чувствительность ~10-6—10-7 см) изменение размеров образца вызывает соответствующее смещение светового указателя (рис.). В ёмкостных Д. (чувствительность ~10-9 см) изменение размеров образца изменяет ёмкость конденсатора, к-рый служит датчиком. В и н д у к ц и о н н ы х Д. (чувствительность ~10-9 см) при изменении размеров образца изменяется взаимное положение двух катушек индуктивности, а следовательно, их индуктивность взаимная. В интерференционных Д. (чувствительность ~10-8 см) исследуемый образец помещают между двумя оптич. пластинами и получают интерференц. картину при освещении их монохроматич. светом; об изменении размеров образца судят по смещению интерференц. полос. В радиорезонансных Д. (чувствительность до 10-12 см) датчиком служит объёмный резонатор, стенки к-рого могут быть изготовлены из исследуемого материала; об изменении размеров стенки резонатора судят по изменению резонансной частоты. Изменение размеров образца может быть установлено с помощью методов рентгеновского структурного анализа по изменению параметров крист. решётки образца.
Конструкции Д. обычно предусматривают возможность изменения внеш. воздействий на образец. Особое внимание уделяют учёту расширения (сжатия) окружающих образец тел (передающих звеньев Д. и др.).
Для жидких и газообразных в-в рассматривается только объёмное расширение, к-рое устанавливается с помощью калиброванного капилляра, сообщающихся сосудов, определения объёма жидкости, вытекающей из целиком заполненного резервуара при нагревании.
ДИЛАТОМЕТРИЯ, раздел физики и измерит. техники, изучающий зависимость изменения размеров тела от воздействий внеш. условий: темп-ры, давления, электрич. и магн. полей, ионизирующих излучений и т. д. В основном Д. изучает тепловое расширение тел и его разл. аномалии (при фазовых переходах и др.). Приборы, применяемые в Д., наз. дилатометрами.
ДИНА (от греч. dynamis — сила) (дин, dyn), единица силы в СГС системе единиц.
1 дин=1 г•см/с2=10-5 Н=1,02•10-6 кгс.
ДИНАМИКА (от греч. dynamis — сила), раздел механики, посвящённый изучению движения матер. тел под действием приложенных к ним сил. В основе Д. лежат Ньютона законы механики, из к-рых получаются все ур-ния и теоремы, необходимые для решения задач Д.
Согласно первому закону (закону инерции), матер. точка, на к-рую не действуют силы, находится в состоянии покоя или равномерного прямолинейного движения по отношению к инерциальной системе отсчёта; изменить это состояние может только действие силы. Второй закон, являющийся осн. законом Д., устанавливает, что при действии силы матер. точка (или поступательно движущееся тело) с массой т получает ускорение w, определяемое равенством
mw=F. (1)
158
Третьим законом явл. закон о равенстве действия и противодействия. Когда к телу приложено неск. сил, F в ур-нии (1) означает их равнодействующую. Этот результат следует из закона независимости действия сил, согласно к-рому при действии на тело неск. сил каждая из них сообщает телу такое же ускорение, какое она сообщила бы, если бы действовала одна.
В Д. рассматриваются два типа задач, решения к-рых для матер. точки (или поступательно движущегося тела) находятся с помощью ур-ния (1). Задачи первого типа состоят в том, чтобы, зная движение тела, определить действующие на него силы. Классич. примером решения такой задачи явл. открытие Ньютоном закона всемирного тяготения: зная установленные И. Кеплером на основании обработки результатов наблюдений законы движения планет (см. Кеплера законы), Ньютон показал, что это движение происходит под действием силы, обратно пропорц. квадрату расстояния между планетой и Солнцем. В технике такие задачи возникают при определении сил, с к-рыми движущиеся тела действуют на связи, т. е. другие тела, ограничивающие их движение (см. Связи механические), напр. при определении сил давления колёс на рельсы, а также при нахождении внутр. усилий в разл. деталях машин и механизмов, когда законы движения этих машин (механизмов) известны.
Задачи второго типа явл. в Д. основными и состоят в том, чтобы по действующим на тело силам определить закон его движения. Для решения этих задач необходимо знать т. н. нач. условия, т. е. положение и скорость тела в момент начала его движения под действием заданных сил. Примеры таких задач: по величине и направлению скорости снаряда в момент его вылета из канала ствола (нач. скорость) и действующим на снаряд при его движении силе тяжести и силе сопротивления воздуха найти закон движения снаряда, в частности его траекторию, горизонтальную дальность полёта, время движения до цели; по известным скорости автомобиля в момент начала торможения и силе торможения найти время движения и путь до остановки; по силе упругости рессор и весу кузова вагона определить закон его колебаний.
Задачи Д. для тв. тела (при его непоступат. движении) и разл. механич. систем решаются с помощью ур-ний, к-рые получаются как следствия второго закона Д., применяемого к отд. ч-цам системы или тела; при этом ещё учитывается равенство сил вз-ствия между этими ч-цами (третий закон Д.). В частности, таким путём для тв. тела, вращающегося вокруг неподвижной оси г, получается ур-ние:
Ize=Mz, (2)
где Iz — момент инерции тела относительно оси вращения, e — угл. ускорение тела, Mz — вращающий момент, равный сумме моментов действующих сил относительно оси вращения. Если известен закон вращения, то ур-ние (2) позволяет найти вращающий момент (задача первого типа); если же известны вращающий момент и нач. условия, т. е. нач. положение тела и нач. угл. скорость, то из ур-ния (2) можно найти закон вращения (задача второго типа).
При изучении движения механич. систем часто применяют т. н. общие теоремы Д., к-рые также могут быть получены как следствия второго и третьего законов Д. К ним относятся теоремы о движении центра масс (или центра инерции) и об изменении количества движения, момента количеств движения и кинетич. энергии системы. Иной путь решения задач Д. связан с использованием вместо второго закона Д. принципов механики (см. Д'Аламбера принцип, Д'Аламбера — Лагранжа принцип, Вариационные принципы механики) и получаемых с их помощью ур-ний движения, в частности Лагранжа уравнений механики.
Ур-ние (1) и все следствия из него справедливы только при изучении движения по отношению к т. н. инерц. системе отсчёта, к-рой для движения внутри Солн. системы с высокой степенью точности явл. звёздная система (система отсчёта с началом в центре Солнца и осями, направленными на удалённые звёзды), а при решении большинства инженерных задач — система отсчёта, связанная с Землёй. При изучении движения по отношению к неинерц. системам отсчёта, т. е. системам, связанным с ускоренно движущимися или вращающимися телами, ур-ние движения можно также составлять в виде (1), если к силе F прибавить т. н. переносную и Кориолиса силы инерции (см. Относительное движение). Такие задачи возникают при изучении влияния вращения Земли на движение тел по отношению к земной поверхности, а также при изучении движения разл. приборов и устройств, установленных на движущихся объектах (судах, самолётах, ракетах и др.).
Помимо общих методов изучения движения тел под действием сил, в Д. рассматриваются спец. задачи: теория гироскопа, теория механич. колебаний, теория устойчивости движения, теория удара, механика тел переменной массы и др. С помощью законов Д. изучается также движение сплошной среды, в частности упруго и пластически деформируемых тв. тел, жидкостей и газов (см. Упругости теория, Пластичности теория, Гидроаэромеханика, Газовая динамика). Наконец, в результате применения методов Д. к изучению движения конкретных объектов возник ряд спец. дисциплин: небесная механика, внеш.
баллистика, Д. автомобиля, самолёта, динамика ракет и т. п.
• См. лит. при ст. Механика.
ДИНАМИКА РАЗРЕЖЕННЫХ ГАЗОВ, раздел газовой динамики, в к-ром при изучении течения газа низкой плотности учитывается его дискретная мол. структура. Методы Д. р. г., основанные на молекулярно-кинетич. теории газов, применяются для определения теплового и силового воздействия газа на поверхности летат. аппаратов, движущихся на больших высотах, а также при расчёте движения газов в вакуумных системах, истечения струй в пр-во с низким давлением и в задачах мол. физики.
Критерием, характеризующим степень разреженности движущегося газа, явл. число Кнудсена Kn»l/L, где l — ср. длина свободного пробега молекул в газе, L — характерный размер течения. Предположение о сплошности среды, лежащее в основе теор. методов гидроаэромеханики и газовой динамики, строго выполняется лишь в предельном случае Kn®0, а практически оно оказывается справедливым уже при Kn<10-3.
В другом предельном случае Kn®¥ существенную роль играют только столкновения молекул газа с обтекаемыми телами, а роль межмол. столкновений незначительна. Поэтому набегающий на поверхность тела поток молекул и поток молекул, отражённый от поверхности, рассматриваются как невзаимодействующие. При этом из ур-ний движения молекул можно определить баланс между приносимыми к поверхности и уносимыми от неё потоками массы, импульса и энергии, если известен механизм вз-ствия молекул газа с поверхностью. Такая схема позволяет с достаточной для практики точностью рассчитать аэродинамич. хар-ки разл. тел уже при Kn>1. Режим течения, для к-рого справедливы указанные предположения, наз. с в о б о д н о м о л е к у л я р н ы м. Одной из приближённых схем описания вз-ствия молекул газа с тв. поверхностью при свободномол. течении является т. н. зеркально-диффузная схема, согласно к-рой часть молекул отражается диффузно в соответствии с законом косинуса (Ламберта законом), а остальные молекулы — зеркально, т. е. по закону — угол падения равен углу отражения. Отношение кол-ва диффузно рассеянных молекул к общему их числу определяет степень диффузности f рассеяния (при f=0 происходит только зеркальное отражение, при f=1 — только диффузное). Обмен энергией при вз-ствии молекул с тв. поверхностью характеризуют коэфф. аккомодации а, определяющим изменение энергии молекулы после её отражения от поверхности. Значения а меняются от 0 до 1. Если после
159
отражения энергия молекулы не изменилась, то a=0, если же ср. энергия отражённых молекул, характеризующая темп-ру газа, соответствует темп-ре стенки, то a=1. В общем случае коэффициенты f и a зависят от скорости столкновения молекул с поверхностью, от материала и темп-ры этой поверхности, от степени её гладкости, наличия на ней адсорбиров. молекул газа и т. д. Переход от течения сплошной среды (Kn®0) к свободномол. течению (Kn®¥), напр. при увеличении высоты полёта, осуществляется через ряд промежуточных режимов течения разреженного газа. Каждому из них соответствует определ. диапазон конечных значений числа Kn. В переходном режиме оказывается важным как учёт межмол. столкновений, так и столкновений молекул газа с поверхностью обтекаемого тела. Для этого режима течения характерно проявление ряда сложных неравновесных мол. процессов, строгое теор. описание к-рых в промежуточной области чисел Kn представляет огромные матем. трудности, связанные с решением интегродифф. ур-ния Больцмана для изменения во времени и в пр-ве ф-ции распределения молекул по скоростям (см. Кинетическая теория газов). Поэтому широко применяются приближённые теор. методы, позволяющие распространить теор. модели свободномол. течения и течения сплошной среды на режимы, соответствующие промежуточной области значения чисел Kn, близких к предельным. Так, разработаны приближённые методы расчёта аэродинамич. хар-к тел в случае, когда учитываются лишь однократные столкновения падающих на поверхность и отражённых от неё молекул (режим, примыкающий к свободномол. течению). Ур-ния газовой динамики сплошной среды применяют и при Kn>10-3, но с новыми граничными условиями, учитывающими характерные для течения разреженного газа условия «скольжения» и «скачка темп-ры». Первое условие состоит в том, что параллельная стенке составляющая скорости газа на самой стенке отличается от нуля, а второе учитывает отличие темп-ры газа вблизи стенки от темп-ры стенки. Различные, постепенно сменяющие друг друга режимы течения — от свободномол. до континуального — наблюдаются в классич. задаче Д. р. г. об обтекании газом плоской полубесконечной пластинки (рис. 1).
При рассмотрении сверхзвук. обтекания затупленных тел в режимах, примыкающих к течению сплошной среды, число Kn определяют как отношение длины свободного пробега ls молекул в сжатом слое газа за отошедшей от тела ударной волной к характерному размеру тела. В случае
полёта сферич. тела радиусом R»1 м со скоростью v»10 км/с и постепенном увеличении высоты полёта (уменьшении числа Kn=ls/R) можно выделить след. режимы, а) При Kn<0,5•10-3 (что соответствует выcoтaм~70 км) течение явл. континуальным. Ударная волна толщиной порядка неск. ls и вязкий пограничный слой на поверхности сферы разделены областью, где вязкость газа несущественна.
Рис. 1. Схема развития течения газа около плоской полубесконечной тонкой пластины, обтекаемой сверхзвук. потоком под углом атаки: А — область свободномол. течения с однократными столкновениями; В — область с многократными столкновениями; С — область течения со скольжением; D — континуум; 1 — ударная волна; 2 — граница пограничного слоя; 3 — макроскопич. движение потока молекул (масштабы зон и областей не соблюдены).
б) При Kn»0,5•10-2 (увеличение высот до 85 км) отошедшая ударная волна и пограничный слой на теле утолщаются, а затем смыкаются. Перед сферой образуется сплошная область (рис. 2, а). Уменьшение числа столкновений между молекулами в сжатом слое приводит к запаздыванию в установлении равновесия
Рис. 2. Фотография обтекания сферы диам. 15 мм: а — в разреженном газе при числах Маха М=3,7 и Kn=2,5•10-2; б — в сплошной среде.
по колебат. степеням свободы молекул. Граничные условия на поверхности сферы соответствуют скольжению молекул и скачку темп-ры. Течение разреженного газа, соответствующее диапазону 0,5•10-3<Kn< 0,5•10-2, иногда наз. течением со скольжением, в) При Kn ~ 0,1 (высота 105 км), когда ls становится сравнимой с поперечным размером сжатого слоя, в окрестности передней критич. точки сферы не успевает установиться равновесие по вращат. и поступат. степеням свободы молекул.
Отошедшая ударная волна не формируется. г) При дальнейшем увеличении числа Kn механизм обтекания целиком определяется дискр. структурой среды. Время пребывания каждой молекулы вблизи тела характеризуется всего неск. столкновениями. Дальнейшее уменьшение плотности газа приводит к свободномол. течению, граница к-рого в данном случае соответствует высоте »200 км.
Рис. 3. Изменение коэфф. лобового сопротивления сферы Сх и относительного теплового потока q/q0 в передней критич. точке сферы в промежуточной области чисел Kn: q0 — тепловой поток, рассчитанный по теории пограничного слоя (Kn®0); 1 — эксперимент для сильного охлаждения сферы при М>5; 2 — расчёт для сильно охлаждённой сферы при Kn®¥, a=1.
В рассмотренном диапазоне чисел Kn величины теплового потока q и коэфф. сопротивления Сх изменяются от значений, соответствующих течению сплошной среды, до значений, соответствующих свободномол. режиму, как это показано на рис. 3. С помощью методов Д. р. г. рассматриваются также задачи исследования хар-к течения в отверстиях, вакуумных трубопроводах и каналах. Важным для техн. приложений явл. изучение законов уменьшения пропускной способности каналов разл. форм и размеров при увеличении числа Kn. Исследуются эффекты разреженности при течении газов в соплах и струях двигателей, работающих на больших высотах.
Ввиду чрезвычайных матем. трудностей теор. методов исследования Д. р. г., важное значение имеет эксперимент (см. Аэродинамические измерения). Эксперим. исследования течений разреженного газа проводятся на спец. вакуумных аэродинамических трубах, оборудованных мощными системами откачки, включающими форвакуумные, пароструйные и криогенные насосы. Применяемые на этих установках методы обладают рядом специфич. особенностей по сравнению с методами, используемыми в обычных аэродинамич. установках. Малые плотности газа, низкие по абс. величинам, тепловые потоки и аэродинамич. силы требуют применения высокочувствит. датчиков и приборов, а также принципиально новых физ. методов диагностики. Так, широко используется
160
электронно-пучковая диагностика, основанная на регистрации интенсивности видимого, УФ и рентг. излучения молекул газа, возбуждаемых пучком быстрых (10—30 кэВ) эл-нов. Этот метод позволяет проводить визуализацию течения, а также измерять локальные величины плотности, темп-ры, скорости потока, а также концентрации компонентов разреженной смеси газов.
• К о г а н М. Н., Динамика разреженного газа, М., 1967; Паттерсон Г. Н., Молекулярное течение газов, пер. с англ., М., 1960; Кошмаров Ю. А., Рыжов Ю. А., Прикладная динамика разреженного газа, М., 1977; Экспериментальные методы в динамике разреженных газов, под ред. С. С. Кутателадзе, Новосиб., 1974; Кошмаров ,Ю. А., Рыжов Ю. А., Свирщевский С. Б., Экспериментальные методы в механике разреженного газа, М., 1981; Б е р д Г., Молекулярная газовая динамика, пер. с англ., М., 1981.
А. В. Иванов.
ДИНАМИКА РАКЕТ (ракетодинамика), наука о движении летат. аппаратов, снабжённых реактивными двигателями. Наиболее важная особенность полёта ракеты с работающим (развивающим тягу) двигателем — существенное изменение её массы во время движения вследствие сгорания топлива. Так, одноступенчатые ракеты в процессе набора скорости теряют до 90% первоначальной (стартовой) массы. Законы движения ракеты при работающем двигателе изучаются в механике тел переменной массы.
Труды И. В. Мещерского и К. Э. Циолковского в кон. 19 — нач. 20 вв. заложили теор. основу Д. р. Быстрое развитие Д. р. началось после окончания 2-й мировой войны в связи с ростом ракетостроения в ряде промышленно развитых стран (СССР, США, Великобритания и др.).
Важнейшие разделы Д. р.: 1) изучение движения центра масс (центра тяжести) ракет, т. е. создание теории, посвящённой решению траекторных задач,— определение скорости на разл. высотах, перегрузок, обусловленных реактивной силой, дальности и продолжительности полёта, условий мягкой посадки на планеты и др.; 2) изучение движения ракет относительно центра масс — исследование стабилизации ракет, возможности маневрирования и управления ими, наведения их на заданную цель, стыковки летат. аппаратов с ракетными двигателями при движении в косм. пр-ве; 3) эксперим. Д. р., где изучаются методы исследования движения ракет с использованием оптич. и радиотехн. приборов для определения геом., кинематич. и динамич. хар-к полёта. Особенно важны исследования натурных объектов в реальном полёте, осуществляемые с помощью телеметрии, позволяющей записывать до 500 параметров, характеризующих поведение объекта.
К задачам Д. р. относится также программирование величины и направления реактивной силы для
получения при имеющемся кол-ве топлива (горючего и окислителя) наилучших лётных хар-к, обеспечивающих достижение цели полёта (напр., макс. дальности полёта, мин. времени полёта до цели, макс. кинетич. энергии в конце работы двигателя). Такие задачи решаются методами вариационного исчисления и способствуют развитию самих этих методов. В связи с созданием очень больших ракет на жидком топливе успешно развиваются новые разделы Д. р., в к-рых изучается движение корпуса ракеты с учётом колебаний жидкого топлива в её баках, а также исследуется движение ракеты как упругого тела. При решении таких (многопараметрических) задач применяют ЭВМ.
Для динамики управляемых ракет (напр., зенитных управляемых ракет, ракет противоракетной обороны) нек-рые из внеш. воздействий имеют вероятностный хар-р и количественно определяются «случайными» функциями времени. Решение таких задач требует использования теории вероятностных процессов. В связи с проблемой обеспечения надёжности полёта возникли задачи оптимизации программ управления объектом, обеспечивающих заданную вероятность безотказной работы системы.
• Гродзовский Г. Л., Иванов Ю. Н., Токарев В. В., Механика космического полета. Проблемы оптимизации, М., 1975; Ильин В. А., К у з м а к Г. Е., Оптимальные перелеты космических аппаратов с двигателями большой тяги, М., 1976; Кротов В. Ф., Букреев В. 3., Гурман В. И., Новые методы вариационного исчисления в динамике полета, М., 1969; М и е л е А., Механика полета, пер. с англ., т. 1, М., 1965; Справочное руководство по небесной механике и астродинамике, под ред. Г. Н. Дубошина, 2 изд., М., 1976; Циолковский К. Э., Реактивные летательные аппараты, М., 1964. См. также лит. при ст. Механика тел переменной массы.
ДИНАМИТРОН, разновидность каскадного генератора.
ДИНАМИЧЕСКАЯ ВЯЗКОСТЬ, см. Вязкость.
ДИНАМИЧЕСКАЯ ПОЛЯРИЗАЦИЯ ЯДЕР, совокупность методов ориентации яд. спинов в-ва в заданном направлении под действием ВЧ эл.-магн. полей (см. Ориентированные ядра).
• Ацаркин В. А., Динамическая поляризация ядер в твердых диэлектриках, «УФН», 1978, т. 126, в. 1. См. также лит. при ст. Ориентированные ядра.
ДИНАМИЧЕСКИЙ МАСС-СПЕКТРОМЕТР, см. в ст. Масс-спектрометр.
ДИНАМО-ЭФФЕКТ (гидромагнитное динамо), самовозбуждение магн. полей вследствие движения проводящей жидкости или газовой плазмы. Д.-э. привлекают для объяснения происхождения и поддержания магн. полей Земли и др. планет с жидким ядром, Солнца и звёзд. Если магн. поле косм. тела содержит в кач-ве составляющих п о л о и д а л ь н о е поле (с силовыми линиями, направленными по меридианам, как у диполя) и т о р о и д а л ь н о е поле (с линиями поля, направленными по параллелям), то при дифф. вращении
тела (когда его слои на разных глубинах имеют различные угл. скорости вращения) силовая линия полоидального поля, проходящая через разные слои, закручивается — одни её части уходят вперёд по сравнению с другими. В результате тороидальное поле усиливается. Рост его энергии происходит за счёт энергии вращения слоев тела, поэтому с возрастанием тороидального поля относительное вращение слоев должно тормозиться, если оно не поддерживается чем-либо другим. Усиление тороидального поля может привести к усилению полоидального или препятствовать его затуханию, если между ними имеется обратная связь. Такую связь может обусловить, напр., тепловая конвекция, причём конвективные движения не должны быть осесимметричными (в осесимметрич. системе Д.-э. невозможен). Для Земли последнее условие выполняется (ось. вращения Земли и её магн. ось не совпадают). Д.-э. для Земли связывают с конвективным движением проводящего в-ва её жидкого ядра и с всплытием в этой среде более лёгких примесей под действием архимедовой силы. Конвективные движения приподнимают силовые линии тороидального поля и при определ. условиях они могут образовывать петли, к-рые потом сливаются с полоидальным полем и усиливают его. Теория Д.-э. приводит также к возможности самообращения магн. оси (переполюсовке магн. поля Земли) и долгопериодич. колебаниям геомагн. поля (вековым вариациям), что отражает реальные св-ва земного магн. поля. Магн. поля Солнца и звёзд в целом, а также их локальные поля, напр. поля пятен и активных областей, также могут быть в принципе объяснены Д.-э.
• П и к е л ь н е р С. Б., Основы космической электродинамики, М., 1961; О р а е в с к и й В. Н., Плазма на Земле и в космосе, К., 1980; Гудзенко Л. И., В поисках природы солнечных пятен, М., 1972 (Новое в жизни, науке, технике. Сер. «Физика»).
ДИОПТРИКА (греч. dioptrika, от dia — через, сквозь и opteuo — вижу), традиционное (постепенно выходящее из употребления) назв. раздела геометрической оптики, в к-ром рассматривается преломление света при прохождении его через отд. преломляющие поверхности и системы таких поверхностей. Термин «Д.» часто применяется по отношению к глазу: Д. глаза — описание св-в глаза как оптич. прибора.
ДИОПТРИЯ (дп, D), единица оптич, силы линз и др. осесимметричных оптич. систем; 1 дп равна оптич. силе линзы или сферич. зеркала с, фокусным расстоянием 1 м.
ДИПОЛЬ (от греч. di — приставка, означающая дважды, двойной, и polos — полюс) электрический, совокуп-
161
ность двух равных по абс. величине разноимённых точечных зарядов (+е, -е), находящихся на нек-ром расстоянии l друг от друга. Осн. хар-кой электрич. Д. явл. его дипольный момент (ДМ) — вектор р, численно равный произведению l на е:p=el; принято считать, что вектор р направлен от отрицат. заряда (-е) к положительному (+е; рис. 1).
Рис. 1.
ДМ определяет электрич. поле Д. на большом расстоянии R от Д. (R>>l), а также воздействие на Д. внеш. электрич. поля.
Вдали от Д. напряжённость его электрич. поля Е убывает с расстоянием как 1/R3, т. е. быстрее, чем поле точечного заряда (~-1/R2). Компоненты напряжённости поля Е вдоль оси Д. (Eр) и в перпендикулярном направлении (Е┴) пропорциональны р и в Гаусса системе единиц равны:
где О — угол между р и радиусом-вектором R точки пр-ва, в к-рой из-
Рис. 2. Электрич. поле диполя: E — напряжённость поля в точке А, находящейся на расстоянии R от центра диполя; Ep и E┴ — параллельная и перпендикулярная оси диполя компоненты поля Е.
меряется поле Д.; полная напряжённость Е=Ö(Е2р+E2┴). Т. о., на оси Д., т. е. при q=0, Ер вдвое больше, чем при q=90° (Е┴=0 в обоих случаях); направление Ер в первом случае параллельно р, во втором — антипараллельно (рис. 2).
Действие внеш. электрич. поля на Д. также пропорц. р. Однородное внеш. электрич. поле Е создаёт вращающий момент M=pEsina (a — угол между Е и р; рис. 3), стремящийся повернуть Д. так, чтобы его ДМ был направлен по полю. В неоднородном электрич. поле на Д., кроме вращающего момента, действует также сила, стремящаяся втянуть Д. в область более сильного поля (рис. 4).
Электрич. поле любой в целом нейтр. системы на расстояниях, значительно больших её размеров, приближённо совпадает с полем эквивалентного Д.—
электрич. полем Д. с таким же ДМ, как и у системы зарядов. Поэтому во мн. случаях электрич. Д. явл. хорошим приближением для описания таких систем на расстояниях, значительно превышающих размеры системы (см. Излучение). Напр., полярные молекулы можно приближённо рассматривать как электрич. Д.
Рис. 3. Электрич. диполь в однородном внеш. электрич. поле Е. Пара сил -F и +F стремится повернуть диполь в направлении поля.
Рис. 4. Электрич. диполь в неоднородном электрич. поле в случае, когда ДМ р направлен по полю. Сила F2 больше силы F1 результирующая сила F=f2-F1 стремится переместить диполь в область большей напряжённости внеш. поля.
Рис. 5. Магн. момент р кругового тока I радиуса а.
Атомы, неполярные молекулы и ионы в электрич. поле приобретают ДМ, т. к. составляющие их заряж. ч-цы несколько смещаются под действием внеш. поля (см. Поляризуемость).
Электрич. Д. с изменяющимся во времени ДМ (вследствие изменения его длины или зарядов) явл. источником эл.-магн. излучения.
Д. магнитный. Исследование вз-ствий полюсов пост. магнитов (франц. физик Ш. Кулон, 1785) привело к представлению о существовании магн. зарядов. Пара таких зарядов, равных по величине и противоположных по знаку, рассматривалась как магн. Д., обладающий магн. ДМ. Позднее было установлено, что магн. зарядов не существует, а магн. поля создаются движущимися электрич. зарядами. Однако понятие «магн. ДМ» оказалось целесообразным сохранить, поскольку на больших расстояниях от замкнутых проводников с током магн. поля оказались такими же, как если бы их порождали магн. Д. Поле магн. Д. на больших расстояниях от Д. рассчитывается по тем же ф-лам, что и поле электрич. Д., причём с заменой электрич. ДМ на магн. момент тока. Магн. момент системы токов определяется силой и распределением токов. В простейшем случае тока I, текущего по круговому контуру (витку) радиуса а, магн. момент в системе Гаусса равен: р= ISn/c, где S=na2 — площадь витка, а n — единичный вектор, перпендикулярный плоскости витка и направленный так, что с его конца ток виден
текущим против часовой стрелки (рис. 5).
Аналогию между магн. Д. и витком с током можно проследить при рассмотрении действия магн. поля на ток. В однородном магн. поле на виток с током действует момент сил, стремящийся ориентировать виток так, чтобы его магн. момент был направлен
по полю; в неоднородном магн. поле такие замкнутые токи («магн. Д.») втягиваются в область с большей напряжённостью поля. На вз-ствии неоднородного магн. поля с магн. Д. основано, напр., разделение ч-ц с разл. магн. моментами — ат. ядер, атомов, молекул. Пучок ч-ц, проходя через неоднородное магн. поле, разделяется, т. к. поле сильнее изменяет траектории ч-ц с большим магн. моментом.
Вблизи от витка с током аналогия его с магн. Д. (теорема эквивалентности) несправедлива. Так, напр., в центре кругового витка напряжённость магн. поля не только не равна
Рис. 6. Магн. поле вблизи кругового тока I (а) и магн. поля (б); на больших расстояниях поля одинаковы.
напряжённости поля эквивалентного Д., но даже противоположна ей по направлению (рис. 6).
• Фейнман Р., Лейтон Р., Сэндс М., Фейнмановские лекции по физике, пер. с англ., в. 5 — Электричество и магнетизм, М., 1966; Калашников С. Г., Электричество, М., 1958 (Общий курс физики, т. 2); Тамм И. Е., Основы теории электричества, 9 изд., М., 1976.
ДИПОЛЬНОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ, излучение эл.-магн. волн, обусловленное изменением во времени электрич. дипольного момента излучающей системы. См. Излучение.
ДИПОЛЬНЫЙ МОМЕНТ электрический, величина, характеризующая электрич. св-ва системы заряж. ч-ц. Д. м. р электронейтральной системы, состоящей из n заряж. ч-ц, равен:
,где ei—заряд i-той ч-цы, ri; — её радиус-вектор. Д. м. не зависит от выбора начала координат и определяется взаимным расположением и величинами зарядов в системе. Система из двух одинаковых по ве-
162
личине зарядов (-е, +е) образует электрич. диполь с Д. м. p=el, где l — расстояние между зарядами, к-рому приписывается направление от отрицат. заряда к положительному. Электрич. Д. м. определяет (в первом приближении) электрич. поле нейтр. системы на больших по сравнению с её размерами расстояниях и действие на неё внеш. полей. При изменении Д. м. такая система излучает эл.-магн. волны (дипольное излучение). В случае произвольной системы зарядов её электрич. поле может определяться мультиполями разл. порядков. О магнитном Д. м. см. Диполь, Магнитный момент.
ДИРАКА МОНОПОЛЬ, то же, что магнитный монополь.
ДИРАКА УРАВНЕНИЕ, релятивистское дифф. ур-ние для волн. ф-ции свободной (невзаимодействующей) ч-цы со спином 1/2 (эл-н, мюон, кварки и др.), описывающее изменение её состояния со временем. Получено англ. физиком П. Дираком (P. Dirac). в 1928 на основе требований релятивистской инвариантности, линейности (выражающей справедливость суперпозиции принципа), первого порядка по времени (чтобы состояние в данный момент определяло состояния во все последующие моменты времени). Для ч-цы со спином 1/2 этим требованиям удовлетворяет только система четырёх ур-ний, т. е. волн. ф-ция y должна состоять из четырёх компонент: y1, y2, y3, y4. При поворотах системы координат и преобразованиях Лоренца они преобразуются как пара
спинорных полей , образующих биспинор y:
Д. у. имеет вид системы четырёх ур-ний:
где m=0, 1, 2, 3; х1=х, х2=у, x3=z — пространств. координаты, x0=ct — временная (t — время); m — масса ч-цы; gm — матрицы Дирака, к-рые выражаются через двухрядные матрицы Паули s1, s2, s3 и единичную матрицу I:
Для свободной ч-цы Д. у. приводит к релятив. соотношению между импульсом (р), энергией (ξ) и массой ч-цы:
ξ2 = m2c4+p2c2, или ξ=±Ö(m2c4+p2c2);
для покоящейся ч-цы это соответствует ξ=±mc2 (энергия покоя ч-цы). Интервал энергий - mc2<ξ<mc2 явл. «запрещённым». В квант. теории поля (КТП) состояние ч-цы с отрицат. энергией интерпретируется как состояние античастицы, обладающей положит. энергией, но противоположным электрич. зарядом. Т. о., четыре независимых решения Д. у. описывают как состояние ч-цы со спином 1/2, так и состояние её античастицы, каждое с двумя возможными проекциями спина на направление импульса (+1/2 и -1/2). Эксперим. обнаружение позитрона (антиэлектрона), предсказанного Дираком, явилось триумфом
Д. у.
Д. у. взаимодействующих ч-ц содержит дополнит. слагаемое, учитывающее это вз-ствие. В квантовой электродинамике, объединённой теории слабого и эл.-магн. вз-ствий (см. Слабое взаимодействие), а также в квантовой хромодинамике вид этого слагаемого определяется требованием калибровочной симметрии. В электродинамике, напр., оно получается заменой производной d/dxm в Д. у. на d/dxm+ieAm /hc, где е — заряд ч-цы, а Аm — четырёхмерный потенциал эл.-магн. поля; слагаемое ieAm/hc описывает вз-ствие заряж. ч-цы с эл.-магн. полем. Аналогичные члены вз-ствия спинорной ч-цы с векторными калибровочными полями возникают и в др. названных теориях.
Заряж. ч-ца, описываемая Д. у., обладает магн. моментом eh/2mc (равным для эл-на магнетону Бора). Однако вз-ствие с вакуумом в КТП приводит к появлению дополнительного, т. н. аномального, магн. момента, к-рый для адронов оказывается особенно большим. Так, эксперим. значение магн. момента протона в 2,8 раза больше его нормальной («дираковской») величины.
В нерелятив. пределе Д. у. для эл-на переходит в Паули уравнение, объясняющее, в частности, тонкую структуру уровней энергии атома.
• См. лит. при ст. Квантовая механика.
А. В. Ефремов.
ДИСК РЭЛЕЯ [по имени англ. физика Дж. У. Рэлея (J. W. Rayleigh)], прибор для измерения колебательной
Обтекание диска потоком (диск поставлен под углом 45° к потоку; стрелками помечены силы давления).
скорости частиц в звук. волне. Представляет собой тонкую круглую пластинку из слюды или металла, подвешенную на тонкой (обычно кварцевой) нити, ориентированную под углом 45° (рис.) к направлению колебаний ч-ц среды (положение наибольшей чувствительности). В потоке, согласно Бернулли закону, диск стремится стать перпендикулярно к направлению скорости ч-ц; возникающий при этом вращающий момент уравновешивается за счёт упругости нити. В пост. потоке угол поворота Д. Р. пропорционален квадрату скорости ч-ц, при звук. колебаниях — квадрату амплитуды колебат. скорости, причём этот угол не зависит от частоты. По углу поворота диска определяют колебат. скорость и интенсивность звука.
Д. Р. применяется для калибровки приёмников звука в воздухе, а также в воде.
• Б л и н о в а Л. П., Колесников А. Е., Л а н г а н с Л. Б., Акустические измерения, М., 1971.
ДИСЛОКАЦИИ (от позднелат. dislocatio — смещение), дефекты кристалла, представляющие собой линии, вдоль и вблизи к-рых нарушено характерное для кристалла правильное расположение ат. плоскостей. Механические свойства кристаллов — прочность и пластичность в значительной мере обусловлены существованием Д. и их движением. Простейшими видами Д. явл. краевая и винтовая Д. Краевая Д. представляет собой линию, вдоль к-рой обрывается внутри кристалла край «лишней» полуплоскости (рис. 1, слева). Её образование можно описать при помощи след. операции: надрезать
Рис. 1. Краевая дислокация: слева — обрыв ат. плоскости внутри кристалла; справа — схема образования краевой дислокации.
кристалл по плоскости АВCD (рис. 1, справа), сдвинуть нижнюю часть относительно верхней на один период решётки 6 в направлении, перпендикулярном к АВ, а затем вновь сблизить атомы на противоположных краях разреза внизу. Вектор b, длина к-рого равна величине сдвига, наз. вектором Б ю р г е р с а. Электронные микроскопы с большой разрешающей способностью позволяют наблюдать специфичное для краевой Д. расположение ат. плоскостей, представленное на рис. 1. Плоскость, проходящая через вектор b и линию Д., наз. плоскостью скольжения.
Если вектор сдвига b не перпендикулярен, а параллелен границе надреза АВ, то получается винтовая
163
Рис. 2. Винтовая дислокация: слева — схема образования винтовой дислокации; посредине — расположение атомов в кристалле с винтовой дислокацией (атомы располагаются в вершинах кубиков); справа — расположение атомов в плоскости ABCD.
Д. (рис. 2, слева). Винтовая Д. имеет неск. плоскостей скольжения. Кристалл с винтовой Д. фактически состоит из одной ат. плоскости, приблизительно перпендикулярной оси винтовой Д. и закрученной в виде пологого геликоида (рис. 2, посредине). В точке выхода винтовой Д. на внешнюю поверхность кристалла (рис. 2, справа) возникает ступенька AD, равная по высоте проекции вектора b на нормаль к поверхности. В процессе кристаллизации атомы в-ва, выпадающие из пара или р-ра, легко присоединяются к ступеньке, что приводит к спиральному механизму роста кристалла (рис. 3).
Рис. 3. Спираль роста на поверхности кристалла парафина; ступень роста обрывается в точке выхода винтовой дислокации на поверхность.
Рис. 4. Поля упругих напряжений вокруг краевых дислокаций в кристалле кремния, выявленные методом фотоупругости. Дислокации пронизывают пластинку кремния перпендикулярно к плоскости рисунка.
Между предельными случаями краевой и винтовой Д. возможны любые промежуточные. В общем случае линия Д. может представлять собой произвольную пространств. кривую, вдоль к-рой вектор Бюргерса остаётся постоянным (и равным к.-л. вектору трансляции решётки), хотя ориентация Д. может изменяться.
Линии Д. не могут обрываться внутри кристалла, они должны либо быть замкнутыми, образуя петли, либо разветвляться на неск. Д., либо выходить на поверхность кристалла.
Рис. 5. а и б — отталкивающиеся и притягивающиеся дислокации; в и г — аннигиляция притягивающихся дислокаций.
Плотность Д. в кристалле определяется как ср. число линий Д., пересекающих внутри тела площадку в 1 м2, или как суммарная длина Д. в 1 м3. Плотность Д. обычно колеблется от 106 до 107 на 1 м2 в наиб. совершенных монокристаллах и до 1015—1016 на 1 м2 в
сильно искаженных (наклёпанных) металлах (см. ниже).
Участки кристалла вблизи Д. находятся в упругонапряжённом состоянии. Напряжения убывают обратно пропорц. расстоянию от Д. Поля напряжений вблизи отдельных Д. выявляются (в прозрачных кристаллах с низкой плотностью Д.) с помощью поляризов. света (рис. 4). Величина упругой энергии, обусловленной полем напряжений Д., пропорц. b2 и составляет обычно ~10-13 Дж на 1 м длины Д. При сближении двух Д. с одинаковыми векторами b (рис. 5, а) упругие напряжения около Д. увеличиваются и Д. отталкиваются. При сближении Д. с противоположными векторами Бюргерса их упругие поля взаимно компенсируются (рис. 5, б, в, г); Д. притягиваются и аннигилируют.
Движение дислокаций. Поскольку Д. обладает собств. полем напряжений, она под действием внешних приложенных к кристаллу напряжений испытывает силу, под действием к-рой приходит в движение, результатом чего является взаимное «проскальзывание» ат. плоскостей —пластич. деформация.
При перемещении Д. в плоскости скольжения в каждый данный момент разрываются и пересоединяются связи не между всеми атомами на плоскости скольжения, а только между теми атомами, к-рые находятся у линии Д. (рис. 6). Поэтому пластическая деформация сдвига может происходить при сравнительно малых внеш. напряжениях. Эти напряжения на неск. порядков ниже, чем напряжение, при к-ром может пластически деформироваться совершенный кристалл без Д. путём разрыва всех межат. связей в плоскости скольжения (теор. прочность на сдвиг, см. Пластичность).
Движение краевых Д. по нормали к плоскости скольжения (п е р е п о л з а н и е) осуществляется путём присоединения или отрыва вакансий от края плоскости (рис. 7). Оно связано с диффузионным переносом массы, пластич. деформацией и происходит при высоких темп-рах.
Рис. 6. Перемещение дислокации в плоскости скольжения сопровождается разрывом и пересоединением межат. связей атомов у линии дислокации.
Подвижность дислокаций. Движению Д. препятствует не только прочность разрываемых межат. связей, но и рассеяние фононов и электронов проводимости в упруго искажённой области кристалла, окружающей движущиеся Д. Движению Д. мешают также упругое вз-ствие с др. Д. и с примесными атомами, межзёренные границы в поликристаллах, ч-цы др. фазы в распадающихся сплавах, двойники (см. Двойникование) и др. дефекты в кристаллах. На преодоление этих препятствий тратится часть работы внеш. сил. Т. о., кристалл с Д. «мягче» бездефектного кристалла, но если он «набит» Д. и др. дефектами настолько, что они мешают друг другу, то
164
Рис. 7. Переползание краевой дислокации. Атомы лишней полуплоскости переходят в вакантные узлы решётки.
кристалл снова становится «жёстким».
Образование и исчезновение дислокаций. Обычно Д. возникают при образовании кристалла из расплава или из газообразной фазы (см. Кристаллизация). Методы выращивания бездислокац. монокристаллов очень сложны и разработаны только для немногих в-в. После тщательного отжига кристаллы содержат обычно 108—109 Д. на 1 м2. Притягивающиеся Д. с противоположными векторами Бюргерса, лежащие в одной плоскости скольжения, при сближении уничтожают друг друга (аннигилируют, рис. 5, б, в, г). Если такие Д. лежат в разных плоскостях скольжения, то для их аннигиляции требуется переползание. Поэтому при высокотемпературном отжиге, способствующем переползанию, плотность Д. понижается. Искривление ат. плоскостей вблизи Д. изменяет сечение рассеяния рентг. лучей и эл-нов. На этом основаны рентг. и электронно-микроскопич. методы наблюдения Д. (рис. 8).
Основными механизмами размножения Д. в ходе пластич. деформации являются т. н. источники Франка — Рида и двойное поперечное скольжение. Источником Франка — Рида может служить отрезок Д., закрепленный на концах. Под приложенным напряжением он прогибается,
Рис. 8. Электронно-микроскопич. снимок дислокац. структуры кристалла хрома после высокотемпературной деформации
пока не отщепится замкнутая петля Д. и восстановится исходный отрезок. При двойном поперечном скольжении точками закрепления служат концы отрезков винтовой Д., вышедшей в др. плоскость скольжения и повернувшей затем в плоскость, параллельную первичной.
Дислокационная структура деформированных кристаллов. Разрушение. С ростом пластич. деформации число
Д. растёт, ср. расстояния между ними сокращаются, их поля упругих напряжений взаимно перекрываются и скольжение Д. затрудняется (деформац. упрочнение). Чтобы скольжение Д. могло продолжаться, приложенное внеш. напряжение необходимо повысить. При дальнейшем размножении Д. внутр. напряжения могут достигать значений, близких к теор. прочности. При превышении предела прочности наступает разрушение кристалла — зарождаются и растут микротрещины (рис. 9).
Рис. 9. Ат. плоскости, окаймляющие трещину в кристалле фталоцианида меди: а — электронно-микроскопич. фото/рафия (межплоскостное расстояние 12,6 А); б — схема расположения ат. плоскостей.
Влияние дислокаций на физические свойства кристаллов. Д. влияют не только на такие механич. св-ва, как пластичность и прочность, для к-рых присутствие Д. явл. определяющим, но и на др. физ. св-ва кристаллов. Напр., с увеличением плотности Д. возрастает внутреннее трение, изменяются оптич. св-ва, повышается электросопротивление металлов. Д. увеличивают ср. скорость диффузии в кристалле, ускоряют старение и др. процессы, связанные с диффузией, уменьшают
хим. стойкость кристалла, так что в результате обработки поверхности кристалла спец. в-вами (травителями) в местах выхода Д. образуются видимые ямки. На этом основано выявление Д. в непрозрачных материалах методом избирательного травления (рис. 10).
Рис 10. Ряды дислокаций в плоскостях скольжения в кристалле LiF, выявленные. методом травления. Косые ряды — краевые дислокации, вертикальный ряд — винтовые.
• Б ю р е н X. Г. в а н, Дефекты в кристаллах, пер. с англ., М., 1962; Ф р и д е л ь Ж., Дислокации, пер. с англ., М., 1967; И н д е н б о м В. Л., Орлов А. Н., Физическая теория пластичности и прочности, «УФН»,
1962, т. 76, в. 3, с. 557; К о т т р е л л А. X., Теория дислокаций, пер. с англ., М., 1969; X и р т Дж., Лоте И., Теория дислокаций, пер. с англ., М., 1972. А. Н. Орлов.
ДИСПЕРСИИ ЗАКОН, 1) зависимость частоты со волны от её волнового вектора k (см. Дисперсия волн).
2) В квант. теории твёрдого тела Д. з.— зависимость энергии ξ квазичастицы от её квазиимпульса р: ξ=ξ(р). Периодич. строение кристаллов приводит к тому, что ξ(р) — периодич. ф-ция: ξ(p+2phb)=ξ(p), где b — произвольный вектор обратной решётки. Д. з. позволяет определить скорость квазичастицы v= dξ/dp, её эффективную массу и движение во внеш. силовых полях (слабых по сравнению с внутриатомными).
Знание Д. з. достаточно для вычисления термодинамич. хар-к тв. тела как «газа» квазичастиц. Так, энергия U газа квазичастиц в кристалле объёма V при темп-ре Т равна:
(интегрирование ведётся в пределах одной ячейки обратной решётки). Для вычисления термодинамич. хар-к удобно пользоваться плотностью энергетич. состояний v(ξ), т. е. числом состояний на ед. интервал энергии (ξ, ξ+dξ). Вблизи осн. состояния, где энергетич. состояние кристалла определяется квазичастицами:
Здесь j — тип квазичастицы; dSj — элемент площади на изоэнергетич. поверхности ξj(p)=ξ, по к-рой ведётся интегрирование; vj=│дξj/dp│.
Д. з. необходим для понимания кинетич. явлений в конденсиров. средах. Эффективность вз-ствия квазичастиц в большой мере зависит от их Д. з. В частности, нек-рые процессы столкновений (или взаимопревращений) квазичастиц запрещены, т. к. при этом для определённых Д. з. не выполняются законы сохранения квазиимпульса и энергии.
Д. з. квазичастиц вычисляют, исходя из симметрии кристалла или структуры среды и из предположений о силах, действующих между её атомами. Д. з. квазичастиц — бозонов определяют гл. обр. методом неупругого рассеяния нейтронов (см. Нейтронография) и фотонов (см., напр., Мандельштама — Вриллюэна рассеяние), а также по резонансным эффектам. Все эти методы объединяет общая идея: рождение или гибель бозона сопровождается изменением энергии и импульса др. ч-цы с известным Д. з. Законы сохранения квазиимпульса и энергии квазичастицы позволяют определить её Д. з.
165
Для фермионов Д. з. определяют, как правило, по поведению проводников в сильном пост. магн. поле (см. Де Хааза — ван Альфена эффект, Циклотронный резонанс, Размерные эффекты). Общая идея этих методов — выделение небольшой группы квазичастиц — фермионов, ответственных за эффект. При движении в магн. поле энергия заряж. ч-цы не изменяется, т. е. ч-ца движется по изоэнергетич. поверхности, форма и размеры к-рой проявляются в наблюдаемых эффектах, если между столкновениями ч-ца успеет неск. раз описать траекторию. Этому благоприятствует увеличение магн. поля.
3) В теории квант. жидкостей Д. з.— зависимость энергии элем. возбуждения жидкости от импульса (см. Сверхтекучесть, Ферми-жидкость).
• См. лит. при ст. Квазичастица.
М. И. Каганов.
ДИСПЕРСИОННЫЕ ПРИЗМЫ, то же, что спектральные призмы.
соотношения между величинами, описывающими реакцию физ. системы на внеш. воздействие. Д. с. не зависят от конкретного механизма вз-ствия системы с внеш. воздействием и явл. прямым следствием принципа причинности, заключающегося в данном случае в том, что реакция системы по времени не может опережать внеш. воздействие.
Д. с. впервые были получены в теории дисперсии света как связь между показателями преломления и поглощения света в среде (или между действит. и мнимой частями диэлектрич. проницаемости — Крамерса — Кронига соотношения). В квант. механике и квант. теории поля (КТП) Д. с. выступают как связь между вещественной (Re) и мнимой (Im) частями амплитуд процессов. (Строгое доказательство Д. с. в КТП было впервые дано Н. Н. Боголюбовым в 1956.) Напр., для амплитуды рассеяния f двух ч-ц как ф-ции энергии ξ, f(ξ), Д. с. записываются в виде:
(Р — символ гл. значения интеграла), причём интегрирование ведётся по области энергии, где Imf¹0. В нек-рых случаях Д. с. допускают непосредств. проверку, к-рая в сущности означает проверку принципа причинности. Напр., для рассеяния на нулевой угол (рассеяние вперёд) мнимая часть амплитуды благодаря оптической теореме пропорц. полному сечению процесса, измеряемому экспериментально. Несколько более сложная процедура позволяет измерить также и веществ. часть амплитуды. Подставляя результаты этих измерений в Д. с. типа (*), можно судить, в какой степени выполняется это равенство.
Проведённая проверка показала, что вплоть до энергий, соответствующих расстояниям 5•10-16 см, равенство (* ), а следовательно, и принцип причинности выполняются.
Другая область применения Д. с. в теории элем. ч-ц связана с использованием унитарности условия и перекрёстной симметрии, к-рые позволяют выразить мнимую часть амплитуды одного процесса через амплитуды других процессов. Напр., в определ. области энергий мнимая часть формфактора протона связывается с амплитудой аннигиляции р+р^ ®p++p-. Т. о. удаётся установить взаимосвязь между разл. физ. процессами. Возникающая система ур-ний оказывается настолько широкой, что практически включает все возможные процессы, происходящие с элем. ч-цами, и не поддаётся матем. разрешению. В ряде случаев, однако, с помощью разл. приближений удаётся сузить систему взаимосвязей процессов и получить важные физ. результаты. В частности, на основе такого дисперс. анализа формфактора протона было получено предсказание существования r-мезона, к-рый вскоре был обнаружен экспериментально.
Несмотря на то что программа полного построения амплитуд процессов в рамках дисперс. подхода не нашла окончат. решения, Д. с. прочно вошли в аппарат теории элем. ч-ц и КТП и служат мощным инструментом исследования св-в амплитуд процессов.
• Боголюбов Н. Н., Медведев Б. В., Поливанов М. К., Вопросы теории дисперсионных соотношений, М., 1958; Хагедорн Р., Причинность и дисперсионные соотношения, пер. с англ., «УФН», 1967, т. 91, в. 1, с. 151.
А. В. Ефремов.
ДИСПЕРСИЯ ВОЛН (от лат. dispersio — рассеяние), зависимость фазовой скорости vф гармонич. волны от её частоты w. Простейшим примером явл. Д. в. в линейных однородных средах, характеризуемая т. н. дисперс. уравнением (законом дисперсии); оно связывает частоту и волн. число k плоской гармонич. волны: w=w(k) (а в анизотропных средах — частоту и волн. вектор k). Дисперс. уравнение может иметь неск. ветвей, к-рым соответствуют разл. типы волн (моды). Напр., в изотропной плазме — это ветви, относящиеся к эл.-магн., плазменным и ионно-звук. волнам.
Если фазовая скорость волн в нек-ром частотном интервале постоянна, говорят, что в этом интервале Д.в. отсутствует. Примером волн без дисперсии явл. эл.-магн. волны в вакууме. В большинстве случаев Д. в. обусловлена микромасштабными св-вами среды (колебаниями атомов и молекул, их тепловым движением, крист. структурой и т. д.), такие среды наз. диспергирующими. Различают временную (частотную) и пространственную дисперсию. Временная — определяется запаздыванием (инерцией) отклика к.-л. физ. величины (напр., электрич. поляризации или механич. смещения) на приложенное внеш. воздействие (электрич. поле или давление). Пространственная Д. в. возникает, когда поведение элемента среды зависит от воздействия не только на него, но и на соседние элементы, т. е. имеет место нелокальность отклика среды на внеш. воздействие. Во мн. случаях, однако, вклад дисперсий обоих типов в закон дисперсии w=kvф(w, k) формально неразличим. Д. в. наз. нормальной или отрицательной, если показатель преломления n=const/vф растёт
с частотой (дn/дw>0, дvф/дw<0), и аномальной или положительной при выполнении обратных неравенств. Из причинности принципа следует, что в отсутствии потерь энергии (в недиссипативных средах) чисто временная Д. в. всегда нормальная, аномальность появляется лишь в полосах поглощения. Однако в средах с пространств. дисперсией это правило может нарушаться.
Понятие Д. в. применимо к любым нормальным волнам в направляющих системах, напр. в волноводах. При этом Д. в. обусловлена конфигурацией волноводов, неоднородностями сред, метрикой пр-ва и т. д. В простейших случаях удаётся обобщить понятия Д. в. и на нелинейные волны, когда можно разделить параметры, ответственные за нелинейность и дисперсию в среде.
В линейных средах Д. в. всегда приводит к размыванию волн. возмущения (см. Групповая скорость, Волновой пакет); при наличии нелинейности возможно конкурирующее сжатие волн. пакета. В результате могут возникать стационарные нелинейные волны, как периодические, так и уединённые (напр., солитоны).
Д. в. обусловливает мн. природные явления и широко используется в технике. Напр., все разновидности радуг объясняются спектр. расщеплением (из-за дисперсии света) и дифракцией солн. лучей в дождевых каплях. Д. в. в ионосферной плазме определяет частоту радиосигналов, отражающихся в данном слое ионосферы (см. Распространение радиоволн). На Д. в. основаны принципы действия мн. радиотехн., оптич. и др. устройств: рефрактометров, антенн с частотным сканированием диаграмм направленности и т. д. См. также Дисперсия звука.
• Уизем Дж., Линейные и нелинейные волны, пер. с англ., М., 1977; Б о р н М., Вольф Э., Основы оптики, пер. с англ., 2 изд., М., 1973.
А. Я. Басович, М. А. Миллер.
ДИСПЕРСИЯ ДИЭЛЕКТРИЧЕСКОЙ ПРОНИЦАЕМОСТИ, см. в ст. Диэлектрическая проницаемость.
ДИСПЕРСИЯ ЗВУКА (дисперсия скорости звука), зависимость фазовой скорости гармонич. звук. волн от их частоты. Д. з. может быть обусловлена
166
как физ. св-вами среды, так и присутствием в ней посторонних включений и наличием границ тела, в к-ром авук. волна распространяется. Д. з., связанная с физ. св-вами среды, возникает, когда воздействие акустич. волны приводит к неравновесному состоянию среды, возбуждая её внутр. степени свободы (колебат. и вращат. движения молекул), процессы ионизации и диссоциации молекул, хим. реакции, перестройку структуры жидкости, процессы взаимодействия ультразвука с электронами проводимости в металлах и ПП, магнитоупругие явления и т. д. Выравнивание энергии между поступат. и внутр. степенями свободы происходит за нек-рое время, наз. временем релаксации tр (см. Релаксация акустическая). Если период Т звук. волны мал по сравнению с tр (высокие частоты), то за время Т<<tp внутр. степени свободы не успевают возбудиться, поэтому среда будет вести себя так, как будто внутр. степени свободы отсутствуют. Если же 7>>tр (низкие частоты), то часть энергии поступат. движения успеет перераспределиться на внутр. степени свободы. При этом, вследствие уменьшения энергии поступат. движения, упругость среды и скорость звука также будут меньше, чем в случае высоких частот. Т. о., при наличии релаксации скорость звука увеличивается с ростом частоты (рис.).
Быстрее всего рост скорости происходит при частотах, близких к частоте релаксации wр=1/t (дисперс. область). Для большинства сред wр лежит в области УЗ и гиперзвуковых частот. Если с0 — скорость звука при малых частотах (wt<<1), а c¥ — при очень больших (wt>>1), то скорость звука для произвольной частоты со описывается ф-лой:
Такая зависимость с (w) характерна для всех релаксац. процессов в однородных средах. Д. з. сопровождается также повышенным поглощением звука сравнительно с поглощением, обусловленным сдвиговой вязкостью и теплопроводностью.
Д. з. в газах связана с возбуждением колебат. и вращат. степеней свободы молекул, а в жидкостях — с колебательной и поворотно-изомерной релаксациями и перестройкой внутр. структуры жидкости, а также с процессами диссоциации, хим. реакциями и т. д. В тв. телах Д. з. обычно появляется, когда акустич. волна взаимодействует с к.-л. видами внутр. возбуждений, и под её воздействием происходит изменение состояния эл-нов проводимости, системы спинов, спиновых волн и др.
Величина Д. з., определяемая как D=(с¥-c0)/c0, может сильно различаться для разных в-в. Так, напр., в углекислом газе D»4%, в бензоле D»10%, в морской воде D<0,01, а в очень вязких жидкостях и в высокополимерных соединениях скорость звука может изменяться на десятки процентов. Частотный диапазон, в к-ром имеет место Д. з., также различен для разных в-в. Так, в углекислом газе при нормальном давлении и темп-ре 18°С wр=28 кГц, в морской воде wр=120 кГц. В четырёххлористом углероде, бензоле, хлороформе и др. область релаксации попадает в область частот ~109— —1010 Гц.
К Д. з. того же типа, но не носящей релаксац. хар-ра, приводят теплопроводность и вязкость среды. Эти виды Д. з. обусловлены обменом энергией между областями сжатий и разрежений в звук. волне и особенно существенны для микронеоднородных сред. Д. з. может проявляться также в среде с вкрапленными неоднородностями (резонаторами), напр. в воде, содержащей пузырьки газа. В этом случае при частоте звука, близкой к резонансной частоте пузырьков, часть энергии звук. волны идёт на возбуждение колебаний пузырьков, что приводит к Д. з. и к возрастанию поглощения звука.
Как правило, Д. з. лгала, за исключением нек-рых спец. случаев, таких, как неоднородная среда (напр., пузырьки газа в воде) или очень высокие частоты.
Принципиально другим типом Д. з. явл. «геометрическая» дисперсия, обусловленная наличием границ тела или среды. Она появляется при распространении волн в стержнях, пластинах, в любых волноводах акустических. Для изгибных волн Д. з. наблюдается в тонких пластинах и стержнях (их толщина должна быть много меньше, чем длина волны). При изгибании тонкого стержня упругость на изгиб тем больше, чем меньше изгибаемый участок. При распространении изгибной волны длина изгибаемого участка определяется длиной волны звука. Поэтому с уменьшением длины волны (с повышением частоты) увеличивается упругость, а следовательно, и скорость распространения волны. Фазовая скорость такой волны пропорц. Öw.
При распространении звука в волноводах звук. поле можно представить как суперпозицию нормальных волн, фазовые скорости к-рых для прямоугольного волновода с жёсткими стенками определяются соотношением:
где n=1, 2, 3, . . .— номер нормальной волны, с — скорость звука в свободном пр-ве, d — поперечный размер волновода. Фазовая скорость нормальной волны всегда больше скорости звука в свободной среде и уменьшается с ростом частоты.
Д. з. обоих типов приводит к расплыванию формы звук. импульса при его распространении. Это особенно важно для гидроакустики, атмосферной акустики и геоакустики, где имеют дело с распространением звука на большие расстояния, а также для УЗ линий задержки.
• Михайлов И. Г., Соловьев А., Сырников Ю. П., Основы молекулярной акустики, М., 1964; Физическая акустика, под ред. У. Мэзона, пер. с англ., т. 2, ч. А, М., 1968, т. 5, М., 1973, гл. 4; Труэлл Р., Эльбаум Ч., Ч и к Б., Ультразвуковые методы в физике твердого тела, пер. с англ., М., 1972.
А. Л. Полякова.
ДИСПЕРСИЯ СВЕТА, зависимость преломления показателя n в-ва от частоты n (длины волны l) света или зависимость фазовой скорости световых волн от их частоты. Следствие Д. с.— разложение в спектр пучка белого света при прохождении его сквозь призму (см. Спектры оптические). Изучение этого спектра привело И. Ньютона (1672) к открытию Д. с. Для в-в, прозрачных в данной области спектра, n увеличивается с увеличением v (уменьшением l), чему и соответствует распределение цветов в спектре; такая зависимость n от l наз. нормальной Д. с.
Рис. 1. Зависимость показателя преломления (сплошная линия) и поглощения (пунктирная линия) от длины волны в нм для тонкой призмы из красителя цианина.
Вблизи полос поглощения в-ва изменение n с изменением l значительно сложнее. Так, для тонкой призмы из р-ра цианина в области поглощения (рис. 1) красные лучи преломляются сильнее фиолетовых, а наименее преломляемым будет зелёный, затем синий (т. н. аномальная Д. с.— уменьшение и с уменьшением l). У всякого в-ва имеются свои полосы поглощения, и общий ход показателя
Рис. 2. Аномальная дисперсия в парах натрия (фотография Д. С. Рождественского).
преломления обусловлен распределением этих полос по спектру. Для наблюдения Д. с. в узких спектр. линиях разработаны спец. методы, основанные на интерференции. На рис. 2 показан вид интерференц. полос в области аномальной дисперсии паров натрия.
167
Преломление света в в-ве возникает вследствие изменения фазовой скорости света; показатель преломления n=c/cф, где cф—фазовая скорость его в данной среде. По эл.-магн. теории света cф=с/Öem, где e— диэлектрич. проницаемость, m — магн. проницаемость. В оптич. области спектра для всех в-в m очень близка к единице. Поэтому n=Öe и Д. с. объясняется зависимостью e от частоты. Эта зависимость определяется вз-ствием эл.-магн. поля световой волны с атомами и молекулами, приводящими к поглощению; показатель преломления при этом становится комплексной величиной n^=n+ic, где c — характеризует поглощение. В видимой и УФ областях спектра осн. значение имеют колебания эл-нов, а в ИК — колебания ионов.
Согласно классич. представлениям, под действием электрич. поля световой волны эл-ны атомов или молекул совершают вынужденные колебания с частотой, равной частоте приходящей волны. При приближении частоты световой волны к частоте собств. колебаний эл-нов возникает явление резонанса, обусловливающее поглощение света. Наличие собств. частоты колебаний приводит к зависимости n от n, хорошо передающей весь ход Д. с. как вблизи полос поглощения, так и вдали от них. Для того чтобы получить количеств. совпадение с опытом, в классич. теории приходилось вводить для каждой линии поглощения нек-рые эмпирич. константы («силы осцилляторов»). Согласно электронной теории, справедливы приближённые ф-лы:
где N — число ч-ц в ед. объёма, m — масса эл-на, g — коэфф. затухания. На рис. 3 приведены графики зависимости n и c от n/n0.
Квант. теория подтвердила качеств. результаты классич. теории и, кроме того, дала возможность связать эти константы с др. хар-ками электронных оболочек атомов (с их волновыми функциями в разных энергетич. состояниях).
Рис. 3. Графики зависимости n и c от n/n0.
Квант. теория объяснила также особенности Д. с., наблюдающиеся в тех случаях, когда имеется значит.
число атомов в возбуждённых состояниях (т. н. отрицательная Д. с.).
Д. с. в прозрачных материалах, применяемых в оптич. приборах, имеет большое значение при расчёте спектральных приборов, при расчёте ахроматич. линз или призм, для уничтожения Д. с., вызывающей хроматическую аберрацию, и др.
Вращательная дисперсия — изменение угла вращения плоскости поляризации j в зависимости от длины волны К. В прозрачных в-вах угол j обычно возрастает с уменьшением К, причём для нек-рых сред приближённо выполняется закон Био: j=К/l2 (К — постоянная для данного в-ва). Вращательная Д. с. такого типа наз. нормальной. В области поглощения света ход вращательной Д. с. значительно сложнее, причём угол j может достигать огромных величин (аномальная вращат. дисперсия). См. Вращение плоскости поляризации.
•Ландсберг Г. С., Оптика, 5 изд., М., 1976 (Общий курс физики); Горелик Г. С., Колебания и волны, 2 изд., М., 1959.
М. Д. Галанин.
ДИССИПАТИВНЫЕ СИСТЕМЫ, механич. системы, полная механич. энергия к-рых (т. е. сумма кинетич. и потенц. энергии) при движении убывает, переходя в др. формы энергии, напр. в теплоту. Этот процесс наз. процессом диссипации (рассеяния) механич. энергии; он происходит вследствие наличия разл. сил сопротивления (трения), к-рые наз. также диссипативными силами. Примеры Д. с.: тв. тело, движущееся по поверхности другого при наличии трения; жидкость или газ, между ч-цами к-рых
при движении действуют силы вязкости (вязкое трение).
Движение Д. с. может быть как замедленным, или затухающим, так и ускоренным. Напр., колебания груза т, подвешенного к пружине (рис., а), будут затухать вследствие сопротивления среды и внутреннего (вязкого) сопротивления, возникающего в материале самой пружины при её деформациях. Движение же груза т вдоль шероховатой наклонной плоскости, происходящее, когда скатывающая сила больше силы трения (рис., б), будет ускоренным. При этом его скорость v, а следовательно, и кинетич. энергия T=mv2/2 (где т — масса груза) всё время возрастают, но это возрастание происходит медленнее, чем убывание потенц. энергии П=mgh (g — ускорение свободного падения, h — высота положения груза). В результате полная механич.
энергия груза T+П всё время убывает.
Понятие «Д. с.» применяют в физике также по отношению и к немеханич. системам во всех случаях, когда энергия упорядоченного процесса переходит в энергию неупорядоченного процесса, в конечном счёте — в энергию теплового (хаотического) движения молекул. Так, система контуров, в к-рой происходят колебания электрич. тока, затухающие из-за наличия омич. сопротивления, будет также Д. с.; в этом случае электрич. энергия переходит в джоулеву теплоту.
Практически в земных условиях из-за неизбежного наличия сил сопротивления все системы, в к-рых не происходит притока энергии извне, являются Д. с. Рассматривать их как консервативные, т. е. такие, в к-рых имеет место сохранение механич. энергии, можно лишь приближённо, отвлекаясь от учёта сил сопротивления. Однако и неконсервативная система может не быть Д. с., если в ней диссипация энергии компенсируется притоком энергии извне. Напр., отдельно взятый маятник часов из-за наличия сопротивлений трения будет Д. с., и его колебания (как и груза на рис., а) будут затухать. Но при периодич. притоке энергии извне за счёт заводной пружины или опускающихся гирь диссипация энергии компенсируется, и маятник будет совершать автоколебания. С. М. Таре.
ДИССИПАЦИЯ ЭНЕРГИИ (от лат. dissipatio — рассеяние), у физ. систем — переход части энергии упорядоченного процесса (напр., электрич. тока) в энергию неупорядоченного процесса, в конечном счёте — в тепловую (напр., в джоулеву теплоту); у механич. систем — переход части их механич. энергии в др. формы (напр., в теплоту) за счёт наличия сил сопротивления. См. Диссипативные системы.
ДИССОЦИАЦИЯ (от лат. dissociatio — разъединение), распад молекулы, радикала, иона или комплексного соединения на две или неск. частей. В зависимости от фактора, индуцирующего Д.,— повышения темп-ры или действия света — Д. наз. термической или фотохимической. Количественной характеристикой Д. является степень Д.— отношение кол-ва диссоциировавших молекул к общему кол-ву молекул данного в-ва. Энергия Д. (энергия хим. связи) может быть определена с помощью электронного удара, спектроскопич. и кинетич. методами. Распад молекулы в р-ре наз. электролитич. Д.
ДИСТИЛЛЯЦИЯ (от лат. distillatio — отекание каплями) (перегонка), разделение жидких смесей, основанное на различии темп-р кипения компонентов смеси или на различии их скоростей испарения. Для Д. создаются условия, при к-рых один из компонентов переходит в пар, к-рый затем конденсируется.
168
ДИСТОРСИЯ (от лат. distorsio — искривление), одна из аберраций оптических систем, для к-рой характерно нарушение геом. подобия между объектом и его изображением. Д. обусловлена неодинаковостью линейного увеличения оптического на разных участках изображения. Пример искажений, даваемых системой, обладающей Д., приведённые на рисунке изображения квадрата. Слева показано изображение, искажённое за счёт
т. н. подушкообразной, или положительной, Д., справа — искажённое за счёт т. н. бочкообразной, или отрицательной, Д. Количественно Д. оптич. системы характеризуют относительной Д. v=bet/b0-1, где b0 — линейное увеличение идеальной системы без Д., а b — увеличение, имеющее место в действительности. Относит. Д. выражается в %.
Д. особенно стараются избежать в фотогр. объективах, применяемых в геодезии, фотограмметрии и аэрофотосъёмке. Для хороших фотообъективов v близка к 0,5%. В отд. случаях Д. можно устранить полностью.
ДИФРАКЦИОННАЯ РЕШЁТКА, оптич. прибор, представляющий собой периодич. структуру из большого числа регулярно расположенных элементов, на к-рых происходит дифракция света (напр., параллельных и равноотстоящих штрихов, нанесённых на плоскую или вогнутую оптич. поверхность). Штрихи с определённым и постоянным для данной Д. р. профилем повторяются через одинаковый промежуток d, наз. её периодом (рис. 1). Осн. св-во Д. р.— способность раскладывать падающий на неё пучок света по длинам волн, поэтому она используется в кач-ве диспергирующего элемента в спектральных приборах. Если штрихи нанесены на плоскую поверхность, то Д. р. наз. п л о с к о й, если на вогнутую (обычно сферическую) поверхность — в о г н у т о й. Различают отражательные и прозрачные Д. р. У отражательных Д. р. штрихи наносятся на зеркальную (обычно металлическую) поверхность, и наблюдение ведётся в отражённом свете. У прозрачных Д. р. штрихи наносятся на поверхность прозрачной (обычно стеклянной) пластинки (или вырезаются в виде узких щелей в непрозрачном экране), и наблюдение ведётся в проходящем свете. В совр. спектр. приборах применяются гл. обр. отражат. Д. р.
Наиболее наглядно описание действия Д. р. для прозрачной Д. р. При падении монохроматического параллельного пучка света с длиной волны l под углом a на Д. р. (рис. 1), состоящую из щелей ширины 6, разделённых непрозрачными промежутками, происходит интерференция волн, исходящих из разных щелей. В результате после фокусировки на экране образуются максимумы, положение к-рых определяется ур-нием: d(sina+sinb)=ml, где b — угол между нормалью к решётке и направлением распространения дифракц. пучка
Рис. 1. Схема образования спектров с помощью прозрачной дифракц. решётки, состоящей из щелей.
(угол дифракции); целое число m=0, ±1, :±2, ±3, . . . равно кол-ву длин волн, на к-рое волна от нек-рого элемента данной щели Д. р. отстаёт от волны, исходящей от такого же элемента соседней щели (или опережает её). Монохроматич. пучки, относящиеся к разл. значениям m, наз. порядками спектра, а создаваемые ими изображения входной щели — спектральными линиями М1. Все порядки, соответствующие положит. и отрицат. значениям то, симметричны относительно нулевого. По мере возрастания числа щелей Д. р. спектр. линии становятся более узкими и резкими.
Если на Д. р. падает излучение сложного спектр. состава, то для каждой длины волны получится свой набор спектр. линий M2, и, следовательно, излучение будет разложено в спектры по числу возможных значений т. Относит. интенсивность линий определяется ф-цией распределения энергии от отдельной щели.
Осн. хар-ками Д. р. явл. угловая дисперсия и разрешающая способность. Угловая дисперсия Db/Dl, характеризующая угл. ширину спектра, для данной l не зависит от параметров решётки, а зависит только от углов a и b и возрастает с увеличением b:
Т. о., угл. ширина спектров изменяется приблизительно пропорц. номеру порядка спектра. Разрешающая способность R измеряется отношением l к наименьшему интервалу длин волн Dl, к-рый ещё может разделить решётка:
R=l/Dl=mN =(W/l)(sina+sinb),
где N — число штрихов Д. р., а W — ширина всей Д. р. При заданных углах R может быть повышена только за счёт W. Д. р. даёт неск. налагающихся друг на друга спектров разл. порядков. Макс. интервал длин волн, к-рый можно наблюдать без переналожения, наз. свободной спектральной областью Fl=l/m, где l — мин. длина волны спектр. интервала.
Д. р., применяемые для работы в разл. областях спектра, отличаются размерами, формой, материалом поверхности, профилем штрихов и их частотой (от 6000 штрих/мм в рентгеновской до 0,25 штрих/мм в ИК).
Большинство совр. Д. р. имеют штрихи ступенчатого профиля, позволяющие сконцентрировать осн. часть падающей энергии в направлении к.-л. одного ненулевого порядка (см. Эшелетт).
Для УФ и видимой областей наиб. типичны Д. р., имеющие от 300 до 1200 штрих/мм. Штрихи этих Д. р. выполняют в тонком слое алюминия, предварительно нанесённом на стеклянную поверхность испарением в вакууме. Д. р. в вакуумной УФ области изготавливаются на стеклянных поверхностях. В этой области незаменимы вогнутые отражательные Д. р.,
Рис. 2. Схема образования спектров с помощью вогнутой дифракц. решётки.
выполняющие одновременно роль Д. р. и собирающей линзы. Если поместить вогнутую Д. p. G (радиуса r0) и источник света S (рис. 2) на окружности радиуса r0/2, то спектр фокусируется на той же окружности (окружность Р о у л а н д а). Для уменьшения астигматизма вогнутые Д. р. иногда выполняют с перем. шагом и непрямолинейными штрихами или наносят их на асферич. поверхности.
169
В 70-х гг. разработана новая технология изготовления Д. р., основанная на создании периодич. распределения интенсивности на спец. фоточувствит. материалах (фоторезистах) в результате интерференции лазерного излучения. Такие Д. р., наз. топографическими, имеют высокое кач-во и применяются в видимой и УФ областях спектра; число штрихов в этих решётках доходит до 6000 на 1 мм, а размеры до 600X400 мм2. Д. Р. применяются не только в спектр. приборах, но также в кач-ве оптич. датчиков линейных и угл. перемещений (измерительные Д. р.), поляризаторов и фильтров ИК излучения, делителей пучков в интерферометрах и для др. целей.
•Ландсберг Г. С., Оптика, 5 изд., М., 1976 (Общий курс физики); Тарасов К. И., Спектральные приборы, Л., 1968. См. также лит. при ст. Дифракция света. Э. А. Яковлев.
ДИФРАКЦИЯ ВОЛН (от лат. diffractus — разломанный, преломлённый), в первоначальном узком смысле — огибание волнами препятствий, в современном более широком — любое отклонение при распространении волн от законов геометрической оптики. При таком общем толковании Д. в. переплетается с явлениями распространения и рассеяния волн в неоднородных средах. Благодаря дифракции волны могут попадать в область геом. тени: огибать препятствия, стелиться вдоль поверхностей, проникать через небольшие отверстия в экранах и т. п. Напр., звук может быть услышан за углом дома или радиоволна может проникнуть за горизонт даже без отражения от ионосферы.
Дифракц. явления практически не зависят от природы дифрагирующих полей и в большинстве случаев объясняются в рамках линейного волнового уравнения или вытекающих из него интегр. соотношений. Важнейшим из них явл. Гюйгенса — Френеля принцип, согласно к-рому волн. поле в произвольной точке пр-ва складывается из вторичных волн, испускаемых нек-рыми фиктивными источниками на поверхности (строго говоря, замкнутой), отделяющей эту точку от первичной падающей волны. Поэтому, поставив на пути волн экран с малым отверстием (размеры к-рого D, напр., порядка или меньше длины волны l), получим в отверстии экрана источник, излучающий вторичную сферич. волну, распространяющуюся также и в область тени. Два разнесённых отверстия (или щели) излучают две сферич. волны, к-рые, интерферируя, образуют дифракц. картину с чередующимися максимумами и минимумами излучения. Периодич. набор щелей (или, соответственно, рисок, нанесённых на прозрачную подложку) даёт дифракционную решётку. Когда такие системы применяются в кач-ве излучателей, они наз. дифракц. антеннами.
Структура дифракц. поля существенно зависит от расстояния L между излучателем и точкой наблюдения. Различают Френеля дифракцию при L ~D2/l и Фраунгофера дифракцию при L>>D2/l,. Здесь D — характерный размер всего излучателя (диаметр отверстия, радиус кривизны края препятствия, длина решётки и т. п.). В первом случае вторичные волны от наиболее разнесённых участков излучателя могут приходить в нек-рые точки наблюдения с противоположными фазами, что приводит к образованию т. н. зон Френеля; во втором случае они приходят в одинаковых фазах, и результирующее поле представляет собой сферически сходящуюся волну с локально плоской структурой.
Эффективность излучения вторичных волн заметно падает с уменьшением отношения D/l [в дипольном приближении ~(D/l)4], поэтому наиб. отчётливо дифракция начинает проявляться лишь при D ~ l. Напр., Д. в. на воде (l ~ 1 м) или звука в воздухе (l~1 см) может наблюдаться практически всегда, дифракция света (l=10-4—10-5 см) требует выполнения особых условий (игольчатое отверстие, острый край бритвы и т. п.), а для дифракции рентгеновских лучей (l»10-7 —10-9 см) приходится использовать крист. решётки.
Явления дифракции имеют место и в микромире (см. Дифракция микрочастиц), поскольку объектам квант. механики свойственно волн. поведение.
ДИФРАКЦИЯ МИКРОЧАСТИЦ, рассеяние эл-нов, нейтронов, атомов и др. микрочастиц кристаллами или молекулами жидкостей и газов, при к-ром из нач. пучка ч-ц возникают дополнительные отклонённые пучки этих ч-ц. Направление и интенсивность таких отклонённых пучков зависят от строения рассеивающего объекта.
Д. м. может быть понята лишь на основе квантовомеханич. представлений о микрочастице как о волне (см. Корпускулярно-волновой дуализм). Согласно квант. механике, свободное движение ч-цы с массой m и со скоростью v (энергией ξ) можно представить как плоскую монохроматич. волну (волну де Бройля) с длиной волны l=h/mv или, если v не слишком высока,
l=h/Ö2mξ, (1)
распространяющуюся в направлении движения ч-цы.
При вз-ствии ч-цы с кристаллом, молекулой и т. п. её энергия меняется: к ней добавляется потенц. энергия этого вз-ствия, что приводит к изменению движения ч-цы и соотв. меняется хар-р распространения связанной с ней волны, причём это про-
исходит согласно принципам, общим для всех волн. явлений. Поэтому осн. геом. закономерности Д. м. ничем не отличаются от закономерностей дифракции рентгеновских лучей и дифракции волн др. диапазонов. Общим условием дифракции волн любой природы явл. соизмеримость длины падающей волны l с расстоянием d между рассеивающими центрами: l£d. Наиболее чёткая картина получается при Д. м. на кристаллах. Кристаллы обладают высокой степенью упорядоченности, атомы в них располагаются в трёхмерно-периодической крист. решётке, т. е. образуют пространств. дифракц. решётку для соответствующих l. Дифракция волн на такой решётке происходит в результате рассеяния на системах параллельных кристаллографич. плоскостей, на к-рых в строгом порядке расположены рассеивающие центры. Дифракц. картина от кристалла представляет собой расположенные определ. образом максимумы интенсивности рассеянных кристаллом ч-ц (рис. 1). Условием наблюдения дифракц. максимума при отражении от
Рис. 1. Дифракц. картина, образованная пучком эл-нов (V=60 кВ, l=0,05Å) при прохождении их через монокристальную плёнку моногидрата хлористого бария. Центр. пятно — след нач. пучка, остальные пятна — дифракц. максимумы от разл. систем кристаллографич. плоскостей.
кристалла явл. Брзгга — Вульфа условие:
2dsinq=nl; (2)
здесь q — угол, под к-рым падает пучок ч-ц на данную кристаллографич. плоскость (угол скольжения), d — расстояние между соответствующими кристаллографич. плоскостями, n — целое число (порядок отражения).
Тепловое движение атомов в кристалле не меняет направлений днфрагиров. пучков, но интенсивность их с увеличением q уменьшается. При Д. м. на жидкостях, аморфных телах или молекулах газа — объектах, не обладающих упорядоченным строением, обычно наблюдается несколько размытых дифракц. максимумов.
Историческая справка. Д. м. впервые была обнаружена экспериментально в опыте амер. физиков К. Дэ-
170
Рис. 2. Запись дифракц. максимумов в опыте Дэвиссона — Джермера, полученная при разл. углах j поворота кристалла для двух значений угла отклонений эл-нов q и двух ускоряющих напряжений V. Максимумы отвечают отражению от разл. кристаллографич. плоскостей, индексы к-рых указаны в скобках.
виссона и Л. Джермера (1927). В этом опыте эл-ны, ускоренные электрич. полем (напряжением V~100 В, т. н. медленные эл-ны с l ~ 1 Å и менее), «отражались» от кристаллографич. поверхностей вращающегося кристалла никеля (d ~ неск. Å). При определ. углах поворота возникали максимумы (рис. 2), к-рые регистрировались с помощью гальванометра под разными углами отклонения 0 к первичному пучку и при различных ускоряющих напряжениях (и, следовательно, различных l). Расположение максимумов распределения отражённых эл-нов соответствовало ф-ле (2), и их появление могло быть объяснено только на основе представлений о волнах и их дифракции; т. о., волн. св-ва эл-нов были доказаны экспериментально. Вскоре была обнаружена и дифракция быстрых эл-нов на прохождение (при ускоряющих электрич. напряжениях порядка десятков кВ эл-ны. могут проникать через плёнки в-ва толщиной 10-5 см., рис. 1).
На рубеже 30-х гг. удалось наблюдать и дифракцию атомов и молекул. Атомам с массой М, находящимся в газообразном состоянии в сосуде при абс. темп-ре Т, соответствует длина волны
l=h/Ö(3MkT) , (3)
т. к. ср. кинетич. энергия атома ξ=3l2kT. Для лёгких атомов и молекул (Н, Н2, Не) при, Т ~100К l также составляет ок. 1Å . Дифрагирующие атомы или молекулы практически не проникают в глубь кристалла; поэтому можно считать, что их дифракция происходит при рассеянии от поверхности кристалла, т. е. как на плоской дифракционной решётке (рис. 3).
Позже наблюдалась дифракция протонов и дифракция нейтронов (рис. 4). Так было доказано экспериментально, что волн. св-ва присущи всем микрочастицам.
В широком смысле слова дифракц. рассеяние всегда имеет место при упругом рассеянии разл. элем. ч-ц атомами и ат. ядрами, а также друг другом. С другой стороны, представление о корпускулярно-волновом дуализме материи укрепилось при анализе явлений, всегда считавшихся типично волновыми, напр. дифракции рентг. лучей — коротких эл.-магн. волн с длиной волны l»0,5—5 Å, к-рые
Рис. 3. Схема прибора для наблюдения дифракции ат. или мол. пучков: А — пучок ч-ц; К — кристалл; О — капилляр, подводящий газ; D — диафрагма; R — приёмник, соединённый с манометром. Манометр измеряет давление, созданное дифрагиров. пучком.
Рис. 4. Дифракция нейтронов на кристалле NaCl.
можно рассматривать и регистрировать как поток ч-ц — фотонов, определяя с помощью счётчиков число фотонов рентг. излучения.
Интерпретация дифракционной картины. Волн. св-ва присущи каждой ч-це в отдельности, что было подтверждено в опыте по дифракции эл-нов, поочерёдно летящих через образец. При этом постепенно, по истечении нек-рого времени, возникала обычная картина дифракции.
Это означало, что каждый отдельный эл-н подчиняется всем законам волн. оптики, а дифракц. эффект обязан вз-ствию волны де Бройля каждого эл-на со всеми атомами кристалла.
Образование дифракц. картины при рассеянии ч-ц интерпретируется в квант. механике след. образом. Про-
шедший через кристалл эл-н в результате вз-ствия с крист. решёткой образца отклоняется от первонач. направления движения и попадает в нек-рую точку фотопластинки, установленной за кристаллом. При длит. экспозиции постепенно возникает упорядоченная картина дифракц. максимумов и минимумов в распределении эл-нов, прошедших через кристалл. Точно предсказать, в какое место фотопластинки попадёт данный эл-н, нельзя, но можно указать вероятность его попадания после рассеяния в ту или иную точку пластинки. Эта вероятность определяется квадратом модуля волновой функции эл-на |y|2. Однако, поскольку вероятность при больших числах испытаний реализуется как достоверность, при прохождении огромного числа эл-нов через кристалл, как это имеет место в реальных экспериментах, величина |y|2 определяет наблюдаемое распределение интенсивности в дифрагиров. пучках.
Атомные амплитуды рассеяния для различных микрочастиц. Вследствие общности геом. принципов дифракции теория Д. м. многое заимствовала из развитой ранее теории дифракции рентг. лучей. Однако вз-ствие разного рода ч-ц с в-вом имеет разл. физ. природу, что и определяет специфику рассеяния разл. ч-ц атомами. Напр., рассеяние эл-нов определяется вз-ствием электрич. заряда эл-на с электростатич. потенциалом атома j(r) (r — расстояние от ядра), к-рый складывается из потенциала положительно заряж. ядра и потенциала электронной оболочки атома; потенц. энергия этого вз-ствия U=ej(r). Рассеяние нейтронов определяется потенциалом их сильного вз-ствия с ат. ядром, а также вз-ствием магн. момента нейтрона с магн. моментом атома (магн. рассеяние нейтронов).
Рассеивающую способность атома характеризуют атомной амплитудой рассеяния f(q) (q — угол рассеяния), к-рая определяется потенц. энергией вз-ствия ч-ц данного сорта с атомами рассеивающего в-ва (см. А томный фактор). Интенсивность рассеяния пропорц. f2(q). Если известны ат. амплитуда и взаимное расположение рассеивающих центров (ат. структура в-ва), то можно рассчитать общую картину дифракции, к-рая образуется в результате интерференции вторичных волн, исходящих из рассеивающих центров.
Ат. амплитуда рассеяния эл-нов fэ максимальна при q=0 и спадает с увеличением q. Величина fэ зависит также от ат. номера Z и от строения электронных оболочек атома, в ср. возрастая с увеличением Z приблизительно как Z1//3 для малых q и как Z при больших значениях О, но обнаруживает колебания, связанные с
171
периодичностью заполнения электронных оболочек.
Ат. амплитуда рассеяния нейтронов fн для тепловых нейтронов не зависит от угла рассеяния (рассеяние сферически симметрично), т. к. ат. ядро с радиусом ~10-13 см явл. для них «точкой» (длина волны тепловых нейтронов ~10-8 см). Для нейтронов нет явной зависимости fн от Z. Вследствие наличия у нек-рых ядер т. н. резонансных уровней энергии, близких к энергии тепловых нейтронов, fн для таких ядер отрицательны.
Атом рассеивает эл-ны значительно сильнее, чем рентг. лучи и нейтроны: абс. значения амплитуды рассеяния эл-нов ~10-8 см, рентг. лучей ~10-11см, нейтронов ~10-12см. Т. к. интенсивность рассеяния ~f2, эл-ны взаимодействуют с в-вом примерно в 106 раз сильнее, чем рентг. лучи, и тем более нейтроны. Поэтому образцами для наблюдения дифракции быстрых эл-нов обычно служат тонкие плёнки толщиной 10-6—10-5 см, а для дифракции рентг. лучей и нейтронов — толщиной в неск. мм.
Д. м., сыгравшая большую роль в установлении двойственной природы материи, в дальнейшем стала одним из осн. методов изучения структуры в-ва (см. Электронография, Нейтронография).
• Блохинцев Д. И., Основы квантовой механики, 4 изд., М., 1963, гл. 1, § 7—8; Пинскер 3. Г., Дифракция электронов, М.—Л., 1949; В Эйнштейн Б. К., Структурная электронография, М., 1956; Бэкон Дж., Дифракция нейтронов, пер. с англ., М., 1957; Рамзей Н., Молекулярные пучки, пер. с англ., М., 1960.
Б. К. Вайнштейн.
ДИФРАКЦИЯ НЕЙТРОНОВ, см. Дифракция микрочастиц.
ДИФРАКЦИЯ РЕНТГЕНОВСКИХ ЛУЧЕЙ, явление, возникающее при упругом рассеянии рентгеновского излучения в кристаллах, аморфных телах, жидкостях или газах и состоящее в появлении отклонённых (дифрагированных) лучей, распространяющихся под определёнными углами к первичному пучку. Д. р. л. обусловлена пространств. когерентностью между вторичными волнами, возникшими при рассеянии первичного излучения на эл-нах разл. атомов. В нек-рых направлениях, определяемых соотношением между длиной волны излучения l и межатомными расстояниями в в-ве, вторичные волны складываются, находясь в одинаковой фазе, в результате чего создаётся интенсивный дифракц. луч. Дифракц. картина может быть зафиксирована на фотоплёнке; её вид зависит от структуры объекта и эксперим. метода. Напр., рентгенограммы от монокристаллов (лауэграммы) образованы закономерно расположенными пятнами (рефлексами), от поликристаллов (дебаеграммы) — системой концентрич. окружностей, от аморфных тел, жидкостей и га-
зов — совокупностью диффузионных ореолов вокруг центр. пятна. Д. р. л. впервые была экспериментально обнаружена на кристаллах нем. физиками М. Лауэ, В. Фридрихом и П. Книппингом в 1912 и явилась доказательством волновой природы рентгеновских лучей.
Наиболее чётко выражена Д. р. л. на кристаллах. Кристалл явл. естеств. трёхмерной дифракц. решёткой для рентгеновского излучения, т. к. расстояние между рассеивающими центрами (атомами) в нём одного порядка с l рентгеновского излучения (~1 Å =10-8 см). Д. р. л. на кристаллах можно рассматривать как избирательное (по l) отражение рентгеновских лучей от систем ат. плоскостей кристаллической решётки (см. Брэгга — Вульфа условие). Направление дифракц. максимума удовлетворяет условиям Лауэ:
Здесь а, b, с — периоды крист. решётки по трём её осям; a0, b0, g0 — углы, образуемые падающим, а a, b, g — рассеянным лучом с осями кристалла; h, k, l — целые числа (Миллера индексы).
Интенсивность дифрагиров. луча определяется атомными факторами, к-рые зависят от электронной плотности атомов, расположением атомов в элем. ячейке (структурным фактором), а также интенсивностью тепловых колебаний атомов крист. решётки. На неё влияют также размеры и форма объекта, степень совершенства кристалла и др. хар-ки. Зависимость величины и пространств. распределения интенсивности рассеянного рентгеновского излучения от структуры и др. хар-к объекта легла в основу рентгеновского структурного анализа и рентгенографии материалов.
Д. р. л. на кристаллах даёт возможность определять длину волны рентгеновского излучения (см. Рентгеновская спектроскопия).
Д. р. л, на аморфных твёрдых телах, жидкостях и газах позволяет оценивать средние расстояния между молекулами или расстояния между атомами в молекуле и определять распределение плотности в-ва.
Дифрагиров. пучки составляют часть всего рассеянного излучения. Из-за нарушений периодичности строения кристаллов часть излучения рассеивается некогерентно и образует изотропный фон. Кроме того, наблюдается комптоновское рассеяние с изменением l (см. Комптона эффект). ДИФРАКЦИЯ СВЕТА, в узком (наиболее употребительном) смысле — явление огибания лучами света контура непрозрачных тел и, следовательно, проникновение света в область геом. тени; в широком смысле — проявление волновых св-в света в условиях, близких к условиям применимости представлении геометрической оптики.
В естеств. условиях Д. с. обычно наблюдается в виде нерезкой, размытой границы тени предмета, освещаемого удалённым источником. Наиболее контрастна Д. с. в пространств. областях, где плотность потока лучей претерпевает резкое изменение (в области каустической поверхности, фокуса, границы геом. тени и др.). В лабораторных условиях можно выявить структуру света в этих областях, проявляющуюся в чередовании светлых и тёмных (или окрашенных) областей на экране. Иногда эта структура проста, как, напр., при Д. с. на дифракционной решётке, часто очень сложна, напр. в области фокуса линзы. Д. с. на телах с резкими границами используется в инструментальной оптике и, в частности, определяет предел возможностей оптич. устройств.
Первая элем. количеств. теория Д. с. была развита франц. физиком О. Френелем (1816), к-рый объяснил её как результат интерференции вторичных волн (см. Гюйгенса — Френеля принцип). Несмотря на недостатки, метод этой теории сохранил своё значение, особенно в расчётах оценочного характера.
Метод состоит в разбиении фронта падающей волны, обрезанного краями экрана, на зоны Френеля. Считается,
Рис. 1. Дифракц. кольца при прохождении света: слева — через круглое отверстие, в к-ром укладывается чётное число зон; справа — вокруг круглого экрана.
что на экране вторичные световые волны не рождаются и световое поле в точке наблюдения определяется суммой вкладов от всех зон. Если отверстие в экране оставляет открытым чётное число зон (рис. 1), то в центре дифракц. картины получается тёмное пятно, при нечётном числе зон — светлое. В центре тени от круглого экрана, закрывающего не слишком большое число зон Френеля, получается светлое пятно. Величины вкладов зон в световое поле в точке наблюдения пропорциональны площадям зон и медленно убывают с ростом номера зоны. Соседние зоны вносят вклады противоположных знаков, т. к. фазы излучаемых ими волн противоположны.
Результаты теории О. Френеля послужили решающим доказательством волновой природы света и дали основу теории зонных пластинок. Различают два вида Д. с.— д и ф р а к-
172
ц и ю Френеля и дифракцию Фраунгофера в зависимости от соотношения между размерами тела b, на к-ром происходит дифракция, и величиной зоны Френеля Ö(zl) (а следовательно, в зависимости от расстояния z до точки наблюдения). Метод Френеля эффективен лишь тогда, когда размер отверстия сравним с размером зоны Френеля: b ~ Ö(zl) (дифракция в сходящихся лучах). В этом случае небольшое число зон, на к-рые разбивается сферич. волна в отверстии, определяет картину Д. с. Если отверстие в экране меньше зоны Френеля (b<<Ö(zl), дифракции Фраунгофера), как, напр., при очень удалённых от экрана наблюдателя и источника света, то можно пренебречь кривизной фронта волны, считать её плоской и картину дифракции характеризовать угловым распределением интенсивности потока. При этом падающий параллельный пучок света на отверстии становится расходящимся с углом расходимости j ~ l/b. При освещении щели параллельным монохроматич. пучком света на экране получается ряд тёмных и светлых полос, быстро убывающих по интенсивности. Если свет падает перпендикулярно к плоскости щели, то полосы расположены симметрично относительно центр. полосы (рис. 2), а освещённость меняется вдоль экрана периодически с изменением j, обращаясь в нуль при углах j, для к-рых sinj=ml/b (m=1, 2, 3, . . .).
Рис. 2. Дифракция Фраунгофера на щели.
При промежуточных значениях j освещённость достигает макс. значений. Гл. максимум имеет место при m=0 и sinj=0, т. е. j=0. С уменьшением ширины щели центр. светлая полоса расширяется, а при данной ширине щели положение минимумов и максимумов зависит от l, т. е. расстояние между полосами тем больше, чем больше l. Поэтому в случае белого света имеет место совокупность соответствующих картин для разных цветов; гл. максимум будет общим для всех l и представляется в виде белой полоски, переходящей в цветные полосы с чередованием цветов от фиолетового к красному.
В матем. отношении дифракция Фраунгофера проще дифракции Френеля. Идеи Френеля математически
воплотил нем. физик Г. Кирхгоф (1882), к-рый развил теорию граничной Д. с., применяемую на практике. Однако в его теории не учитываются векторный характер световых волн и св-ва самого материала экрана. Математически корректная теория Д. с. на телах требует решения сложных граничных задач рассеяния эл.-магн. волн, имеющих решения лишь для частных случаев.
Первое точное решение было получено нем. физиком А. Зоммерфельдом (1894) для дифракции плоской волны на идеально проводящем клине. На больших по сравнению с l расстояниях от острия клина результат Зоммерфельда предсказывает более глубокое проникновение света в область тени, чем это следует из теории Кирхгофа.
Дифракц. явления возникают не только на резких границах тел, но и в протяжённых системах. Такая объёмная Д. с. обусловливается крупномасштабными по сравнению с l неоднородностями диэлектрич. проницаемости среды. В частности, объёмная Д. с. происходит при дифракции света на ультразвуке, в голограммах в турбулентной среде и нелинейных оптич. средах. Часто объёмная Д. с., в отличие от граничной, неотделима от сопутствующих явлений отражения и преломления света. В тех случаях, когда в среде нет резких границ и отражение играет незначит. роль в характере распространения света в среде, для дифракц. процессов применяют асимптотич. методы теории дифференциальных ур-ний. Для таких приближённых методов, к-рые составляют предмет диффузионной теории дифракции, характерно медленное (на размере Я) изменение амплитуды и фазы световой волны вдоль луча.
В нелинейной оптике Д. с. происходит на неоднородностях показателя преломления, к-рые создаются самим распространяющимся через среду излучением. Нестационарный характер этих явлений дополнительно усложняет картину Д. с., в к-рой кроме углового преобразования спектра излучения возникает и частотное преобразование.
• Ландсберг Г. С., Оптика, 5 изд., М. 1976 (Общий курс физики); Б о р н М. Вольф Э., Основы оптики, пер. с англ. 2 изд., М., 1973.
С. Г. Пржибельский
ДИФРАКЦИЯ СВЕТА НА УЛЬТРАЗВУКЕ (акустооптическая дифракция). При распространении света в среде, в к-рой присутствует УЗ волна, происходит дифракция света. Впервые Д. с. на у. была обнаружена П. Дебаем и Ф. Сирсом (США) и одновременно Р. Люка и П. Бикаром (Франция) в 1932.
Упругие деформации в звук. волне приводят к периодич. изменению показателя преломления и среды, в результате чего в среде возникает структура, аналогичная дифракционной решётке, с периодом, равным длине звук. волны L. Если в такой структуре распространяется луч света, то в среде, помимо основного (0-го порядка), возникают дифракц. пучки света, характеристики к-рых — направление в пр-ве, поляризация и интенсивность — зависят от параметров звук. поля (частоты и интенсивности УЗ, толщины звук. пучка D), а также от угла 6, под к-рым падает свет на звук. пучок. В результате Доплера эффекта при рассеянии на движущейся решётке частота дифрагиров. света отличается от частоты падающего на величину частоты звука.
Интенсивность света в дифракц. максимуме определяется фазовыми сдвигами между волнами, приходящими в точку наблюдения из всех точек объёма вз-ствия. При произвольном 6 эффективность Д. с. на у. h=Im/I0 мала (I0 и Im — интенсивности света в падающем пучке и в дифракц. пучке m-го порядка). Лишь при определённом q световые волны, идущие из разл. точек области вз-ствия, оказываются синфазными и эффективность дифракции возрастает во много раз, т. е. возникает резонансная дифракция. Для неё характерна зависимость эффективности от длины L пути, пройденного светом в области акустооптич. вз-ствия (длины вз-ствия). При достаточно большой L интенсивность дифрагиров. света становится сравнимой с интенсивностью падающего.
Рис. 1. Схема дифракции Рамана — Ната.
Условия возникновения и характер резонансной Д. с. на у. зависят от соотношения между l и L, где l — длина волны света. Для НЧ звука (от неск. десятков МГц и ниже), для к-рого справедливо условие lL/L2<<1, резонансная дифракция имеет место при норм. падении света на звук. пучок (т. н. дифракция Р а м а н а — Н а т а, рис. 1). При этом световая волна проходит сквозь звук. пучок, не отражаясь, а периодич. изменение n под действием УЗ приводит к периодич. изменению фазы прошедшей световой волны. В результате на выходе из акустич. пучка плоская световая волна оказывается модулированной по фазе: её волновой фронт становится гофрированным. Такая волна эквивалентна большому числу плоских волн, распространяющихся под малыми углами друг к другу. В соответствии с этим падаю-
173
щий световой луч разбивается на серию лучей, направленных под малыми углами q'm=ml/L (m=0, ±1, . . .— порядок дифракции) к направлению падающего света. Энергия падающего излучения распределяется среди мн. порядков дифракции симметрично относительно проходящего света.
Резонансная дифракция на ВЧ звуке (на частотах гиперзвука), длина волны к-рого удовлетворяет условию lL/L2>1, наз. брэгговской дифракцией. Она возникает в изотропной среде, если свет падает на
Рис. 2. Схема дифракции Брэгга.
звук. пучок под т. н. углом Брэгга (рис. 2) qБ=arcsin((1/2)(l/L)). В этом
случае отклонение света происходит только в 1-й порядок дифракции: в + 1-й для света, падающего в сторону, противоположную распространению звука, или в -1-й, если свет падает в сторону распространения звука. Объяснить дифракцию Брэгга можно тем, что падающая под углом к звук. решётке световая волна частично отражается от неё и интерференция отражённых лучей определяет интенсивность дифрагиров. света — она максимальна, если разность оп-
выходит из звук. пучка под углом q'=qб. Для фиксированной К существует предельная звук. частота fмакс= 2с/l (с — скорость звука), выше к-рой брэгговская дифракция невозможна. Эта частота отвечает отражению световой волны назад от звук. решётки.
В анизотропной среде брэгговская дифракция может происходить как с изменением поляризации у дифрагированного света, так и без него. В последнем случае картина дифракции аналогична картине брэгговской дифракции в изотропной среде. При дифракции с изменением поляризации брэгговский угол определяется не только соотношением длин волн света и звука, но и оптич. св-вами среды. Продифрагировавший свет выходит из звук. пучка под углом не равным брэгговскому. Дифракция света с данной длиной волны возможна на звук. волнах, частоты .к-рых ограничены не только сверху, но и
снизу: fмин<f<fмакс. Миним. значению частоты f1 соответствует коллинеарная дифракция, при к-рой световые лучи, как падающий, так и дифрагированный, параллельны и распространяются в одну сторону.
С помощью Д. с. на у. определяются хар-ки звук. полей (звук. давление, интенсивность звука и т. п.), измеряются поглощение и скорость УЗ, модули упругости 2-го и 3-го порядков, упругооптич. и магнитооптич. св-ва материалов. Д. с. на у. применяется в разл. устройствах акустооптики для модуляции и отклонения света, при акустооптич. обработке СВЧ сигналов, для приёма сигналов в УЗ-вых линиях задержки и др.
Дифракция света может происходить не только на вводимой извне звук. волне, но и на собственных упругих колебаниях конденсированных сред (тв. тел, жидкостей) — это т. н. Мандельштама — Бриллюэна рассеяние.
• Ультразвук, М., 1979 (Маленькая энциклопедия); Физическая акустика, под ред. У. Мэзона и Р. Терстона, пер. с англ., т. 7, М., 1974, гл. 5; Т а к е р Дж., Р э м п т о н В., Гиперзвук в физике твердого тела, пер. с англ., М., 1975; Гуляев Ю. В., Проклов В. В., Шкердин Г. Н., Дифракция света на звуке в твердых телах, «УФН», 1978, т. 124, в. 1, с. 61.
В. М. Левин.
ДИФРАКЦИЯ ЭЛЕКТРОНОВ, см. Дифракция микрочастиц.
ДИФФЕРЕНЦИАЛЬНЫЙ МЕТОД ИЗМЕРЕНИЙ (разностный метод), метод измерений, в к-ром определяют разность между измеряемой и известной физ. величинами. Известную величину чаще всего воспроизводят при помощи меры. Если разность между измеряемой и известной величинами мала, то погрешность измерения в основном определяется точностью знания известной величины. Напр., если разность не превышает 0,01 части измеряемой величины, измерение её с погрешностью 0,1% внесёт в общий результат погрешность не более 0,001%. Д. м. и. применяется при поверке средств измерений — сличении поверяемой меры с образцовой (напр., концевых мер длины на компараторе), а также при испытаниях материалов и изделий, основанных на сравнении их с образцами. В области линейных измерений Д. м. и. наз. относительным методом.
ДИФФУЗИОННАЯ КАМЕРА, прибор, в к-ром можно наблюдать треки заряж. ч-ц, как и в Вильсона камере. Треки в Д. к. создаются каплями жидкости в пересыщенных парах спирта, дересыщение их достигается за счёт непрерывного потока пара от горячей поверхности у крышки камеры к более холодной поверхности у её дна. В отличие от камеры Вильсона, в Д. к. пересыщение существует постоянно (в нек-ром слое Д. к.), поэтому Д. к. чувствительна к ионизирующим ч-цам непрерывно. Впервые осуществлена амер. физиком А. Лангсдорфом в 1936.
• Ляпидевский В. К., Диффузионная камера, «УФН», 1958, т. 66, в. 1, с. 111.
ДИФФУЗИЯ (от лат. diffusio — распространение, растекание), взаимное проникновение соприкасающихся в-в друг в друга вследствие теплового движения ч-ц в-ва. Д. происходит в направлении уменьшения концентрации в-ва и ведёт к его равномерному распределению по занимаемому объёму (к выравниванию хим. потенциала). Д. имеет место в газах, жидкостях и тв. телах, причём диффундировать могут как находящиеся в них ч-цы посторонних в-в, так и собственные ч-цы (самодиффузия). Д. крупных ч-ц, взвешенных в газе или жидкости (напр., ч-ц дыма или суспензии), осуществляется благодаря их броуновскому движению. Ниже в статье рассматривается Д. молекул (или атомов).
Наиболее быстро Д. происходит в газах, медленнее — в жидкостях, ещё медленнее — в тв. телах, что обусловлено характером теплового движения ч-ц в этих средах. Траектория движения каждой ч-цы газа представляет собой ломаную линию, т. к. при столкновениях она меняет направление и скорость движения. Поэтому диффузионное проникновение значительно медленнее свободного движения. Смещение ч-цы L меняется со временем случайным образом, но ср. квадрат его L2 за большое число столкновений растёт пропорционально времени С L2 ~ Dt; коэфф. пропорциональности D наз. коэфф. Д. Это соотношение, полученное А. Эйнштейном, справедливо для любых процессов Д. Для простейшего случая самодиффузии в газах коэфф. Д. может быть определён, если за ср. смещение принять ср. длину свободного пробега молекулы l. Для газа l=ct, где с — ср. скорость движения ч-ц, t — ср. время между столкновениями. Т. о., D~l2/t ~lс (более точно D=1/3lc). Коэфф. Д. обратно пропорционален давлению р газа (т. к. l ~ 1/р); с ростом темп-ры Т (при пост. объёме) коэфф. D увеличивается пропорционально Г1/2, т. к. с ~ ÖT. С увеличением мол. массы D уменьшается.
В жидкостях, в соответствии с характером теплового движения молекул, Д. осуществляется перескоками молекул из одного устойчивого положения в другое. Каждый скачок происходит при сообщении молекуле энергии, достаточной для разрыва её связей с соседними молекулами и перехода в окружение др. молекул (в новое энергетически выгодное положение). Ср. перемещение при таком скачке не превышает меж-мол. расстояния. Диффузионное движение ч-ц в жидкости можно рассматривать как движение с трением, к нему применимо второе соотношение Эйнштейна: D ~ ukT. Здесь u — по-
174
движность диффундирующих ч-ц, т. е. коэфф. пропорциональности между скоростью ч-цы с и движущей силой F при стационарном движении с трением (с=uF). Если ч-цы сферически симметричны, то u=1/6phr, где h — коэфф. вязкости жидкости, r — радиус ч-цы (см. Стокса закон). В жидкости увеличение коэфф. Д. с ростом темп-ры обусловлено «разрыхлением» её структуры при нагреве и соответствующим увеличением числа перескоков в единицу времени.
В твёрдом теле могут действовать неск. механизмов Д.: обмен местами атомов с вакансиями (незанятыми узлами крист. решётки), перемещение атомов по междоузлиям, одноврем. циклич. перемещение неск. атомов, прямой обмен местами двух соседних атомов и т. д. Первый механизм преобладает, напр., при образовании тв. растворов замещения, второй — тв. растворов внедрения.
Коэфф. Д. в тв. телах крайне чувствителен к дефектам крист. решётки, возникшим при нагреве, напряжениях, деформациях и др. воздействиях. Увеличение числа дефектов (гл. обр. вакансий) облегчает перемещение атомов в тв. теле и приводит к росту Д. В тв. телах характерна резкая (экспоненциальная) зависимость D от Т. Так, коэфф. Д. цинка в медь при повышении Т от 20°С до 300°С возрастает в 1014 раз.
ЗНАЧЕНИЕ КОЭФФИЦИЕНТА ДИФФУЗИИ (при атм. давлении)
Для большинства науч. и практич. задач существенно не диффузионное движение отд. ч-ц, а обусловленное им выравнивание концентрации в-ва в первоначально неоднородной среде. Из областей высокой концентрации уходит больше ч-ц, чем из областей низкой концентрации. Через единичную площадку в неоднородной среде проходит за единицу времени безвозвратный поток в-ва в сторону меньшей концентрации — диффузионный поток j. Он равен разности между числами ч-ц, пересекающих площадку в том и др. направлениях, и потому пропорционален градиенту концентрации ÑС (уменьшению концентрации С на единицу длины). Эта зависимость выражается законом Ф и к а (1855): j =-DÑС. Математически закон Фика аналогичен ур-нию теплопроводности Фурье. В основе этих явлений лежит единый механизм мол. переноса: в законе Фика — перенос массы, в ур-нии теплопроводности — энергии (см. Переноса явления).
Д. возникает не только при наличии в среде градиента концентрации (хим. потенциала). Под действием внешнего электрического поля происходит Д. заряженных ч-ц (электродиффузия), действие поля тяжести или давления вызывает бародиффузию, в неравномерно нагретой среде возникает термодиффузия.
Все эксперим. методы определения Д. требуют приведения в контакт диффундирующих в-в и анализа их состава, изменённого в процессе Д. Анализ состава производят химическими, оптическими (по изменению показателя преломления или поглощения света), масс-спектроскопическими методами, с помощью меченых атомов и т. д.
Д. важна в хим. кинетике и технологии. При протекании хим. реакции на поверхности катализатора или одного из реагирующих в-в (напр., горении угля) Д. может определять скорость подвода др. реагирующих в-в и отвода продуктов реакции, т. е. являться определяющим (лимитирующим) процессом.
Для процессов испарения и конденсации, растворения кристаллов и кристаллизации Д. оказывается обычно определяющей. Д. газов через пористые перегородки или в струю
пара используется для изотопов разделения.
В жидких р-рах Д. молекул растворителя через полупроницаемые перегородки (мембраны) приводит к возникновению осмотич. давления (см. Осмос), что используется для разделения в-в. Д. лежит в основе мн. технологич. и биологич. процессов.
Д. А. Франк-Каменецкий.
ДИФФУЗИЯ НЕЙТРОНОВ, распространение нейтронов в в-ве, сопровождающееся многократным изменением направления и скорости их движения в результате их столкновений с ат. ядрами. Д. н. в среде аналогична диффузии атомов и молекул в газах и подчиняется тем же закономерностям. Быстрые нейтроны (с энергией, во много раз большей, чем ср. энергия теплового движения ч-ц среды) при диффузии отдают энергию среде и замедляются. В слабо поглощающих средах нейтроны приходят в тепловое равновесие со средой (тепловые нейтроны). В безграничной среде тепловой нейтрон диффундирует до тех пор, пока не поглотится одним из ат. ядер.
Диффузия тепловых нейтронов характеризуется коэфф. диффузии D и ср. квадратом расстояния L2T от точки образования теплового нейтрона до точки его поглощения: L2T=6Dt, где t — ср. время жизни теплового нейтрона в среде (табл.). Диффузию быстрых нейтронов характеризуют ср. квадратом расстояния l2б между точкой образования быстрого нейтрона
(в яд. реакции или при радиоактивном распаде) и точкой его замедления до тепловой энергии.
При диффузии в ограниченной среде нейтрон с большой вероятностью вылетает за её пределы, если радиус системы мал по сравнению с величиной
Ö(L2T+L2Б), и, напротив, нейтрон с большой вероятностью поглощается в среде, если её радиус велик по сравнению с этой величиной. Д. нейтронов играет существенную роль в работе ядерных реакторов.
• См. лит. при ст. Нейтронная физика.
Ф. Л. Шапиро.
ДИФФУЗИЯ НОСИТЕЛЕЙ, перемещение носителей заряда в полупроводниках, обусловленное неоднородностями их концентрации. В результате Д. н. в ПП возникает электрич. ток плотностью:
j=eDngradrn-eDpgradp,
где е — заряд эл-на, n — концентрация эл-нов проводимости, р — дырок, Dn, Dp — соответствующие коэфф. диффузии. Д. в. ПП с монополярной проводимостью (носители одного знака) сопровождается появлением объёмного заряда и электрич. поля. В результате возникает дрейф носителей, направленный противоположно Д-н. В условиях равновесия диффузионный и дрейфовый токи взаимно компенсируются. Д. н. в ПП с биполярной проводимостью, несмотря на наличие носителей обоего знака, также сопровождается возникновением объёмного заряда, поскольку, как правило, Dn¹Dp, и при диффузии носители одного знака обгоняют носителей другого знака. При этом также появляется электрич. поле, к-рое тормозит более подвижные и ускоряет менее подвижные носители. В результате осуществляется перемещение носите-
175
лей обоих знаков — а м б и п о л я р н а я диффузия, коэфф. к-рой
При n>>р D»Dp, а при n<<D»Dn. Амбиполярная диффузия неравновесных носителей явл. причиной Дембера эффекта и Кикоина — Носкова эффекта.
ДИФФУЗНОЕ ОТРАЖЕНИЕ света, см. в ст. Отражение света.
ДИФФУЗНЫЙ РАЗРЯД, электрический разряд в газе (напр., тлеющий или дуговой) в виде широкого светящегося столба. Д. р. формируется при низких давлениях (~10-1—10мм рт. ст.) и в условиях, когда длина свободного пробега l<<d (межэлектродного расстояния). Осн. механизмом потерь заряж. ч-ц из плазменного столба Д. р. явл. амбиполярная диффузия. Часто термин «Д. р.» употребляется как противопоставление 'контрагированному разряду.
ДИФФУЗОР в гидроаэромеханике, участок проточного канала (трубопровода), в к-ром происходит торможение потока жидкости или газа. Поперечное сечение Д. может быть круглым, прямоугольным, кольцевым, эллиптическим, а также несимметричным. По своему назначению и геом. форме Д.— устройство, обратное соплу. Вследствие падения ср. скорости v давление р в направлении течения растёт (см. Бернулли уравнение) и кинетич. энергия потока частично преобразуется в потенциальную. В отличие от сопла, преобразование энергии в Д. сопровождается заметным возрастанием энтропии и уменьшением полного давления. Разность полных давлений на входе и выходе Д. характеризует его гидравлич. сопротивление и наз. потерями. Потерянная часть кинетич. энергии потока затрачивается на образование вихрей, работу против сил трения и необратимо переходит в теплоту. Движение жидкости (газа) в направлении роста давления в потоке, т. е. существование положит. градиента давления в направлении течения,— осн. отличит. свойство Д.
В случае несжимаемой жидкости, а также при дозвуковой скорости газа v1 перед входом в Д. (v1<a, где а — скорость звука) площадь поперечного сечения канала в силу неразрывности уравнения должна увеличиваться в направлении течения, поэтому дозвук. Д. имеет форму расходящегося канала (рис. 1). При сверхзвук. скорости перед входом в Д. (v1>а) он имеет форму сходящегося или цилиндрич. канала, в к-ром после торможения ср. скорость становится дозвуковой. Дальнейшее торможение дозвук. скорости осуществляется в расходящемся дозвук. Д., присоединённом к сверхзвук. Д. (рис. 2).
Вязкость оказывает решающее влияние на течение в Д. В пограничном слое скорость под действием вязкости быстро убывает, обращаясь в нуль на стенке Д. Кинетич. энергия в пограничном слое меньше, чем в остальной части потока, а статич. давление в данном поперечном сечении почти постоянно. Т. к. средняя скорость по длине Д. падает, а давление растёт, то в сечении, расположенном на нек-ром расстоянии от входа в Д.,
Рис. 1. Дозвук. диффузор круглого сечения. 1 — сечение перед входом в диффузор; 2 — сечение за диффузором; 3 — профиль скорости; 4 — возвратное течение; 5 — циркуляц. течение.
Рис. 2. Сверхзвук. диффузор прямоугольного сечения. 7 — сходящаяся часть; 2 — горловина (цилиндрич. участок); 3 — расходящаяся часть.
кинетич. энергия потока вблизи стенки недостаточна для того, чтобы переместить жидкость или газ против сил давления, возрастающих в направлении потока. Вблизи этого сечения начинается отрыв потока от стенки и возникает возвратное течение. В результате у стенки Д. образуются области циркуляц. движения (рис. 1). Слой жидкости между оторвавшимся от стенки и осн. потоками неустойчив и периодически свёртывается в вихри, к-рые сносятся вниз по потоку. Место расположения отрыва в Д. зависит от толщины пограничного слоя, от величины положит. градиента давления, определяемого геом. формой Д., а также от профиля скорости и степени турбулентности потока перед входом в Д. В случае сверхзвук. скорости перед входом в Д. торможение потока осуществляется в ударных волнах, взаимодействующих между собой и отражающихся от стенок Д. (пунктир на рис. 2). Давление в потоке, прошедшем через ударную волну, резко увеличивается, и под воздействием большого положит. градиента давления в местах отражения ударных волн от стенок может происходить отрыв пограничного слоя (штриховка на рис. 2). Потери полного давления при торможении сверхзвук. потока в Д. намного больше, чем при торможении дозвук. потока. Площадь горловины (наиболее узкого поперечного
сечения) сверхзвук. Д. оказывает решающее воздействие на течение и потери в Д.
Д. применяются, когда необходимо затормозить поток жидкости или газа с наименьшими потерями. Они используются в газо-, нефте- и воздухопроводах, в гидравлич. магистралях, в турбомашинах всех типов, в воздушно-реактивных двигателях, эжекторах, МГД-генераторах, аэродинамических трубах, стендах для испытаний ракетных двигателей и др.
Теория течения в Д. недостаточно разработана, его осн. хар-ки и оптимальную форму определяют на основании результатов эксперим. исследований и их теоретич. обобщения.
• Абрамович Г. Н., Прикладная газовая динамика, 4 изд., М., 1976; Дейч М. Е., Зарянкин А. Е., Газодинамика диффузоров и выхлопных патрубков турбомашин, М., 1970; И д е л ь ч и к И. Е., Справочник по гидравлическим сопротивлениям, 2 изд., М., 1975. С. Л. Вишневецкий,
ДИХРОИЗМ (от греч. dichroos — двухцветный), различная окраска обладающих двойным лучепреломлением одноосных кристаллов в проходящем свете при взаимно перпендикулярных направлениях наблюдения — вдоль оптич. оси кристалла (т. н. «осевая» окраска) и перпендикулярно к ней («базисная» окраска). Д.— частный случай плеохроизма (многоцветности). Подробнее см. в ст. Плеохроизм, где разъяснены также термины круговой Д. и линейный Д.
ДИЭЛЕКТРИКИ (англ. dielectric, от греч. dia — через, сквозь и англ. electric — электрический), вещества, плохо проводящие электрич. ток. Термин «Д.» введён Фарадеем для обозначения в-в, в к-рые проникает электрич. поле. Д. явл. все газы (неионизованные), нек-рые жидкости и тв. тела. Электропроводность Д. по сравнению с металлами очень мала. Их уд. электрич. сопротивление r — 108— 1017 Ом•см. Количеств. различие в электропроводности Д. и металлов классич. физика пыталась объяснить тем, что в металлах есть свободные эл-ны, а в Д. все эл-ны связаны с атомами. Электрич. поле не отрывает их от атомов, а лишь слегка смещает. Квант. теория твёрдого тела объясняет разные электрич. св-ва металлов и Д. разл. характером распределения эл-нов по уровням энергии. В Д. верхний заполненный эл-нами энергетич. уровень совпадает с верхней границей одной из разрешённых зон (в металлах он лежит внутри разрешённой зоны), а ближайшие свободные уровни отделены от заполненных запрещённой зоной, к-рую эл-ны под действием обычных (не слишком сильных) электрич. полей преодолеть не могут (см. Зонная теория). Действие электрич. поля сводится к перераспределению электронной плотности, к-рое приводит к поляризации Д. Резкой границы между Д. и полупроводниками провести
176
нельзя. В-ва с шириной запрещённой зоны ξg<3 эВ условно относят к ПП, а с ξg>3эВ — к Д.
Поляризация. Механизмы поляризации Д. различны и зависят от характера хим. связи. Напр., в ионных кристаллах (NaCl и др.) поляризация явл. результатом сдвига ионов друг относительно друга (ионная поляризация; рис., а) и деформации электронных оболочек отд. ионов (электронная поляризация).
Рис. Поляризация диэлектриков: а — ионная; б — электронная; в — ориентационная.
В кристаллах с ковалентной связью (напр., алмаз) поляризация обусловлена гл. обр. смещением эл-нов, осуществляющих хим. связь (рис., б). В т. н. полярных Д. (напр., твёрдый H2S) молекулы или радикалы представляют собой электрич. диполи, к-рые в отсутствии электрич. поля ориентированы хаотически, а в поле приобретают преимуществ. ориентацию (рис., в). Такая ориентационная поляризация типична для мн. жидкостей и газов. Сходный механизм поляризации связан с «перескоком» под действием электрич. поля отд. ионов из одних положений равновесия в другие. Особенно часто такой механизм наблюдается в в-вах с водородной связью, напр. у льда, где ионы водорода имеют неск. положений равновесия.
Поляризацию Д. характеризуют электрич. дипольным моментом единицы объёма
где pi — дипольные моменты ч-ц (атомов, ионов, молекул), N — число ч-ц в единице объёма (см. Поляризуемость). Величина R зависит от напряжённости электрич. поля E. В слабых полях R=cE. Коэфф. пропорциональности c наз. диэлектрической восприимчивостью. Часто
вместо вектора R пользуются вектором электрич. индукции:
D=E+4pR=eE (в системе СГСЭ), (1)
где 6 — диэлектрическая проницаемость. В вакууме c=0 и e=1 (в системе СГСЭ). Величины c и e — осн. характеристики Д. В анизотропных крист. Д. направление R определяется не только направлением поля Е, но и направлением осей симметрии кристалла. Поэтому вектор R составляет разл. углы с E в зависимости от ориентации Е по отношению к осям симметрии в кристалле. В этом случае e и c явл. тензорами.
Диэлектрики в переменном поле. Если поле E быстро изменяется во времени t, то поляризация Д. не успевает следовать за ним. Между колебаниями R и E появляется разность фаз 8. Диэлектрич. проницаемость в этом случае представляют комплексной величиной: e=e'-ie", причем e' и e" зависят от частоты перем. электрич. поля w. Абс. величина |e|=Ö(e'2+e"2) определяет амплитуду колебания вектора индукции D, а отношение e'/e" определяет диэлектрические потери. В пост. электрич. поле e"=0, а e'=e.
В перем. электрич. полях высоких частот (оптич. диапазон) св-ва Д. принято характеризовать показателями преломления n и поглощения k (вместо e' и e"). Первый равен отношению скоростей распространения эл.-магн. волн в Д. и в вакууме. Показатель поглощения k характеризует затухание эл.-магн. волн в Д. Комплексный показатель преломления равен n^=n(1+ik); величины n, k, e' и e" оказываются связанными соотношением:
n(1+ ik)=Ö(e'-ie") . (2)
Поляризация диэлектриков в отсутствии электрич. поля Е. В крист. Д., где ионы разного знака расположены в определённом порядке, поляризация может существовать и в отсутствии электрич. поля. Обычно она не проявляется, т. к. создаваемое электрич. поле компенсируется полем свободных зарядов, натекающих на поверхность кристалла извне и изнутри. Нарушение компенсации, приводящее к врем. появлению электрич. поля в кристалле, происходит в пироэлектриках — при изменении темп-ры кристалла и в пьезоэлектриках — при деформации. Разновидностью пироэлектриков явл. сегнетоэлектрики, в к-рых поляризация может существенно изменяться (как по величине, так и по направлению) под влиянием внешних воздействий. Поляризация в отсутствии поля может наблюдаться также в нек-рых в-вах типа смол и стёкол (см. Электреты).
Электропроводность Д. мала, но отлична от нуля (табл.). Подвижными носителями заряда в Д. могут быть эл-ны и ионы. Электронная проводимость в обычных условиях мала по
сравнению с ионной. Ионная проводимость обусловлена перемещением собств. и примесных ионов. Возможность перемещения ионов по кристаллу связана с наличием структурных дефектов в кристаллич. решётке. Если, напр., в кристалле есть вакансии, то под действием поля соседний ион может занять её, во вновь образовавшуюся вакансию может перейти след. ион и т. д. Перемещение ионов может происходить также по междоузлиям. С ростом темп-ры ионная проводимость возрастает. Заметный вклад в электропроводность Д. может вносить поверхностная проводимость (см. Поверхностные явления).
Пробой. Электрич. ток j через Д. пропорционален напряжённости электрич. поля Е (закон Ома): j=sE, где а — проводимость Д. Однако в достаточно сильных полях ток нарастает быстрее, чем по закону Ома. При нек-ром критич. значении Eпр наступает электрич. пробой Д. Величина Eпр наз. электрической прочностью Д. (табл.). При пробое
УДЕЛЬНОЕ СОПРОТИВЛЕНИЕ r И ЭЛЕКТРИЧ. ПРОЧНОСТЬ Епр НЕК-РЫХ ТВЁРДЫХ ДИЭЛЕКТРИКОВ
почти весь ток течёт по узкому каналу (см. Шнурование тока).
В твёрдых Д. различают тепловой и электрич. пробой. При тепловом пробое с ростом j растёт темп-pa Д. (Джоулева теплота), что приводит к увеличению числа подвижных носителей заряда n и уменьшению r. При электрич. пробое с ростом поля Е возрастает генерация носителей под действием поля. В Д. пробою способствуют неизбежные неоднородности, т. к. в местах неоднородности поле Е может возрасти.
Плотность тока в шнуре может достигать больших величин. Это может привести к разрушению Д.: образуется сквозное отверстие или Д. проплавляется по каналу; в канале могут протекать хим. реакции; напр., в органич. Д. осаждается углерод, в ионных кристаллах — металл (металлизация канала) и т. п.
Электрич. прочность жидких диэлектриков в сильной степени зависит от чистоты жидкости. Наличие примесей и загрязнений существенно понижает Епр. Для чистых однородных жидких Д. Eпр близка к Eпр твёрдых Д. Пробой в газе связан с ударной ионизацией и проявляется в виде электрического разряда в газах.
177
Нелинейные свойства. Линейная зависимость P=cЕ справедлива только для полей Е, значительно меньших
внутрикристаллических полей (Екр~108 В/см). Т. к. Eпр<<Eкр. то в большинстве Д. не удаётся наблюдать нелинейную зависимость P(Е) в пост. электрич. поле. Исключение составляют сегнетоэлектрики, где в сегнетоэлектрич. области и вблизи фазовых переходов наблюдается сильная нелинейная зависимость P(Е). Однако нелинейные св-ва любых Д. проявляются в ВЧ полях больших амплитуд (Eпр растёт). В частности, в луче лазера, где могут быть созданы электрич. поля ~108 В/см, нелинейные св-ва Д. становятся существенными. Это позволяет наблюдать преобразование частоты света, самофокусировку и др. нелинейные эффекты в диэлектрич. кристаллах (см. Нелинейная оптика) .
Применения. Многие Д. используются гл. обр. как электроизоляц. материалы. В частности, Д. с высоким Eпр используются как конденсаторные материалы. Пьезоэлектрики применяются для преобразований звук. колебаний в электрические и наоборот (см. Пьезоэлектрический преобразователь); пироэлектрики — для индикации и измерения интенсивности ИК излучения; сегнетоэлектрики — как нелинейные элементы в радиоэлектронике. Вводя в Д. примеси, можно окрасить его, сделав непрозрачным для определённой области спектра (оптич. фильтры). Многие диэлектрич. кристаллы используются в квантовой электронике (в лазерах и квантовых усилителях СВЧ) и др.
• Сканави Г. И., Физика диэлектриков (Область слабых полей), М.—Л., 1949; его же, Физика диэлектриков (Область сильных полей), М., 1958; Ф р ё л и х Г., Теория диэлектриков, пер. с англ., М., I960; Хиппель А. Р., Диэлектрики и волны, пер. с англ., М., 1960; Желудев И. С., Физика кристаллических диэлектриков, М., 1968; Б а р ф у т Ж., Тейлор Дж., Полярные диэлектрики и их применения, пер. с англ., М., 1981. А. П. Леванюк.
ДИЭЛЕКТРИЧЕСКАЯ ВОСПРИИМЧИВОСТЬ, величина, характеризующая способность среды к поляризации. Д. в.— коэфф. пропорциональности c в соотношении P=cE, где IE — напряжённость электрич. поля, P — дипольный момент единицы объёма диэлектрика. Д. в. характеризует диэлектрич. свойства в-ва, так же как и диэлектрическая проницаемость e, с к-рой она связана соотношением (в системе единиц СГСЭ): e=1+4pc.
• См. лит. при ст. Диэлектрики.
ДИЭЛЕКТРИЧЕСКАЯ ПРОНИЦАЕМОСТЬ, величина e, характеризующая поляризацию диэлектриков под действием электрич. поля Е. Д. п. входит в Кулона закон как величина, показывающая, во сколько раз сила вз-ствия двух свободных зарядов в диэлектрике меньше, чем в вакууме. Ослабление вз-ствия происходит из-за экранизации свободных зарядов связанными, образующимися в результате поляризации среды. Связанные заряды возникают вследствие микроскопич. перераспределения заряда в электрически нейтральной среде и, в отличие от свободных зарядов, не способны перемещаться под действием поля на макроскопич. расстояния, т. е. не участвуют в электропроводности в-в.
Связь между вектором поляризации P, вектором напряжённости электрич. поля Е в вакууме и в диэлектрике (вектором электрич. индукции D) в системе единиц СГСЭ имеет вид:
D=E+4pP=eE, (1)
в системе единиц СИ:
D=e0E+P=e0eE, (2)
где e0 — электрическая постоянная. Величина Д. п. e зависит от структуры и хим. состава в-ва, а также от давления, темп-ры и др. внешних условий (табл.).
Микроскопич. теория приводит к приближённому выражению для Д. п. неполярных диэлектриков:
где ni — концентрация i-того сорта атомов, ионов или молекул, ai — их поляризуемость, bi — т. н. фактор внутр. поля, учитывающий вз-ствие диполей друг с другом и обусловленный особенностями структуры кристалла. Для большинства диэлектриков с e=2—8, b»1/3 (в системе единиц СГСЭ b=4p/3), e практически не зависит от темп-ры, давления и электрич. поля вплоть до пробоя диэлектрика. Высокие значения e нек-рых окислов металлов и др. соединений обусловлены особенностями их структуры, приводящими к большим значениям b и к сильному уменьшению знаменателя дроби в формуле (3), Т. К. при Sniaibi ® 1, e ®¥.
Поляризация диэлектрика при наложении электрич. поля происходит
Рис. 1. а — изменение поляризации P во времени t при включении электрич. поля Е в случае ионного и электронного механизмов поляризации; б — частотные зависимости e' и tgd.
Рис. 2. а — изменение поляризации P во времени при включении поля Е при ориентац. механизме поляризации; б — частотные зависимости e' и tgd.
СТАТИЧ. ДИЭЛЕКТРИЧ. ПРОНИЦАЕМОСТЬ e НЕК-РЫХ ДИЭЛЕКТРИКОВ
не мгновенно, а в течение нек-рого времени t (время релаксации). В переменном поле E=E0sinwt; это приводит к отставанию поляризации P=P0•sin(wt-d) от поля Е. При описании колебаний P и Е методом комплексных амплитуд Д. п. представляют комплексной величиной:
e=e'-ie", (4)
причём e' и e" зависят от w и t (см. Дебая формулы), а отношение e"/e'=tgd определяет диэлектрические потери в среде. Сдвиг фаз d зависит от соотношения времён т и T=2p/w. При t<<T (w<<1/t, низкие частоты) направление P изменяется практически одновременно с Е, т. е. d=0. Соответствующее значение e' обозначают e0. При t>>Т (высокие частоты) поляризация не успевает за изменениями Е, d®p и e' в этом случае обозначают e¥. Очевидно, что e0¹e¥, и в перем. полях Д. п. оказывается
178
функцией со. Вблизи w=1/t происходит изменение e' от e0 до e¥ (область дисперсии), а зависимость tgd(w) проходит через максимум.
Характер зависимостей e'(w) и tgd (w) в области дисперсии определяется механизмом поляризации. В случае ионной и электронной поляризаций изменение R во времени t при включении поля Е имеет характер затухающих колебаний (рис. 1, а). Соответственно зависимости e' и tgd от w наз. резонансными (рис. 1,б). При ориентац. поляризации R(t) носит релаксац. характер (рис. 2, а), а зависимости e' и tgd от w наз. релаксационными (рис. 2, б). Времена т установления или исчезновения поляризации в этом случае зависят от интенсивности теплового движения атомов, молекул или ионов, т. е. от темп-ры. При ориентац. поляризации т определяется временем ориентации отд. молекул в направлении Е и зависит от величины дипольных моментов молекул, вязкости среды, энергии диполь-дипольного вз-ствия и т. д. При комнатной темп-ре t~10-4— 10-10 с, причём для газов и жидкостей, как правило, t меньше, чем для тв. тел.
В тв. диэлектриках поляризация часто обусловлена слабо связанными ионами, к-рые могут иметь неск. положений равновесия. Под действием поля Е и теплового движения они могут перемещаться из одного равновесного положения в другое, преодолевая потенциальный барьер U. В этом случае t~exp(U/kT) варьируется в широком интервале. В электрически неоднородных средах наблюдается межповерхностная поляризация, вызванная движением свободных носителей заряда, скапливающихся вблизи границ областей с повышенным уд. сопротивлением (межкристаллитная прослойка в керамике, при-
Рис. 3. Частотные зависимости e' и tgd в широком диапазоне частот для гипотетич. диэлектрика: частоты w1, w2 и w3 соответствуют ориентац. поляризации, w4 и w5 — электронной и ионной поляризациям.
электродные запорные слои в кристаллах, микротрещины, флуктуации хим. состава и т. д.). При этом в системе единиц СГСЭ t~e/4ps (в СИ t=e0e/s), где e и s — Д. п. и проводимость высокопроводящих включений.
В реальных диэлектриках нередко возможны одновременно неск. механизмов поляризации с различными т, что приводит к более сложному характеру зависимостей e(w) и tgd (w) (рис. 3).
Дифференциальная Д. п. в системе единиц СГСЭ:
eдиф=dD/dE, где D — электрич. индукция. В обычных диэлектриках e»eдиф вплоть до пробоя. В нелинейных диэлектриках (напр., сегнетоэлектриках) e¹eдиф. Величину eдиф измеряют обычно в слабых перем. полях при одноврем. наложении сильного пост. поля и называют реверсивной
Д. п.
• См. лит. при ст. Диэлектрики.
И. Н. Грозное.
часть энергии перем. электрич. поля Е, к-рая преобразуется в теплоту при переполяризации диэлектрика. Все движения частиц в веществе связаны с диссипацией части энергии, сообщённой частицам электрическим полем; в конечном счёте эта часть энергии превращается в теплоту. Величина «сил трения» и, следовательно, Д. п. тем больше, чем больше скорость ч-ц. Это указывает на зависимость Д. п. от частоты со поля Ж.
Если осн. роль в поляризации диэлектрика играют малые смещения эл-нов и ионов, то диэлектрик можно рассматривать как совокупность гармонич. осцилляторов, испытывающих в перем. поле вынужденные колебания. Потери энергии при таких колебаниях максимальны, если со близка к частоте собственных колебаний осциллятора (резонанс). При выходе частоты из области резонанса амплитуды колебаний и скорости ч-ц быстро уменьшаются, и Д. п. становятся небольшими. При электронном механизме поляризации максимум потерь приходится на оптич. частоты (~1015Гц), поэтому для электротехнич. и радиотехнич. частот Д. п. ничтожны. При поляризации, обусловленной смещением ионов, максимум Д. п. расположен в ИК диапазоне (1012 —1013 Гц).
Ещё меньшие частоты соответствуют максимуму Д. п. при ориентац. поляризации. Если период колебаний внеш. поля меньше, чем время, необходимое для выстраивания дипольных моментов вдоль поля, поляризация почти не успевает устанавливаться и Д. п. малы. При низких частотах поляризация успевает следовать за полем, т. е. смещения ч-ц велики, но из-за больших величин времени смещений Д. п. также малы. Максимум Д. п. имеет место при наложении перем. поля, период к-рого Т примерно равен времени установления ориентации молекул (времени релаксации). Для воды, где поляризация в основном ориентационная. Т ~10-10 с.
Д. п. количественно характеризуются величиной тангенса угла Д. п. tg6 (угол б — разность фаз между векторами поляризации Р и напряжённости Е электрич. поля).
Реальные диэлектрики обладают конечной электрич. проводимостью s, с наличием к-рой также связана часть Д. п. При низких частотах джоулевы потери, связанные с проводимостью, могут оказаться существенными, т. к. (в отличие от рассмотренных выше) их величина ¹0 при w®0. Если Д. п. обусловлены только проводимостью, то tgd=4ps/w (в единицах СГСЭ).
• См. лит. при ст. Диэлектрики.
А. П. Леванюк.
трековый детектор в виде тв. диэлектрич. образца, в к-ром регистрируются следы попавших в него заряж. ч-ц. Частицы, двигаясь в диэлектрике, нарушают его структуру (р а д и а ц и о н н ы е дефекты). Нарушения имеют форму тёмных следов (треков) шириной от неск. десятков до неск. сотен Å. Их ширина может быть увеличена до 1—2 мкм (и выше) избират. послойным травлением поверхности диэлектрика растворами кислот, щелочей, окислителей (скорость травления вдоль следа превосходит скорость травления остальной поверхности).
Эффект избирательного травления обнаружен для мн. минералов, стёкол и ряда органич. полимеров. Наибольшее применение в качестве Д. д. нашли силикатные и фосфатные стёкла (в частности, обычное оконное стекло), слюды (мусковит и фторфлогопит), лавсан, поликарбонат, нитроцеллюлоза. Наиболее чувствителен полимер диэтиленгликоль — бисаллилкарбонат, способный, напр., регистрировать a-частицы с энергией до 7 МэВ. Д. д. обладает высокой эффективностью регистрации, отсутствием фоновых событий, термич. стабильностью следов, простотой обработки и пороговой чувствительностью к лёгким заряж. ч-цам. Д. д. применяются гл. обр. для регистрации осколков деления атомных ядер и многозарядных ионов. Д. д. определяют тяжёлые ч-цы в первичном косм. излучении по зависимости скорости травления следа от заряда и скорости ч-цы. С помощью Д. д. в косм. лучах были обнаружены ядра тяжелее Fe.
• Флейшер Р. Л., П р а й с П. Б., У о к е р Р. М., Треки заряженных частиц в твердых телах, пер. с англ., М., 1981.
ДЛИНА ВОЛНЫ, пространственный период волны, т. е. расстояние между
179
двумя ближайшими точками гармонич. бегущей волны, находящимися в одинаковой фазе колебаний, или удвоенное расстояние между двумя ближайшими узлами или пучностями стоячей волны. Д. в. l связана с периодом колебания Т и фазовой скоростью рф распространения волны в данном направлении соотношением: l=vфT.
ДЛИНА СВОБОДНОГО ПРОБЕГА (средняя длина свободного пробега, l), средняя длина пути, проходимого ч-цей между двумя последоват. соударениями с др. ч-цами. Т. к. столкновения могут быть разного типа — упругие, неупругие, с возбуждением или ионизацией и т. д. (см. Столкновения атомные), соответственно различают Д. с. п. между столкновениями того или иного типа. Понятие «Д. с. п.» впервые появилось в кинетической теории газов. Если за 1 с молекула газа проходит в среднем путь v, испытывая при этом n упругих соударений с такими же молекулами и двигаясь в интервале между соударениями равномерно и прямолинейно, то l=v/n=1/(nsÖ2), где n — число молекул в ед. объёма (плотность газа), a — сечение эффективное молекулы. Для обычных мол. газов в норм. условиях l ~10-5 см, что примерно в 100 раз больше ср. расстояния между молекулами. Понятие «Д. с. п.» в кинетич. теории газов было обобщено и для систем слабо взаимодействующих ч-ц, образующих газоподобные системы (электронный газ в металлах и ПП, нейтроны в слабо поглощающих средах и т. п.). В теории неравновесных процессов естественно возникает нек-рая величина размерности длины, к-рую возможно истолковать как Д. с. п. Она входит в выражения для коэфф. разл. явлений переноса.
Д. с. п. заряженных частиц (электронов и ионов). При классическом рассмотрении понятия эффективного сечения и Д. с. п. по отношению к упругим столкновениям заряж. ч-ц теряют смысл, т. к. вз-ствие ионов (эл-нов) с атомами (молекулами) может происходить и на расстоянии. В рамках квант. механики, рассматривая упругие вз-ствия заряж. ч-ц, получают конечные значения для эфф. поперечного сечения и, следовательно, для Д. с. п., если вз-ствие убывает быстрее, чем 1/r3. В плазме можно определить Д. с. п. для упругих вз-ствий, считая, что радиус действия поля рассеивающих центров не превышает дебаевского радиуса экранирования. По отношению к неупругим процессам Д. с. п. определяется ср. расстоянием, к-рое проходит ион (эл-н) при данной скорости, прежде чем примет участие в процессе.
ДЛИННЫЕ ЛИНИИ, см. в ст. Линии передачи.
ДОБРОТНОСТИ ИЗМЕРИТЕЛЬ, то же, что куметр.
ДОБРОТНОСТЬ, величина, характеризующая резонансные свойства линейной колебат. системы; численно равна отношению резонансной частоты со к ширине резонансной кривой Dw на уровне убывания амплитуды в Ö2 раза: Q=w/Dw. Принято также выражать Д. колебат. системы через отношение запасённой в ней энергии W к средней за период колебаний мощности потерь Р: Q=wW/P. Однако при наличии потерь величина запасённой энергии не может быть установлена строго и определяется путём условного разграничения диссипативных и реактивных элементов. Так, напр., в случае электрич. контуров принято запасённую энергию считать сосредоточенной в чисто реактивных элементах индуктивности L и ёмкости С, а потери связывать с протеканием тока по чисто диссипативному элементу — сопротивлению R, тогда Д.
Соответственно для механич. колебат. системы с массой m, упругостью k и коэфф. трения b
Q=Ö(mk/b)=wm/b=k/wb. (2)
В колебат. системах с большой Д. частота и коэфф. затухания а слабозатухающих колебаний вида e-atsinwt связаны с Д. отношением Q=w/2a=p/d>>i, где d=2pa/w — логарифмич. декремент затухания.
Д. характеризует избирательную и разрешающую способности колебат. системы: чем больше Q, тем выше резонансный отклик системы по сравнению с нерезонансным; близкие частоты w1 и w2 могут быть разрешены, если |w1-w2|>>Dw=w/Q. Обычные радиоконтуры обладают Д. Q ~ 101 —102, для камертона Q ~ 102, для пьезокварцевой пластинки Q ~ 2•104 на частоте 20 кГц, для СВЧ резонаторов Q ~ 103—104, а для квазиоптич. и оптич. резонаторов ~106—107.
• Стрелков С. П., Введение в теорию колебаний, 2 изд., М., 1964; Горелик Г. С., Колебания и волны, 2 изд., М., 1959; Сивухин Д. В., Общий курс физики, т. 3 — Электричество, М., 1977.
ДОЗА (от греч. dosis — доля, порция, приём) излучения, энергия ионизирующего излучения, поглощённая облучаемым в-вом и рассчитанная на единицу его массы (поглощённая доза). Поглощённая энергия расходуется на нагрев в-ва и на его хим. и физ. превращения. Величина Д. зависит от вида излучения, энергии его ч-ц, плотности их потока и от состава облучаемого в-ва. Это объясняется разл. процессами вз-ствия ч-ц и фотонов с эл-нами и атомами в-ва (см. Гамма-излучение, Рентгеновское излучение). При прочих равных условиях Д. тем больше, чем больше время облучения, т. е. Д. накапливается со временем. Д., отнесённая к единице времени, наз. мощностью Д.
Единица поглощённой Д. в системе единиц СИ — грэй (Гр). Широко распространена внесистемная единица рад: 1 рад=10-2 Гр. Мощность дозы измеряется в Гр/с, Гр/ч и т. п.
Экспозиционная доза — Д. рентгеновского и g-излучений, определяемая по ионизации воздуха. Она определяется как отношение суммарного заряда всех ионов одного знака SQ, созданных в воздухе, при полном торможении вторичных эл-нов и позитронов, образующихся в элем. объёме, к массе воздуха Dm в этом объёме: D0=SQ/Dm. Экспозиц. Д. с хорошей точностью пропорциональна керме. Единица экспозиц. Д. в системе СИ — Кл/кг. Экспозиц. Д. в 1 Кл/кг означает, что суммарный заряд всех ионов одного знака, образованных в 1 кг воздуха, равен 1 Кл. Устаревшей внесистемной единицей явл. рентген: 1 Р=2,57976•10-4 Кл/кг, что соответствует образованию 2,08•109 пар ионов в 1 см3 воздуха (при 0°С и 760 мм рт. ст.). На создание такого кол-ва ионов необходимо затратить энергию, равную 0,114 эрг/см3 или 88 эрг/г. Т. о., 88 эрг/г — энергетич. эквивалент рентгена. По величине экспозиц. Д. можно рассчитать поглощённую Д. рентгеновского и g-излучений в любом в-ве, зная состав в-ва и энергию фотонов.
Эквивалентная доза. При облучении живых организмов, в частности человека, возникают биол. эффекты, величина к-рых при одной и той же поглощённой Д. различна для разных видов излучения. Т. о., знание поглощённой Д. недостаточно для оценки радиац. опасности. Принято сравнивать биол. эффекты, вызываемые любыми ионизирующими излучениями, с эффектами от рентгеновского и g-излучений. Коэфф., показывающий во сколько раз радиац. опасность в случае хронич. облучения человека (в сравнит. малых Д.) для данного вида излучения выше, чем в случае рентгеновского излучения при одинаковой поглощённой Д., наз. коэффициентом качества излучения (К). Для рентгеновского и g-излучений K=1. Для всех др. ионизирующих излучений К устанавливается на основании радиобиол. данных. Все эти величины используются при установлении норм радиац. безопасности и регламентированы. Коэфф. качества может быть разным для разл. энергий одного и того же вида излучения. Напр., для тепловых нейтронов K=3, для нейтронов с энергией ξп=0,5 МэВ K=10, а для ξп = 5МэВ K=7. Коэфф. К зависит от линейной передачи анергии L¥:
Для интерполяции значений К можно пользоваться ф-лой: K=0,8+0,16 L¥.
180
Эквивалентная Д. Н определяется как произведение поглощённой Д. на коэфф. качества излучения: H=DK. Эквив. Д. может измеряться в тех же единицах, что и поглощённая. Существует спец. единица эквивалентной Д.— бэр, эквивалентная Д. в 1 бэр соответствует поглощённой Д. в 1 рад при K=1. Единица эквивалентной Д. СИ — зиверт (Зв). При воздействии неск. видов излучения эквивалентная Д. H=SKiDi.
Естеств. источники ионизирующих излучений (космические лучи, естеств. радиоактивность почвы, воды и воздуха, а также радиоактивность, содержащаяся в теле человека) создают на территории СССР мощность эквивалентной Д. порядка 40—200 мбэр в год. Эквивалентная Д. в 4— 5 Зв, полученная человеком за короткое время при тотальном облучении тела, может привести к смертельному исходу, однако такая же Д., полученная в течение всей жизни, не приводит к видимым изменениям. Диапазон Д. при локальных терапевтич. облучениях в онкологии ~ до 10 Гр за 3—4 нед. Измерение Д. осуществляется дозиметрическими приборами.
• ГОСТ 15484 — 74. Ионизирующие излучения, М., 1974; ГОСТ 12631—67. Коэффициент качества ионизирующих излучений, М., 1967; Иванов В. И., Курс дозиметрии, 3 изд., М., 1978; Нормы радиационной безопасности. НРБ — 76, М., 1978.
Г. Б. Радзиевский.
ДОЗВУКОВОЕ ТЕЧЕНИЕ ГАЗА, течение, при к-ром скорости ч-ц газа в рассматриваемой области меньше местных значений скорости звука. Когда скорости ч-ц много меньше скорости звука (напр., в воздухе не превосходят 100 м/с), можно пренебрегать изменением плотности газа, т. е. можно считать газ несжимаемым.
ДОЗИМЕТРИЧЕСКИЕ ПРИБОРЫ (дозиметры), устройства для измерения доз ионизирующих излучений и их мощностей. Существуют Д. п. для измерения одного вида излучения (напр., нейтронные Д. п., g-дозиметры и др.), либо для измерения в полях смешанного излучения. Д. п. для измерения экспозиц. доз рентгеновского и g-излучений (градуированные в рентгенах) наз. р е н т г е н о м е т р а м и, а приборы для определения эквивалентной дозы (градуированные в бэрах) — б э р м е т р а м и. Осн. части Д. п.: детектор и измерит. устройство. Обе части Д. п. либо постоянно связаны между собой, либо соединяются на время измерения отклика на облучение, накопленного в автономном детекторе.
В зависимости от типа детектора большинство Д. п. делится на ионизационные (с ионизационной камерой, пропорциональными счётчиками или Гейгера счётчиками), радиолюминесцентные (сцинтилляционные, термо- и фотолюминесцентные), полупроводниковые, фотографич., хим. и калориметрические. Д. п. с ионизац. камерами могут использоваться для всех
видов излучении, как рентгенометры и измерители поглощённой дозы, или кермы. При измерениях рентгеновских и g-лучей и нейтронов, кроме состава газа, существен материал стенок камеры, а при измерениях экспозиц. дозы и кермы — толщина стенок (она должна быть близка к макс. пробегу любых образующихся ионизирующих ч-ц). Обычно в камерах обеспечивают условия насыщения (полного сбора образованных зарядов), однако камеры, работающие в условиях т. н. колонной рекомбинации, когда ионизац. ток зависит от линейной передачи энергии (ЛПЭ), могут быть использованы для оценок эквивалентной дозы. Д. п. с пропорциональным счётчиком (из ткане-эквивалентных материалов) позволяют, кроме измерений собранного заряда, измерять спектр ЛПЭ и микродозиметрич. величин z и у (см. Дозиметрия), Показания Д. п. с гейгеровскими счётчиками нельзя непосредственно связать со значениями поглощённых или экспозиц. доз. Однако выбором геометрии счётчика, подбором материала стенок и введением спец. фильтров можно сделать их приблизительно пропорциональными керме или экспозиц. дозе в ограниченном диапазоне энергии ч-ц. С помощью низкоэффективных счётчиков Гейгера оценивают спектры ЛПЭ смешанного нейтронного и g-излучений. Сцинтилляц. Д. п., отградуированные по скорости счёта, пригодны для измерений плотности потока ч-ц (а не дозы), хотя, ввиду приблизительного постоянства энергетич. выхода радиолюминесценции, они могут измерять дозы. Сочетание органич. сцинтиллятора (с зависимостью светового выхода от ЛПЭ) и ионизац. камеры позволяет реализовать бэрметр для смешанного g-нейтронного излучения. Термолюминесцентные и в меньшей степени фотолюминесцентные Д. п. распространены как индивидуальные дозиметры для лиц, находящихся в зоне облучения. В качестве индивидуальных Д. п. часто применяются дозиметры с фотоплёнкой, они пригодны для измерений эл.-магн. излучений с энергией квантов от 30 кэВ до 5 МэВ, причём для частичной компенсации зависимости их показаний от энергии фотонов применяются фильтры. Калориметрич. Д. п. из-за их низкой чувствительности применяют для абс. измерения поглощённых доз (и интегральных поглощённых доз) в интенсивных полях излучения.
• Матвеев В. В., Хазанов Б. И., Приборы для измерения ионизирующих излучений, 2 изд., М., 1972; ГОСТ 14105 — 76. Детекторы ионизирующих излучений, М., 1977. См. также лит. при ст. Детекторы.
ДОЗИМЕТРИЯ (от греч. dosis — доля, порция, приём и metreo — измеряю), измерение, исследование и теор. расчёты тех характеристик ионизирующих излучений (и их вз-ствия со средой), от к-рых зависят радиац. эффекты в облучаемых объектах живой и неживой
природы. Первоначально развитие Д. определялось гл. обр. необходимостью защиты от воздействия рентгеновского и g-излучений естеств. радиоактивных в-в. Радиац. эффекты, в частности ионизация ч-ц среды, зависят от поглощённой энергии излучения. Т. к. воздух для g- и рентг. излучений может служить моделью воды или мышечной ткани (у них близкие эффективные атомные номера) и ионизацию, пропорциональную поглощённой, легко измерить с помощью ионизационных камер, то измерение экспозиц. дозы было в течение длит. периода основой практич. Д., обслуживавшей гл. обр. медицину.
В дальнейшем, с развитием реакторостроения (см. Ядерный реактор), ускорительной техники и производства радиоактивных нуклидов, появились новые мощные источники излучения, в т. ч. и отличного от рентгеновских и g-лучей. Это потоки нейтронов, ускоренных эл-нов, позитронов и тяжёлых заряж. ч-ц. Применения Д. распространились на службу радиац. безопасности, радиобиологию, радиац. химию, яд. физику и радиац. технологию. Знание поглощённой энергии стало необходимо не только для воды и биол. ткани; воздух уже не мог рассматриваться как модель облучаемой среды. В этой связи в Д. утвердилось понятие поглощённой дозы как универсальной величины, применимой ко всем видам ионизирующего излучения и ко всем средам. Однако при равных поглощённых дозах воздействие излучения зависит также от его вида и др. хар-к— «качества» излучения. Количеств. хар-кой «качества» вначале служила ср. плотность ионизации, впоследствии уточнённая, как линейная передача энергии (ЛПЭ). Влияние ЛПЭ на радиац. эффекты наиболее подробно было исследовано в радиобиологии, где изучалась зависимость относительной биологической эффективности от ЛПЭ. Применительно к хронич. облучению людей (для обеспечения радиац. безопасности и нормирования условий труда) регламеитиров. зависимость такого рода — зависимость коэфф. качества излучения от ЛПЭ.
Микродозиметрия. Передача энергии на микроуровне происходит малыми порциями и носит дискретный, стохастич. характер. Структуры, чувствительные к начальным стадиям радиац. эффектов, обычно имеют микроскопич. размеры и расположены также случайным образом. В этих условиях отклик на облучение должен определяться не столько поглощённой дозой, сколько распределением энерговыделений по чувствит. структурам объекта. Исследование микроскопич. распределений передаваемой энергии для разных видов радиации, разных доз и объектов составляет предмет м и к-
181
р о д о з и м е т р и и. Последняя, в отличие от обычной Д., оперирующей с макроскопич. величинами, имеет дело с дискретно изменяющимися стохастич. величинами: с переданной в микрообъёме энергией ξ, удельной энергией Z=ξ/m (m — масса микрообъёма) и линейной энергией у. Акты передачи энергии внутри микрообъёма при попадании в него заряж. ч-цы рассматриваются как случайные события. Переданная в микрообъёме энергия равна разности между суммарной кинетич. энергией всех ионирующих ч-ц, попавших в данный микрообъём, и энергией ч-ц, покинувших его, в сумме с увеличением энергии внутри объёма за счёт яд. реакций. Ср. энергия по микрообъёмам рассматривается как «интегральная доза» в объёме. Стохастич. аналог ЛПЭ — линейная энергия y=ξ/lср, где l — ср. длина хорды рассматриваемого микрообъёма (линейная энергия измеряется в КэВXмкм--1). Распределение f(Z), соответствующее определённой величине поглощённой дозы D, может быть записано в виде /(Z, D). Пусть, напр., гибель клеток при облучении наступает тогда, когда уд. энергия Z в чувствит. объёме клетки превосходит нек-рое критич. значение Z0. При этом доля S клеток, выживших после облучения:
В более реалистич. случае, когда вероятность выживания клетки при поглощённой в её чувствительном объёме уд. энергии Z описывается, как y(Z):
Ф-ция f(Z, D) может быть измерена или вычислена для разных микрообъёмов, а левые части соотношений найдены экспериментально.
• Исаев Б. М., Брегвадзе Ю. И., Нейтроны в радиобиологическом эксперименте, М., 1967; И в а н о в В. И., Л ы с ц о в В. Н., Основы микродозиметрии, М., 1979. Г. В. Радзиевский.
ДОЛЬНЫЕ ЕДИНИЦЫ, составляют определённую часть (долю) от установленной единицы физ. величины. В Международной системе единиц (СИ) приняты след. приставки для образования наименований Д. е.:
Пример: 1пФ (пикофарада)=10-12 Ф (фарад).
ДОМЕНЫ (от франц. domaine — владение; область, сфера), области химически однородной среды, отличающиеся электрич., магн. или упругими свойствами, либо упорядоченностью в расположении частиц. Соответственно различают антиферромагн. и ферромагн. Д. (см. также Цилиндрические магнитные домены), сегнетоэлоктрич. Д., Д. Ганна, упругие Д., Д. в жидких кристаллах и др.
Домены ферромагнитные, области самопроизвольной намагниченности, намагниченные до насыщения части объёма ферромагнетика, на к-рые он разбивается ниже критич. темп-ры (см. Кюри точка). Векторы намагниченности Д. в отсутствии внеш. магн. поля ориентированы т. о., что результирующая намагниченность ферромагн. образца в целом, как правило, равна нулю.
Рис. 1. Порошковые фигуры на поверхности кристалла кремнистого железа; видны границы доменов в объёме образца и замыкающих доменов у его поверхности. Стрелками показано направление намагниченности доменов.
Обычно Д. имеют размеры ~10-3— 10-2 см, они доступны непосредств. наблюдению (при помощи микроскопа): если покрыть поверхность ферромагнетика слоем суспензии, содержащей ферромагн. порошок, то ч-цы порошка осядут в основном на границах Д. и обрисуют их контуры (рис. 1). Широко применяют и др. методы исследования доменной структуры, в частности магнитооптический, обладающий большей разрешающей способностью (используют Керра эффект, Фарадея эффект и т. д.). Разбиение ферромагнетика на Д. объясняется след. причинами. Если бы весь ферромагнетик был намагничен до насыщения в одном направлении, то на его поверхности возникли бы магн. полюсы и в окружающем пр-ве было бы создано магн. поле. На это потребуется больше энергии, чем на разбиение ферромагнетика на Д., при к-ром магн. поле вне образца отсутствует (магн. поток замыкается внутри образца). При неизменном объёме и пост. темп-ре в ферромагнетике реализуются лишь такие доменные структуры, для к-рых свободная энергия минимальна.
Общим термодинамич. критерием равновесного распределения самопроизвольной намагниченности в ферромагнетике (его доменной структуры) явл. миним. значение полного термодинамич. потенциала ферромагн. образца. Этот потенциал сложно зависит от внеш. условий — темп-ры, упругих напряжений, внеш. эл.-магн. полей, структурного состояния образца, его формы и размеров. Из-за сложности определения термодинамич. потенциала в общем случае задача о доменной структуре решается последовательным расчётом отд. элементов доменной структуры (граничных слоев между Д., внутр. дефектов и т. д.). Направление векторов намагниченности Д. обычно совпадает с направлением осей лёгкого намагничивании. В этом случае для ферромагнетика выполняется условие минимума энергии магнитной анизотропии. При уменьшении размеров ферромагнетика до нек-рой критич. величины разбиение на Д. может стать энергетически невыгодным, образуется т. н. однодоменная структура: каждая ферромагн. ч-ца представляет собой один Д. На практике это реализуется в ферромагн. порошковых материалах в ряде гетерогенных сплавов (см. Магнитные материалы, Однодоменные Ферромагнитные частицы).
А. В. Ведяев, В. Е. Роде.
Домены сегнетоэлектрические, области однородной спонтанной поляризациии в сегнетоэлектриках. Размеры Д. обычно ~10-5—10-3 см. Д. разделены переходной областью (доменная граница или стенка) толщиной 10-5— 10-7 см.
На поверхности кристалла Д. можно наблюдать методами травления и порошков (скорости травления и осаждения мелких ч-ц в местах выхода на поверхность различно поляризованных Д. различны). Оптич. методы наблюдения основаны на том, что в разных Д. нек-рые оптич. постоянные кристалла могут иметь противоположные знаки (напр., угол, к-рый составляет гл. ось эллипсоида показателей преломления света с плоскостью до-
Рис. 2. Микрофотография доменов сегнетовой соли в поляризованном свете. Тёмные и светлые области соответствуют доменам с противоположным направлением спонтанной поляризации, перпендикулярной к плоскости рисунка.
182
менной границы; см. Кристаллоптика). В поляризов. свете одни Д. выглядят светлее, другие — темнее (рис. 2). Различие оптич. свойств Д. можно вызвать искусственно, прикладывая к кристаллу внеш. электрич. поле или упругие напряжения. Домены Ганна, области с разным уд. электрич. сопротивлением и разной напряжённостью электрич. поля, на к-рые расслаивается однородный полупроводник с N-образной вольт-амперной хар-кой в достаточно сильном внеш. электрич. поле (см. Ганна эффект).
• См. лит. при ст. Ферромагнетизм, Сегнетоэлектрики, Ганна эффект.
ДОННОЕ СОПРОТИВЛЕНИЕ, часть аэродинамического сопротивления, обусловленная понижением ср. давления рд на донной торцевой поверхности летящего тела по сравнению с давлением в атмосфере р¥ на высоте полёта. Обтекающий летящее тело наружный поток интенсивно перемешивается с воздухом, находящимся в застойной зоне за дном тела, увлекая и отсасывая часть воздуха из застойной зоны. Т. к. новые порции воздуха в застойную зону не поступают, в ней возникает разрежение (pд<p¥), что приводит к появлению силы Д. с. Хд=(р¥-pд)Sд, (где Sд — площадь проекции донной поверхности на направление, нормальное оси тела), действующей против направления скорости тела. Возникновение Д. с. объясняется необратимым превращением части кинетич. энергии тела в теплоту при образовании за дном тела вихрей, а в сверхзвук. потоке — и хвостовых ударных волн. Отсасывающее действие наружного потока зависит от толщины пограничного слоя на боковой поверхности тела перед донным срезом, от формы головной и гл. обр. кормовой части тела, от скорости полёта и (в меньшей мере) от угла атаки.
Д. с. артиллерийских снарядов, корпусов ракет, фюзеляжей самолётов, спускаемых в атмосфере космич. летат. аппаратов и боевых частей ракет может составлять значит. часть полного аэродинамич. сопротивления. Струи, вытекающие из сопел двигат. установок ракет, усиливают отсасывание воздуха за дном ракеты и увеличивают Д. с. Теор. предельная величина Д. с. (максимальная) отвечает возникновению полного вакуума на дне тела (рд=0).
Безразмерный коэфф. Д. с. Сxд=xд/q¥S, где q¥=po¥v2¥/2, po — плотность атмосферы на высоте полёта, v¥ — скорость тела, S — площадь его миделееого сечения, зависит от подобия критериев — Маха числа и Рейнольдса числа.
• Краснов Н. Ф., Аэродинамика тел вращения, 2 изд., М., 1964.
С. Л. Вишневецкий.
ДОНОР (от лат. dono — дарю), примесный атом в полупроводнике, ионизация к-рого (в результате теплового движения или внеш. воздействия) при-
водит к появлению эл-на в зоне проводимости. Напр., для Ge и Si типичные Д.— атомы элементов V группы периодич. системы P, As, Sb. Д. может быть точечный дефект кристаллич. решётки. Э. М. Эпштейн.
ДОНОРНО-АКЦЕПТОРНАЯ СВЯЗЬ (координационная связь), химическая связь между атомами, молекулами, радикалами, обычно не имеющими неспаренных эл-нов. Одна из ч-ц при образовании такой связи явл. донором пары эл-нов, другая — акцептором. Акцептор способен принимать эл-ны, к ним чаще всего относятся положительно заряж. ат. системы. Донор же имеет свободную неподелённую пару эл-нов, к-рая при образовании Д.-а. с. становится общей. Когда Д.-а. с. уже образована, она практически не отличается от ковалентной связи. Донорами часто явл. мол. системы, содержащие атомы N (напр., NH3), О, F, Cl и атомы переходных металлов.
ДОПЛЕРА ЭФФЕКТ, изменение частоты колебаний w или длины волны l, воспринимаемой наблюдателем, при движении источника колебаний и наблюдателя относительно друг друга. Возникновение Д. э. проще всего объяснить на след. примере. Пусть неподвижный источник испускает последовательность импульсов с расстоянием между соседними импульсами, равным l0, к-рые распространяются в однородной среде с пост. скоростью v, не испытывая никаких искажений (т. е. в линейной среде без дисперсии). Тогда неподвижный наблюдатель будет принимать последовательные импульсы через временной промежуток Т0=l0/v. Если же источник движется в сторону наблюдателя со скоростью V<<v, то соседние импульсы оказываются разделёнными меньшим промежутком времени T=l/v, где l=l0- VT0. Если вместо импульсов рассматривать соседние максимумы поля в непрерывной гармонической волне, то при Д. э. частота этой волны w=2p/Т, воспринимаемая наблюдателем, будет больше частоты w0=2p/T0, испускаемой источником:
w=w0/(1-V/v).(1)
При удалении источника от наблюдателя принимаемая частота уменьшается, что описывается той же ф-лой (1), но с изменённым в ней знаком скорости V.
Для движений с произвольными скоростями (в т. ч. со скоростями, равными или близкими к скорости света) в однородных средах необходимо учитывать угол q между скоростью V и волновым вектором k излучаемой волны, а также принимать во внимание эффект релятив. замедления времени (см. Относительности теория), описываемый фактором g=(1-b2)-1/2, где b=V/c. В этом случае
Здесь, как и в ф-ле (1), v — фазовая скорость волнового возмущения с частотой w, распространяющегося в среде в направлении q.
Таким образом, Д. э. имеет чисто кинематич. происхождение и возникает как для волновых, так и неволновых движений любой природы при наблюдении их в двух движущихся относительно друг друга системах отсчёта. С точки зрения теории относительности Д. э. для плоских однородных волн вида AехрiФ=Aехрi(wt-kr) есть следствие инвариантности 4-скаляра (фазы) Ф при релятив. преобразованиях координат и времени (т. е. компонентов 4-вектора {r, ct}). Другими словами, волновой вектор k и частота w ведут себя как компоненты единого 4-вектора {k, w/с}, что позволяет рассматривать Д. э. (преобразование частоты) и изменение направления k (релятив. аберрации) как две стороны одного и того же явления.
Из соотношения (2) можно выяснить все осн. физ. проявления Д. э. При q=0 или p наблюдается продольный Д. э., когда источник движется прямо на наблюдателя или от него, и изменение частоты максимально. При q=p/2 имеет место поперечный Д. э., к-рый связан с чисто релятив. эффектом замедления времени и не имеет никакой волновой специфики (в частности, не зависит от фазовой скорости волн v).
В средах с дисперсией волн может возникнуть сложный Д.э. При этом фазовая скорость зависит от частоты v=v(w) и соотношение (2) становится ур-нием относительно w, к-рое может допускать неск. действит. решений для заданных w0 и q, т. е. под одним и тем же углом от монохроматич. источника в точку наблюдения могут приходить неск. волн с разл. частотами. Появление сложного Д. э. означает, что вследствие релятив. аберраций две плоские волны, испущенные движущимся источником под разными углами, воспринимаются наблюдателем под одним и тем же углом.
Дополнит. особенности Д. э. возникают при движении источника со скоростью V>v, когда на поверхности конуса углов, удовлетворяющих условию cos q0=v/V, знаменатель в ф-ле (2) обращается в нуль, а доплеровская частота w неограниченно возрастает — т. н. а н о м а л ь н ы й Д.э. Внутри указанного конуса (соответствующего конусу Маха в аэродинамике или черенковскому конусу в электродинамике; см. Черенкова—Вавилова излучение), где имеет место аномальный Д. э., излучение доплеровских частот сопровождается не затуханием, как при норм. Д. э., а, наоборот, раскачкой колебаний излучателя (осциллятора) за счёт энергии его поступат. движения. С квант. точки зрения это соответствует излучению фотона с одно-
183
врем. переходом осциллятора на более высокий энергетич. уровень. При аномальном Д. э. частота растёт с увеличением угла q, тогда как при норм. Д. э. (в т. ч. в случае V>v вне конуса cosq0=v/V) под большими углами q излучаются меньшие частоты.
Асимметрия Д. э. относительно движения источника и наблюдателя следует из того, что фазовая скорость г, входящая в ур-ние (2), различна в движущейся и неподвижной среде: распространение звука по ветру идёт скорее, чем против ветра, свет частично увлекается движущейся диэлектрич. средой и т. п. Другими словами, величина Д. э. определяется величиной и направлением скорости как источника, так и приёмника относительно среды, в к-рой распространяются волны. Исключение составляет случай эл.-магн. волн в вакууме, когда v=c во всех системах отсчёта, и Д. а. полностью определяется относит. скоростью источника и приёмника.
Разновидностью Д. э. явл. т. н. двойной Д. э.— смещение частоты волн при отражении их от движущихся тел, поскольку отражающий объект можно рассматривать сначала как приёмник, а затем как переизлучатель волн. Если w0 и vо — частота и скорость падающей волны, то частоты wi вторичных (отражённых и прошедших) волн оказываются равными:
где q0 и qi — углы между волновым вектором соответствующей волны и нормальной составляющей скорости движения отражающей поверхности V. Ф-ла (3) справедлива и в том случае, когда отражение происходит от движущейся неоднородности, создаваемой за счёт изменения состояния макроскопически неподвижной среды (напр., волны ионизации в газе). Из неё следует, в частности, что при отражении от движущейся навстречу границы частота повышается, причём эффект тем больше, чем ближе скорость границы и скорость распространения отражённой волны.
В случае нестационарных сред (когда параметры среды меняются во времени) изменение частоты может происходить даже для неподвижного излучателя и приёмника — т. н. параметрический Д. э.
Д. э. назван в честь австр. физика К. Доплера (Ch. Doppler), к-рый впервые теоретически обосновал этот эффект в акустике и оптике (1842). Первое эксперим. подтверждение Д. э. в акустике относится к 1845. Франц. физик А. Физо ввёл (1848) понятие доплеровского смещения спектральных линий, к-рое вскоре было обнаружено (1867) в спектрах нек-рых звёзд
и туманностей. Поперечный Д. э. был обнаружен амер. физиками Г. Айвсом и Д. Стилуэллом (1938). Обобщение Д. э. на случай нестационарных сред принадлежит В. А. Михельсону (1899), на возможность сложного Д. э. в средах с дисперсией и аномального Д. э. при V>v впервые указали В. Л. Гинзбург и И. М. Франк (1942).
Д. э. позволяет измерять скорость движения источников излучения или рассеивающих волны объектов и находит широкое практич. применение. Так, в астрофизике Д. э. используется для определения скорости движения звёзд, а также скорости вращения небесных тел. Измерения доплеровского смещения линий в спектрах излучения удалённых галактик привели к выводу о расширяющейся Вселенной (см. Красное смещение). В спектроскопии доплеровское уширение линий излучения атомов и ионов даёт способ измерения их темп-ры. В радио- и гидролокации Д. э. используется для измерения скорости движущихся целей, а также при синтезе апертуры (см. Антенна).
• Угаров В. А., Специальная теория относительности, 2 изд., М., 1977; Ф р а н к ф у р т У. И., Ф р е н к А. М., Оптика движущихся тел, М., 1972; Гинзбург В. Л., Теоретическая физика и астрофизика. (Дополнительные главы), М., 1975; Франк И. М., Эйнштейн и оптика, «УФН», 1979, т. 129, в. 4.
М. А. Миллер, Ю. И. Сорокин, Н. С. Степанов.
сформулированное дат. физиком Н. Бором принципиальное положение квант. механики, согласно к-рому получение эксперим. информации об одних физ. величинах, описывающих микрообъект (элем. ч-цу, атом, молекулу), неизбежно связано с потерей информации о нек-рых др. величинах, дополнительных к первым. Такими взаимно дополнит. величинами явл., напр., координата ч-цы и её скорость (или импульс). В общем случае дополнительными друг к другу явл. физ. величины, к-рым соответствуют операторы, не коммутирующие между собой, напр. направление и величина момента кол-ва движения, кинетич. и потенц. энергии, напряжённость электрич. поля в данной точке и число фотонов.
С физ. точки зрения, Д. п. часто объясняют (следуя Бору) влиянием измерит. прибора (к-рый всегда явл. макроскопич. объектом) на состояние микрообъекта. При точном измерении одной из дополнит. величин (напр., координаты ч-цы) с помощью соответствующего прибора др. величина (импульс) в результате вз-ствия ч-цы с прибором претерпевает полностью неконтролируемое изменение. Такое толкование Д. п. подтверждается анализом простейших экспериментов (напр., измерение координаты ч-цы с помощью микроскопа и т. п.), однако с более общей точки зрения оно наталкивается на возражения филос. хар-ра. С позиций совр. квант. теории измерений роль прибора заключается в «приготовлении» нек-рого состояния системы. Состояния, в к-рых взаимно дополнит. величины имели бы одновременно точно определённые значения, принципиально невозможны, причём если одна из таких величин точно определена, то значения другой полностью неопределённы. Т. о., фактически Д. п. отражает объективные св-ва квант. систем, не связанные с существованием наблюдателя.
• См. лит. при ст. Квантовая механика.
Д. В. Гольцов.
ДОПОЛНИТЕЛЬНЫЕ ЦВЕТА, два таких цвета, к-рые при их оптич. смешении (сложении) образуют цвет, воспринимаемый норм. человеческим глазом как белый. Излучения от источников или окрашенных поверхностей, соответствующие Д. ц., могут обладать самыми разл. спектральными хар-ками: напр., быть монохроматическими (см. Монохроматическое излучение) или иметь сплошной спектр. Для того чтобы получить два световых пучка Д. Ц. (со сплошным спектром), достаточно пропустить пучок белого света через непоглощающее светоделительное зеркало, к-рое сильно отражает одну часть спектра (напр., синюю) и пропускает др. часть спектра, к-рая будет иметь дополнительный к первой цвет (к синему — жёлтый).
ДРЕЙФ ЗАРЯЖЕННЫХ ЧАСТИЦ в плазме, относительно медленное направленное перемещение заряж. ч-ц (эл-нов и ионов) под действием разл. причин, налагающихся на осн. движение (закономерное или беспорядочное). Напр., осн. движение заряж. ч-цы в однородном магн. поле в отсутствии столкновений — вращение с циклотронной частотой. Наличие др. полей искажает это движение; так, совместное действие электрич. и магн. полей приводит к т. н. электрическому Д. з. ч. в направлении, перпендикулярном Е и H, со скоростью
ve=c[exh]/h2 , не зависящей от массы и
заряда ч-цы.
На циклотронное вращение может также накладываться т. н. градиентный дрейф, возникающий из-за неоднородности магн. поля и направленный перпендикулярно H и DH (DH — градиент поля).
Д. з. ч., распределённых в среде неравномерно, может возникать вследствие их теплового движения в направлении наибольшего спада концентрации (см. Диффузия) со скоростью vd=-Dgradn/n , где gradn — градиент концентраций n заряж. ч-ц; D — коэфф. диффузии.
В случае, когда действует неск. факторов, вызывающих Д. з. ч., напр, электрич. поле и градиент концентраций, скорости дрейфа, вызываемые в отдельности полем, ve и vd складываются.
• Ф р а н к-К а м е н е ц к и й Д. А., Плазма — четвертое состояние вещества, 2 изд., М., 1963.
184
ДРЕЙФ НОСИТЕЛЕЙ ЗАРЯДА, упорядоченное движение подвижных носителей заряда в твёрдом теле под действием внеш. полей. Д. н. з. накладывается на их беспорядочное (тепловое) движение, но скорость Д. н. з. vдр обычно мала по сравнению со скоростью теплового движения. Под действием электрич. поля E, vдр=mE, где m — наз. подвижностью носителей. При наличии достаточно сильного магн. поля H>>c/m, перпендикулярного к электрич. полю, Д. н. з. происходит поперёк обоих полей со скоростью vдр=cE/H. При движении «пакета» неравновесных носителей в ПП в электрич. поле Е происходит пространств. разделение эл-нов проводимости и дырок электрич. полем из-за различия их подвижностей. Это приводит к появлению объёмного заряда и внутр. поля, препятствующего дальнейшему разделению. В результате пакет неравновесных носителей движется с дрейфовой
СКОРОСТЬЮ vдр=mаE, где ma— т. н. амбиполярная подвижность (см. Амбиполярная диффузия), равная:
Здесь n и р — концентрации эл-нов проводимости и дырок, mn и mр — их подвижности, отсюда следует, что при n>>р ma»mp, а при n<<р mа»mn, т. е. амбиполярная подвижность совпадает с подвижностью неосновных носителей. При собств. проводимости n=р и ma=0.
• См. лит. при ст. Полупроводники.
Э. М. Эпштейн.
ДРЕЙФОВАЯ КАМЕРА, разновидность пропорц. камеры. См. Пропорциональный счётчик. ДРОБОВОЙ ШУМ, флуктуации напряжений и токов в радиоэлектронных устройствах, вызванные неравномерной эмиссией эл-нов (см. Дробовой эффект). Ср. значение квадрата флуктуации тока i2=2eiDv (е — заряд эл-на, Dv — полоса частот устройства). Д. ш. проявляется в виде акустич. шума в динамике радиоприёмника, «снега» на экране телевизора, «травки» на радиолокац. отметчике и т. п. Д. ш.— осн. составляющая внутр. шумов радиоэлектронных устройств, к-рые приводят к искажению слабых полезных сигналов и ограничивают чувствительность усилителей.
ДРОБОВОЙ ЭФФЕКТ, небольшие беспорядочные отклонения тока электровакуумных и ПП приборов от его ср. значения, вызванные неравномерностью электронной эмиссии с катода или инжекции носителей заряда в полупроводниках. При нагревании катода электронной лампы увеличивается ср. скорость теплового движения эл-нов. Часть эл-нов, обладающих достаточной кинетич. энергией, «вырывается» из катода (см. Термоэлектронная эмиссия). Однако прежде чем покинуть катод, эл-н испытывает огромное число столкновений с атомами и эл-нами
внутри катода, в результате чего величина и направление скорости каждого эл-на в момент вылета могут быть различными, а вылет отд. эл-нов происходит как бы совершенно случайно и независимо от вылета др. эл-нов. В результате число эл-нов, эмиттированных катодом за одинаковые малые промежутки времени, оказывается различным — ток эмиссии флуктуирует. Величина флуктуации анодного тока зависит от режима работы прибора. Если все эмиттированные эл-ны попадают на анод, флуктуации эмиссии точно повторяются в анодном токе. Если же не все эл-ны собираются на анод, то вблизи катода образуется отрицательно заряженное облако, к-рое играет роль своеобразного «демпфера» и сглаживает флуктуации анодного тока. Д. э. характерен не только для термоэлектронной эмиссии; он сопровождает любые процессы, связанные с образованием потоков заряж. или нейтральных ч-ц, напр. протекание электрич. тока через ПП, фотоэлектронную эмиссию, вторичную электронную эмиссию, формирование молекулярных и атомных пучков и т. п.
• См. лит. при ст. Флуктуации электрические.
ДРОССЕЛИРОВАНИЕ, понижение давления в потоке жидкости, газа или пара при прохождении его через дроссель — местное гидродинамич. сопротивление (сужение трубопровода, вентиль, кран и т. д.); наблюдается в условиях, когда поток не совершает внеш. работы и нет теплообмена с окружающей средой. При Д. реальные газы изменяют свою темп-ру (см. Джоуля — Томсона эффект). Д. применяется для измерения и регулирования расхода жидкостей и газов (в расходомерах), для сжижения газов.
ДРУДЕ ФОРМУЛЫ, формулы для уд. высокочастотной электропроводности s (w) и уд. электронной теплопроводности к, полученные нем. физиком П. Друде (P. Drude) в предположении, что эл-ны металла — классич. газ. В совр. обозначениях:
где n — число эл-нов в 1 см3, w — частота электрич. поля, t — время свободного пробега эл-нов, L — универсальная постоянная (число Лоренца), правильное значение к-рой получено Зоммерфельдом, Т—темп-pa. Д. ф. объясняют Видемана — Франца закон. Они используются при анализе высокочастотных свойств электронных
проводников.
ДУАЛИЗМ КОРПУСКУЛЯРНО-ВОЛНОВОЙ, см. Корпускулярно-волноеой
дуализм.
ДУБЛЕТЫ (франц. doublet, от double — двойной), группы близко расположенных спектр. линий, к-рые возникают в результате дублетного расщепления уровней энергии (см. Мультиплетность), обусловленного спин-орбитальным взаимодействием. Наиболее характерны Д. для спектров
атомов щелочных металлов, линии главной серии к-рых двойные.
ДУГОВОЙ РАЗРЯД, самостоятельный квазистационарный электрический разряд в газе, горящий практически при любых давлениях газа, превышающих 10-2—10 -4 мм рт. ст., при постоянной или меняющейся с низкой частотой (до 103 Гц) разности потенциалов между электродами. Д. р. отличается высокой плотностью тока на катоде (102—108 А/см2) и низким катодным падением потенциала, не превышающим эфф. потенциала ионизации среды в разрядном промежутке. Впервые наблюдался между двумя угольными электродами в воздухе в 1802 В. В. Петровым и независимо от него в 1808—09 англ. учёным Г. Дэви. Светящийся токовый канал этого разряда при горизонтальном расположении электродов под действием конвективных потоков дугообразно изогнут, что и обусловило название.
Известно множество разновидностей Д. р., каждая из к-рых существует только при определённых внешних и граничных условиях. Почти у всех видов Д. р. ток на катоде стянут в малое очень яркое пятно, беспорядочно перемещающееся по всей поверхности катода (катодное пятно). Темп-ра поверхности в пятне достигает величины темп-ры кипения (или возгонки) материала катода. Поэтому значительную (иногда главную) роль в катодном механизме переноса тока играет термоэлектронная эмиссия. Над катодным пятном образуется слой положит. пространственного заряда, обеспечивающего ускорение эмиттируемых эл-нов до энергий, достаточных для ударной ионизации атомов и молекул газа. Т. к. толщина этого слоя крайне мала (менее длины пробега эл-на), он создаёт высокую напряжённость поля у поверхности катода, особенно вблизи естеств. микронеоднородностей поверхности, благодаря чему существенной оказывается и автоэлектронная эмиссия. Высокая плотность тока в катодном пятне и «перескоки» пятна с точки на точку создают условия для проявления взрывной электронной эмиссии. Известны и др. катодные механизмы Д. р. (факельный вынос, плазменный катод и т. д.). Относит. роль каждого из них зависит от конкретного вида Д. р.
Непосредственно к зоне катодного падения потенциала примыкает положительный столб, простирающийся до анода. Прианодного скачка потенциала обычно не наблюдается. На аноде формируется яркое анодное пятно, несколько большего размера и менее подвижное, чем катодное. Нагретый до высокой темп-ры и ионизованный газ в столбе находится в состоянии плазмы. Электропроводность плазмы в зависимости от вида Д. р. может принимать практически любые значения,
185
вплоть до электропроводности металлов, но обычно она на неск. порядков меньше последней. Выделяющаяся в столбе джоулева теплота восполняет все потери энергии из столба плазмы, поддерживая неизменным её состояние, к-рое определяется хар-ром распределения энергии по всем степеням свободы. Полностью равновесные статистические распределения, строго говоря, в плазме Д. р. никогда не реализуются. Однако состояние сверхплотной плазмы при концентрации заряж. ч-ц N³1018 см-3 может быть близким к полному термодинамич. равновесию. Кинетика плазмы в столбе Д. р. при таких плотностях определяется в основном процессами соударений. При меньших плотностях (1018>N>1015 см-3) может реализоваться состояние т. н. локального термич. равновесия (ЛТР), при к-ром в каждой точке плазмы все статистич. распределения близки к равновесным при одном значении Т, но Т явл. ф-цией координат. Исключение в этом случае составляет лишь излучение плазмы: оно далеко от равновесного (планковского) и определяется составом плазмы и скоростями конкретных радиац. процессов (линейчатое, сплошное тормозное, рекомбинационное излучения и т. д.). При очень ограниченных размерах столба Д. р. (неск. мм), даже в плотной плазме N£1018 см-3 для Не и N£1016 см-3 для др. газов), состояние ЛТР может нарушаться за счёт процессов переноса, включая радиац. потери. Нарушение ЛТР выражается в сильном отклонении состава плазмы и заселённостей возбуждённых уровней от их равновесных значений. По мере дальнейшего снижения плотности плазмы радиационные процессы играют всё большую роль.
Длина столба Д. р. может быть произвольной, но его диаметр жёстко определяется условиями баланса выделяющейся и теряемой энергии. С рос-
том тока или давления неоднократно меняются механизмы потерь, обусловленные теплопроводностью газа, теплопроводностью эл-нов, амбиполярной диффузией, радиац. потерями и т. д. При таких сменах может происходить контракция (самосжатие) столба (см. Контрагироеанный разряд).
Классич. примером Д. р. явл. разряд пост. тока, свободно горящий в воздухе между угольными электродами. Его типичные параметры: ток от 1А до сотен А, катодное падение потенциала ~10 В, межэлектродпое расстояние от мм до неск. см, темп-ра плазмы ~7000К, темп-pa поверхности анодного пятна ~3900К. Применяется как лабораторный эталонный источник света и в технике (дуговые лампы). Д. р. с угольным анодом, просверлённым и заполненным исследуемыми в-вами или пропитанным их р-рами, применяется в спектральном анализе руд, минералов, солей и т. п. Используется Д. р. в плазмотронах, а также в дуговых печах для выплавки металлов, как сварочная дуга при электросварке. Разл. формы Д. р. возникают в газонаполненных и вакуумных преобразователях электрич. тока (ртутных выпрямителях тока, газовых и вакуумных электровыключателях и т. п.), в нек-рых газоразрядных источниках света и т. д.
• Кесаев И. Г., Катодные процессы электрической дуги, М., 1968. В. Н. Колесников.
ДЫРКА, квантовое состояние, не занятое эл-ном в энергетич. зоне тв. тела. Движение эл-нов в почти заполненной энергетич. зоне под действием внеш. электрич. поля эквивалентно движению Д., возникших у верх. края зоны, если приписать Д. положит. заряд, равный е, и энергию, равную энергии отсутствующего эл-на с обратным знаком. Д.— квазичастицы, определяющие, наряду с эл-нами проводимости, динамич. свойства эл-ной
системы кристалла. Эффективная масса Д. обычно больше, а подвижность — меньше, чем у электронов проводимости.
В полупроводниках Д. образуются ок. верхнего края валентной зоны. В металлах и полуметаллах, где зона проводимости заполнена частично, понятие Д. иногда вводится как не занятое эл-ном состояние ниже Ферми уровня.
в См. лит. при ст. Твёрдое тело, Полупроводники.
ДЫРОЧНАЯ ПРОВОДИМОСТЬ (проводимость р-типа), проводимость полупроводника, в к-ром осн. носители заряда — дырки. Д. п. осуществляется, когда концентрация акцепторов превышает концентрацию доноров.
Э. М. Эпштейн.
ДЮЛОНГА И ПТИ ЗАКОН, эмпирич. правило, согласно к-рому теплоёмкость тв. тел при постоянном объёме и темп-ре Т ³ 300К постоянна и равна 6 кал/(моль•К). Установлен франц. учёными П. Дюлонгом (P. Dulong) и А. Пти (A. Petit) в 1819. Д. и П. з. приближённо справедлив для большинства элементов и простых соединений. В области низких темп-р теплоёмкость зависит от температуры. См. Теплоёмкость, Дебая закон теплоёмкости.
ДЮФУРА ЭФФЕКТ (диффузионная теплопроводность), возникновение разности темп-р в результате диффузионного перемешивания двух химически невзаимодействующих газов или жидкостей, первоначально находящихся при одинаковой темп-ре. Эффект, обратный термодиффузии. В газах разность темп-р при Д. э. может достигать неск. К (напр., при смешивании водорода и азота), в жидкостях — она ~10-3 К. Разность темп-р сохраняется, если поддерживается градиент концентраций. Впервые наблюдался в 1873 швейц. физиком Л. Дюфуром (L. Dufour).