НАВЕДЁННАЯ ПРОВОДИМОСТЬ, то же, что возбуждённая проводимость.
НАВЬЕ — СТОКСА УРАВНЕНИЯ [по имени франц. учёного Л. Навье (L. Navier) и англ. учёного Дж. Стокса (G. Stokes)], дифференциальные ур-ния движения вязкой жидкости (газа). Для несжимаемой (плотность r=const) и ненагреваемой (темп-ра Т=const) жидкости Н.— С. у. в проекциях на оси прямоугольной декартовой системы координат (система трёх ур-ний) имеют вид:
Здесь t — время, х, у, z — координаты жидкой ч-цы, vx, vy, vz — проекции её скорости, X, Y, Z — проекции объёмной силы, р —-давление, v=m/r — кинематич. коэфф. вязкости (m— динамич. коэфф. вязкости),
Два других ур-ния получаются заменой х на у, у на z и z на х. Н.— С. у. служат для определения vx.,vy, vz, p как функций x, у, z, t. Чтобы замкнуть систему, к ур-ниям (1) присоединяют ур-ние неразрывности, имеющее для несжимаемой жидкости вид:
Для интегрирования ур-ний (1), (2) требуется задать начальные (если движение не явл. стационарным) и граничные условия, к-рыми для вязкой жидкости явл. условия прилипания к твёрдым стенкам. В общем случае (движение сжимаемой и нагреваемой жидкости) в Н.— С. у. учитывается ещё переменность r и зависимость m от темп-ры, что изменяет вид ур-ний. При этом дополнительно используются ур-ние баланса энергии и Клапейрона уравнение. Н.— С. у. применяют при изучении движения реальных жидкостей и газов, причём в большинстве конкретных задач ограничиваются приближёнными решениями.
• См. лит. при ст. Гидроаэромеханика.
С. М. Тарг.
НАИМЕНЬШЕГО ДЕЙСТВИЯ ПРИНЦИП, один из вариационных принципов механики, согласно к-рому для данного класса сравниваемых друг с другом движений механич. системы действительным является то, для которого физ. величина, наз. действием, имеет наименьшее (точнее, стационарное) значение. Обычно Н. д. п. применяется в одной из двух форм.
а) Н. д. п. в форме Гамильтона — Остроградского устанавливает, что среди всех кинематически возможных перемещений системы из одной кон-
фигурации в другую (близкую к первой), совершаемых за один и тот же промежуток времени, действительным является то, для к-рого действие по Гамильтону S будет наименьшим. Матем. выражение Н. д. п. имеет в этом случае вид: dS=0, где d — символ неполной (изохронной) вариации (т. е. в отличие от полной вариации в ней время не варьируется).
б) Н. д. п. в форме Мопертюи — Лагранжа устанавливает, что среди всех кинематически возможных перемещений системы из одной конфигурации в близкую к ней другую, совершаемых при сохранении одной и той же величины полной энергии системы, действительным является то, для к-рого действие по Лагранжу W будет наименьшим. Матем. выражение Н. д. п. в этом случае имеет вид DW=0, где D — символ полной вариации (в отличие от принципа Гамильтона — Остроградского, здесь варьируются не только координаты и скорости, но и время перемещения системы из одной конфигурации в другую). Н. д. п. в. этом случае справедлив только для консервативных и притом голономных систем, в то время как в первом случае Н. д. п. является более общим и, в частности, может быть распространён на неконсервативные системы. Н. д. п. пользуются для составления ур-ний движения механич. систем и для исследования общих св-в этих движений. При соответствующем обобщении понятий Н. д. п. находит приложения в механике непрерывной среды, в электродинамике, квант. механике и др.
• См. лит. при ст. Вариационные принципы механики.
С. М. Тарг.
НАИМЕНЬШЕГО ПРИНУЖДЕНИЯ ПРИНЦИП, то же, что Гаусса принцип.
НАИМЕНЬШЕЙ КРИВИЗНЫ ПРИНЦИП, то же, что Герца принцип.
НАЙКВИСТА ФОРМУЛА (теорема Найквиста), соотношение, определяющее величину тепловых флуктуаций тока или напряжения в электрич. цепи. Получено амер. физиком X. Найквистом (Н. Nyquist) в 1928. Согласно Н. ф., обусловленное тепловыми флуктуациями ср. значение квадрата напряжений на концах проводника с сопротивлением R, находящегося в состоянии теплового равновесия при абс. темп-ре Т, равно:
V2 = 4RkTDv, (1)
где Dv — полоса частот, внутри к-рой измеряются флуктуации напряжения. При низких темп-pax и достаточно высоких частотах v, когда hv³kT, вместо формулы (1) пользуются более общим выражением:
• Киттель Ч., Элементарная статистическая физика, пер. с англ., М., 1960. См. также лит. при ст. Флуктуации электрические.
Э. М. Эпштейн.
НАКАЧКА в квантовой электронике, процесс создания неравновесного состояния вещества под воздействием электромагнитных полей, при соударениях с заряж. или нейтр. частицами, при резком охлаждении предварительно нагретых газовых масс и т. п. Н. может перевести в-во из состояния термодинамич. равновесия в активное состояние (с инверсией населённостей), в к-ром оно может усиливать и генерировать эл.-магн. волны (см. Квантовая электроника, Лазер, Квантовый усилитель). Термин «Н.» применяется также в радиотехнике и оптике для обозначения процессов воздействия на элементы параметрич. систем.
НАКОПИТЕЛЬ заряженных частиц (накопительное кольцо), элемент системы встречных пучков, представляющий собой кольцевую вакуумную камеру, находящуюся в магн. поле, в к-рой накапливаются и длительно циркулируют ч-цы от большого числа циклов ускорения заряж. ч-ц. См. Встречных пучков системы.
НАЛОЖЕНИЯ ПРИНЦИП, то же, что суперпозиции принцип.
НАМАГНИЧЕННОСТЬ, характеристика магн. состояния макроскопич. тела; в случае однородно намагниченного тела Н. J определяется как магнитный момент М ед. объёма тела: J=M/V. В случае неоднородно намагниченного тела Н. определяется для каждой точки тела (точнее, для каждого физически малого объёма dV): J=dM/dV, где dM — магн. момент объёма dV. Ед. Н. в Международной системе единиц — ампер на метр (1 А/м — Н., при к-рой 1 м3 в-ва обладает магн. моментом 1 А•м3), в СГС системе единиц — эрг/(Гс•см3). Н. тел зависит от внеш. магн. поля и темп-ры (см. Парамагнетизм, Ферромагнетизм). У ферромагнетиков зависимость J от напряжённости внеш. поля Н выражается кривой намагничивания (см. Намагничивания кривые, Гистерезис). Н. тела зависит от напряжённости внеш. поля Н, магн. св-в в-ва этого тела, его формы и расположения во внеш. поле. Между напряжённостью поля в в-ве hb и полем H существует соотношение: НВ=Н-NJ, где N — размагничивающий фактор. В изотропных в-вах направление J совпадает с направлением Н, в анизотропных направления J и Н в общем случае различны.
• Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971; II а р се л л Э., Электричество и магнетизм, пер. с англ., М., 1971 (Берклеевский курс физики, т. 2).
443
НАМАГНИЧЕННОСТЬ ОСТАТОЧНАЯ, намагниченность Jr,к-рую имеет ферромагн. материал при напряжённости магн. поля H, равной нулю. Н. о. зависит как от магн. св-в материала, так и от его магн. предыстории. (Н. о.— один из осн. параметров магн. гистерезиса.) Н. о. обусловлена задержкой изменения J при уменьшении Н (после предыдущего намагничивания образца) из-за влияния магнитной анизотропии и структурных неоднородностей образца. При переходе от состояния макс. намагниченности (в пределе — магн. насыщения Js) к состоянию Н. о. векторы Js в отд. кристаллах поликрист. образца поворачиваются от направления Н к направлению осей лёгкого намагничивания, ближайших к Н. Т. о., Jr=SiJsvicosqi, где сумма берётся по всем j кристаллитам с объёмами vi и углами qi между Н и их осью лёгкого намагничивания; DJ — суммарная намагниченность зародышей доменов с обратным направлением намагниченности, возникших при уменьшении H до нуля и представляющих собой исходную ступень новой доменной структуры. В простейшем случае циклич. перемагничивания по симметричному циклу Н. о. возрастает при возрастании макс. напряжённости поля от цикла к циклу, стремясь к конечному пределу, наз. Н. о. данного материала. Н. о. материала (в-ва) не следует смешивать с Н. о. тела, т. е. со ср. намагниченностью тела в состоянии, когда H=0. Н. о. в-ва определяется при равенстве нулю магн. поля внутри тела (оно складывается векторно из полей всех внеш. источников и размагничивающего поля самого намагниченного тела). Наиболее устойчивой Н. о. обладают высококоэрцитивные материалы (см. Коэрцитивная сила). При нагревании ферромагнетиков до темп-ры, превышающей Кюри точку, они теряют ферромагнитные св-ва, а вместе с тем и Н. о. К уменьшению Н. о. приводят также механические сотрясения и вибрации. Явление Н. о. имеет широкое практическое применение (см. Магнит постоянный).
• См. лит. при ст. Магнетизм.
НАМАГНИЧИВАНИЕ, процессы установления намагниченности, протекающие в в-ве при действии на него внеш. магн. полем. В диамагнетиках Н. состоит в возникновении микроскопических индукц. токов, создающих намагниченность, направленную против внеш. магн. поля. В парамагнетиках происходит ориентация хаотически колеблющихся магнитных моментов атомов или ионов в направлении поля. При этом энергия от системы магн. моментов передаётся крист. решётке в-ва и процесс Н. характеризуется временем спин-решёточной релаксации.
Более сложные процессы происходят при намагничивании ферромагнетика. В состоянии полного размагничивания ферромагн. образец состоит из большого числа доменов, каждый из к-рых намагничен до насыщения, но при этом их векторы намагниченности Js направлены так, что суммарный магнитный момент образца М=SiJsi=0. Н. состоит в переориентации векторов намагниченности доменов в направлении приложенного поля; включает процессы смещения, вращения и парапроцесс.
Процесс смещения в многодоменном ферромагнетике заключается в перемещении границ между доменами; объём доменов, векторы JS к-рых составляют наименьший угол с направлением напряжённости магн. поля Н, при этом увеличивается за счёт соседних доменов с энергетически менее выгодной ориентацией Js относительно поля. При своём смещении границы доменов могут менять форму, размеры и собств. энергию. Эти факторы в одних случаях способствуют, в других препятствуют процессу смещения. Обычно задержка смещения (и Н.) происходит при встрече границы домена с к.-л. неоднородностями структуры ферромагнетика (атомами примесей, дислокациями, микротрещинами и др.). Для возобновления смещения необходимо вновь изменять Н (либо темп-ру или давление).
Процесс вращения состоит в повороте векторов Js в направлении поля Н. Причиной возможной задержки или ускорения процесса вращения явл. магнитная анизотропия ферромагнетика (первоначально векторы доменов направлены вдоль осей лёгкого намагничивания, в общем случае не совпадающих с направлением Н). При полном совпадении Js с направлением Н достигается т. н. техническое магнитное насыщение, равное величине Js ферромагнетика при данной темп-ре.
Парапроцесс в большинстве случаев даёт очень малый прирост намагниченности, поэтому Н. ферромагнетиков определяется в осн. процессами смещения и вращения.
Если ферромагнетик, находящийся в состоянии полного размагничивания (J=0), намагничивать в монотонно и медленно возрастающем поле, то получающуюся зависимость J (H) наз. кривой первого (первоначального) Н. (см. Намагничивания кривые). Эту кривую обычно подразделяют на пять участков (рис. 1, а и б). Участок I — область начального, или обратимого, намагничивания, где J=caH. В этой области протекают гл. обр. процессы упругого смещения границ доменов (при пост. начальной магнитной восприимчивости cа). Участок II (область Рэлея) характеризуется квадратичной зависимостью J от Н (в этой области c. линейно возрастает с H). В области Рэлея Н. осуществляется благодаря процессам смещения, как обратимым, линейно зависящим от H, так и необратимым, квадратично зависящим от H (см. Рэлея закон намагничивания).
Рис. 1. а — кривая первого намагничивания; 6 — схематич. изображение процессов намагничивания в многодоменном ферромагнетике.
Область наиб. проницаемостей (III) характеризуется быстрым ростом J, связанным с необратимым смещением междоменных границ. Н. на этом участке происходит скачками (см. Баркгаузена эффект). В области приближения к насыщению (IV) осн. роль играют процессы вращения. Участок V — область парапроцесса.
Рис. 2. Безгистерезисная кривая намагничивания: теоретическая (1) и экспериментальная (2). Для сравнения приведена кривая первого намагничивания (3). Наклон кривой (2) обусловлен неоднородностями материала (пустотами, трещинами и т. п.), на к-рых образуются внутренние размагничивающие поля.
Если после достижения состояния магн. насыщения Js (в поле Hs) начать уменьшать H, то будет уменьшаться и J, но по кривой, лежащей выше кривой первого намагничивания (магн. гистерезис). Гистерезис сказывается и при Н.— он затрудняет рост J с увеличением поля, при отсутствии гистерезиса значение J уже в слабых полях приближается к Js, отличаясь от Js
Рис. 3. Кривые намагничивания ферромагн. образцов разл. длины и формы: 1 — тороид; 2 — длинный тонкий образец; 3 — короткий толстый образец; Нразм— внутр. размагничивающее поле, зависящее от формы образца.
на величину, обусловленную процессами вращения. Вклад процессов смещения и вращения в результирующую намагниченность ферромагн. образца на различных участках кривой намагничивания зависит от его текстуры магнитной, наличия дефектов крист. решётки, формы образца и др. факторов. Существенное влияние
444
формы образца на ход кривой Н. обусловлено действием собств. магн. поля образца (размагничивающего фактора, рис. 3).
• Вонсовский С. В., Магнетизм, М.,
НАМАГНИЧИВАНИЯ КРИВЫЕ, графики, таблицы или формулы, показывающие зависимость намагниченности J или магнитной индукции В от напряжённости магнитного поля Н. Если известна зависимость J(H), то по ней можно построить для того же вещества кривую индукции В(Н), так как одновременно значения В, J, Н, относящиеся к одному элементу объёма вещества, связаны соотношением: B=H+4pJ (в СГС системе единиц) или В=m0 (H+J) (в ед. СИ, здесь m0 — магнитная постоянная).
Н. к. магнитных материалов зависят не только от физ. св-в материалов и внеш. условий, но и от последовательности прохождения различных
Рис. 1. Кривые первого намагничивания пермаллоевых сплавов: 1 — хромовый пермаллой (78% Ni, 3,8% Cr, остальное Fe); 2 — молибденовый пермаллой (79% Ni, 4% Mo, 0,2% Mn, остальное Fe); 3 — пермаллой с 75,8% Ni, 24,2% Fe; 4 — пермаллой с 45% Ni, 55% Fe.
магн. состояний, в связи с чем рассматривают неск. видов Н. к.: а) кривые первого намагничивания (рис. 1) — последовательности значений J (H) или В(Н) в-ва при монотонном возрастании Н из нач. состояния с B=H=J=0 (при этом Н не меняет направления); б) кривые цикличного перемагничивания (статич. петли гистерезиса) —
Рис. 2. Семейство симметричных петель гистерезиса (г) и осн. кривая намагничивания (1) для молибденового пермаллоя; Нc — коэрцитивная сила.
зависимости В (Н) или J(Н), получаемые после многократного прохождения определ. интервала значений Н в прямом и обратном направлениях (рис. 2); в) основные (или коммутационные) кривые — геом. место вершин симметричных петель перемагничивания (рис. 2) и др.
По Н. к. определяют хар-ки магн. материалов (намагниченность остаточную, коэрцитивную силу, магнитную проницаемость и др.), они служат для расчётов магнитных цепей электромагнитов, магн. пускателей, реле и др. электротехнич. устройств и приборов.
• Бозорт Р. М., Ферромагнетизм, пер. с англ., М., 1956.
НАМАГНИЧИВАЮЩАЯ СИЛА, то же, что магнитодвижущая сила.
НАНО... (от греч. nanos — карлик), приставка к наименованию единицы физической величины для образования названия дольной единицы, равной 10-9 от исходной единицы. Обозначения: н, n. Пример: 1 нм (нанометр)=10-9 м.
НАПОР в гидравлике, линейная величина, выражающая удельную (отнесённую к ед. веса) механич. энергию потока жидкости в данной точке. Полный запас уд. энергии потока Н (полный Н.) определяется Бернулли уравнением: H=z+pv/g+v2/2g , где z — высота рассматриваемой точки над плоскостью отсчёта, pv — давление жидкости, текущей со скоростью v, g — уд. вес жидкости, g — ускорение силы тяжести. Два первых слагаемых трёхчлена определяют собой сумму удельных потенц. энергий положения (z) и давления (pvlg), т. е. полный запас удельной потенц. энергии, наз.
г и д р о с т а т и ч е с к и м Н., а третье слагаемое — удельную кинетич. энергию (скоростной Н.). Вдоль потока Н. уменьшается. Разность Н. в двух поперечных сечениях потока реальной жидкости H1-H2=hv наз. потерянным Н. При движении вязкой жидкости по трубам потерянный Н. вычисляется по Дарси — Вейсбаха формуле.
НАПРАВЛЕННОСТЬ АКУСТИЧЕСКИХ ИЗЛУЧАТЕЛЕЙ И ПРИЕМНИКОВ, способность излучать (принимать) звук. волны в одних направлениях в большей степени, чем в других. При излучении направленность акустич. преобразователя обусловливается интерференцией когерентных звук. колебаний, приходящих в каждую точку среды от отд. малых по сравнению с длиной волны в среде участков излучателя, а при приёме — интерференцией давлений на поверхности приёмника.
Н. а. и. и п. обычно описывают: характеристикой направленности — отношением звук. давления в данном направлении к его значению в направлении макс. излучения на том же расстоянии от излучателя, представленном в ф-ции направления, и к о э ф ф и ц и е н т о м к о н ц е н т р а ц и и, или коэфф. направленного действия, т. е. отношением интенсивности звука, создаваемой данным излучателем в направлении макс. излучения, к интенсивности ненаправленного излучателя той же мощности на том же расстоянии.
Хар-ку направленности в сечении нек-рой плоскостью, проходящей через направление макс. излучения, представляют обычно в полярной системе координат (рис.).
НАПРЯЖЕНИЕ механическое, мера внутр. сил, возникающих при деформации материала. Для введения понятия «Н.» мысленно вырезается из среды нек-рый объём, по поверхности F к-рого распределены силы вз-ствия с остальной частью среды, возникающие при деформации. Если DР — равнодействующая (гл. вектор) сил вз-ствия на элементе поверхности DF, содержащем рассматриваемую точку А, то предел отношения DP/DF при DF®0 наз. вектором напряжения Sn в точке А на площадке с нормалью п. Величины проекций вектора Н. на нормаль n и на касательную плоскость наз. нормальным sn и касательным tn напряжениями. Н. наз. у с л о в н ы м, если при его вычислении сила относится к площади сечения в недеформированном состоянии, и и с т и н н ы м, если учтено изменение площади при деформации. Чтобы определить напряжённое состояние в точке, надо найти величины, по к-рым можно вычислить Н. на любой из бесчисл. множества площадок, проходящих через эту точку. Вектор Н. S1, действующий на элем. площадке, перпендикулярной оси Ох1, в проекциях на оси координат Ох1х2х3 обозначают через s11, s12, s13, а для элем. площадок, перпендикулярных осям Ох2 и Ох3,— через s21, s22, s23 и s31, s32, s33. При этом s11, s22, s33 — нормальные Н., а s12=s21, s23=s32, s31=s13 — касательные Н. Шесть величин sij (i, j=1, 2, 3) образуют тензор напряжений в рассматриваемой точке. Н. на любой площадке в той же точке вычисляется через величины sij, т. е. тензор Н. полностью определяет напряжённое состояние в точке. Если известны sij как ф-ции координат, то они определяют напряжённое состояние всего тела. Напряжённое состояние наз. однородным, если sij не зависят от координат
точки. Величина s=1/3(s11+s22+s33)
наз. средним (гидростатическим) Н. В каждой точке тела есть три взаимно перпендикулярные площадки, на к-рых касательные Н. равны нулю. Перпендикуляры к ним наз. главными осями Н. в точке, а нормальные Н. на них s1, s2, s3 — глав-
445
ными Н. См. также Девиатор напряжений, Интенсивность напряжений.
Непосредственно Н. не измеряется. В однородном напряжённом состоянии Н. вычисляется через величины действующих на тело сил. В неоднородном напряжённом состоянии Н. определяется косвенно — по эффектам его действия, напр. по пьезоэлектрич. эффекту, эффекту двойного лучепреломления (см. Поляриаационно-оптический метод исследования).
• Ильюшин А. А., Л е н с к и й В. С., Сопротивление материалов, М., 1959.
В. С. Ленский.
НАПРЯЖЕНИЕ электрическое, см. Электрическое напряжение.
НАПРЯЖЕНИЯ ГЛАВНЫЕ, см. Напряжение механическое.
НАПРЯЖЁННОСТЬ МАГНИТНОГО ПОЛЯ, векторная величина Н, являющаяся количеств. хар-кой магн. поля. Н. м. п. не зависит от магн. св-в среды. В вакууме Н. м. п. совпадает с магнитной индукцией В, численно H=B в СГС системе единиц и H=В/m0 в , Международной системе единиц (СИ), m0 — магнитная постоянная. В среде Н. м. п. Н определяет тот вклад в магн. индукцию B, к-рый дают внеш. источники поля: Н=В-4pJ (в системе ед. СГС) или H=(B/m0)-J (в СИ), где J— намагниченность среды. Если ввести магнитную проницаемость среды m, то для изотропной среды Н=В/mm0 (в СИ). Единица Н. м. п. в СИ — ампер на метр (А/м), в системе ед. СГС — эрстед (Э); 1 А/м=4pХ10-3 Э»1,256•10-2 Э.
Н. м. п. прямолинейного проводника с током I (в СИ) H=Il2pa (a — расстояние от проводника); в центре кругового тока H=I/2R (R — радиус витка с током I); в центре соленоида на его оси H=nI (n — число витков на ед. длины соленоида). Практич. определение Н в ферромагн. средах (в магн. материалах) основано на том, что тангенциальная составляющая Н не изменяется при переходе из одной среды в другую. Методы измерения Н. м. п. рассмотрены в ст. Магнитные измерения, Магнитометр.
НАПРЯЖЕННОСТЬ ЭЛЕКТРИЧЕСКОГО ПОЛЯ, векторная величина E, являющаяся осн. количеств. хар-кой электрич. поля; определяется отношением силы, действующей со стороны поля на электрич. заряд, к величине заряда (при этом заряд должен быть малым, чтобы не изменять ни величины, ни распределения тех зарядов, к-рые порождают исследуемое поле). В вакууме Н. э. п. удовлетворяет принципу суперпозиции, согласно к-рому полная напряжённость поля в точке равна геом. сумме напряжённостей полей, создаваемых отд. заряж, ч-цами. Для электростатич. поля Н. э. п. может быть представлена как градиент электрич. потенциала j: Е=-gradj. В системе СИ Н. э. п, измеряется в В/м.
НАРУШЕННОЕ ПОЛНОЕ ВНУТРЕННЕЕ ОТРАЖЕНИЕ (НПВО), явление, основанное на проникновении световой волны из оптически более плотной среды (с показателем преломления n1) в менее плотную среду (с показателем преломления n2) на глубину порядка длины волны при полном внутреннем отражении. Нарушение полного внутр. отражения заключается в том, что коэфф. отражения света R от границы раздела сред становится меньше единицы вследствие поглощения света в слое, в к-рый проникает волна в отражающую среду. Степень ослабления отражённой волны зависит от поляризации падающей волны и пропорц. показателю поглощения c2 второй среды, а спектр НПВО подобен спектру поглощения этой среды. Нарушение полного внутр. отражения, несущественное для геом. оптики, послужило основой для развития т. н. спектроскопии НПВО, имеющей ряд преимуществ перед традиц. методами исследования спектров отражения и поглощения. Особенно эффективен метод НПВО для исследований поверхностных оптич. св-в объектов, а также для сильно поглощающих сред. Схема измерения оптич. постоянных приведена на рисунке (I0 — интенсивность падающей, а I — отражённой световой волны). Для выполнения условия полного внутр. отражения (n2<<n1) исследуемое в-во приводится в идеальный контакт с оптич. элементом (обычно призмой), прозрачным в выбранном диапазоне частот, с большим n1 (кристаллы — корунд, фианит, германий и др., оптич. керамика, халькогенидные стёкла и т. п.). Нужный контакт легко достигается при исследовании жидкостей. Тв. тела приводятся в оптический контакт с вспомогат. оптич. элементом или в кач-ве среды с большим n1 используется специально выбранная жидкость. В рентг. диапазоне эл.-магн. волн вспомогательный оптич. элемент не требуется, поскольку все в-ва в этой области имеют n2<1 и условие n2<n1 выполняется на границе с воздухом. На практике спектры НПВО получают при углах падения i, значительно больших критич. угла jкр=arcsin(n2/n1), а показатель поглощения вычисляется из соотношения: R=ехр(-c2d'), где d' — путь, пройденный лучом света в исследуемой среде.
Для увеличения контрастности спектров НПВО увеличивают число отражений (метод многократного НПВО — МНПВО), что эквивалентно увеличению d'. Методы НПВО особенно эфф. для интервала 1 •10-2<c2<1, тогда как при использовании метода поглощения в этом случае необходимы объекты микронной толщины. Малые c2
измеряются при i»iкр, и используется возникающая при этом поверхностная оптич. волна, распространяющаяся вдоль поверхности исследуемого тела на сравнительно большое расстояние. Из спектров НПВО и МНПВО можно определить оптич. постоянные n2 и c2 в-ва с помощью Френеля формул и Крамерса — Кронига соотношения.
Разл. модификации методов НПВО применяются для аналитич. целей и в физ. эксперименте: изучаются поверхностные эл.-магн. волны (плазмоны, поляритоны), адсорбционные явления, структура тонких слоев и т. д. Явление НПВО следует учитывать при передаче световых сигналов на большое расстояние с помощью световодов.
• X а р р и к Н., Спектроскопия внутреннего отражения, пер. с англ., М., 1970; З о л о т а р е в В. М.,
К и с л о в с к и й Л. Д., О возможностях изучения контуров полос в спектрофотометрии НПВО, «Оптика и спектроскопия», 1965, т. 19, в. 5, с. 809; З о л о т а р е в В. М., Л ы г и н В. И.,
Т а р а с е в и ч Б. Н., Спектры внутреннего отражения поверхностных соединений и адсорбированных молекул, «Успехи химии», 1981, т. 50, в.1, с. 24.
В. М. Золотарев.
НАСЕЛЕННОСТЬ УРОВНЯ (заселённость уровня), число ч-ц в ед. объема в-ва, находящихся в определённом энергетич. состоянии (на данном энергетич. уровне). См. Уровни энергии. НАСЫЩЕННЫЙ ПАР, пар, находящийся в термодинамич. равновесии с жидкостью (или тв. телом) того же хим. состава. Жидкость и её Н. п. находятся в состоянии дпнамич. равновесия: число молекул, переходящих из жидкости в пар в ед. времени, равно числу молекул пара, возвращающихся в жидкость за то же время. Н. п., содержащий капельки жидкости, наз. влажным, а не содержащий — сухим. Состояние сухого Н. п. неустойчиво: при малейшем отводе теплоты он частично конденсируется и становится влажным, а при подводе теплоты превращается в перегретый пар. В интервале темп-р и давлений, в к-ром возможно термодинамич. равновесие жидкости и пара (между тройной точкой и критической точкой), каждому давлению соответствует определ. темп-pa насыщения пара.
НЕБЕСНАЯ МЕХАНИКА, наука о движении небесных тел. Она изучает поступат., вращат., деформационные движения естеств. и искусств. небесных тел под влиянием сил гравитац. вз-ствия, воздействия среды, эл.-магн. сил, сил светового давления и др. Проблемы Н. м.: 1) теория движения больших планет Солн. системы. Классическая Н. м. изучает движение больших планет, рассматривая их как материальные точки, тяготеющие друг к другу и к Солнцу по закону всемирного тяготения. Методы теории возмущений позволили описать движение планет достаточно точно. Выдающимся достижением классич. теории стало теор. открытие в 1845 Нептуна англ. астрономом Дж. Адамсом и франц. астрономом У. Леверье. В совр. эпоху практика косм. полётов существенно
446
повысила требования к точности теории движения планет. Это привело к появлению ряда фундам. работ (гл. обр. в СССР, США, Японии) по уточнению движения больших планет. 2) Теория движения малых планет (астероидов), в к-рой можно выделить два перспективных направления: построение уточнённых теорий движения отд. астероидов в связи с задачами освоения косм. пр-ва; построение глобальных теорий, объясняющих существующее распределение элементов орбит астероидов. 3) Создание теории движения комет, в частности в связи с перспективами косм. полётов к ним. 4) Задача о движении естеств. спутников планет. 5) Проблема трёх тел — важная модельная задача о движении трёх взаимно тяготеющих материальных точек, напр. косм. аппарата в системе Земля — Луна или астероида в системе Солнце — Юпитер. Особый интерес представляет изучение равновесного движения к.-л. тела в полях тяготения двух других тел — определение св-в т. н. «точек либрации», ввиду их перспективности для практики косм. полётов (см. Трёх тел задача). 6) Теория движения Луны — одна из сложных и до сих пор актуальных задач Н. м. 7) Проблема устойчивости Солн. системы. Постановка проблемы и первые результаты принадлежат франц. учёным П. Лапласу и Ж. Лагранжу. Достижения математики последних лет (теория Колмогорова — Арнольда — Мозера) позволили существенно продвинуть решение классич. проблемы об устойчивости Солн. системы. В. И. Арнольдом получен след. результат: большие полуоси орбит планет, их наклонения и эксцентриситеты вечно остаются вблизи исходных значений, если эксцентриситеты орбит и их наклонения малы (это условие выполняется), а периоды обращения несоизмеримы (условие нерезонансности движений в системе). В реальной Солн. системе дело обстоит, скорее, наоборот: резонансные соотношения между частотами, характеризующими орбит. движения тел Солн. системы, явл. правилом. 8) Резонансные проблемы небесной механики. Средние движения планет довольно точно удовлетворяют нек-рым резонансным соотношениям между частотами их обращения вокруг Солнца (наиб. известен резонанс 5 : 2 для Юпитера и Сатурна). Известны и резонансные соотношения между ср. движениями естеств. спутников планет. Осевое вращение Луны (и мн. других естеств. спутников планет) находится в соизмеримости 1 : 1 с орбит. движением; осевое вращение Меркурия имеет с орбит. движением соизмеримость 3:2. Обилие подобных фактов (здесь перечислена лишь малая их часть) позволяет предположить, что тенденция к резонансным движениям в H. м. есть объективная закономерность, к-рую можно использовать, напр., для стабилизации движения
ИСЗ. Построение теории, объясняющей эти факты во всей их полноте,— актуальная задача Н. м. 9) Теория вращат. движений естеств. небесных тел. Она развивалась классической Н. м. применительно к вращению Земли и Луны (лунно-солн. прецессия и нутация земной оси, законы Кассини вращения Луны, классич. линейная теория либрации Луны). В 20 в. эти теории продолжают успешно развиваться, расширяется область их приложения. Так, установлена двойная синхронизация (двойной резонанс) между осевым вращением и орбит. движением небесного тела, между движением осп вращения тела и возмущённой прецессией орбиты — т. н. обобщённые законы Кассини, к-рым подчиняется вращение Меркурия и ряда естеств. спутников планет. 10) Теория движения (поступательного и вращательного) искусств. небесных тел — большой раздел Н. м., появившийся в сер. 20 в. в связи с задачами, поставленными практикой косм. полётов. Эти задачи аналогичны задачам о движении естеств. небесных тел, но требуют, как правило, учёта большого числа факторов. Усложнение задач косм. полётов выдвигает повышенные требования не только к точности теории движения тел в космосе, но и к службе наблюдений.
Построение точных теорий движения искусств. косм. объектов способствует решению и нек-рых классич. задач Н. м., напр. определению фигур Земли, Луны и др. планет Солн. системы.
• Дубошин Г. Н., Небесная механика. Основные задачи и методы, 3 изд., М., 1975; его же, Небесная механика. Аналитические и качественные методы, 2 изд., М., 1978; Грсбеников Е. Д., Рябов Ю. А., Новые качественные методы в небесной механике, М., 1971; Маркеев А. II., Точки либрации в небесной механике и космодинамике, М., 1978; Белецкий В. В., Очерки о движении космических тел, 2 изд., М., 1977; его же, Движение искусственного спутника относительно центра масс, М., 1965; Справочное руководство по небесной механике и астродинамике, 2 изд., М., 1976; Эльясберг П. Е., Введение в теорию полета искусственных спутников Земли, М., 1965.
В. В. Белецкий.
НЕВЕСОМОСТЬ, состояние материального тела, движущегося в поле тяготения, при к-ром действующие на него силы тяжести или совершаемое им движение не вызывают давлений ч-ц тела друг на друга. Если тело покоится в поле тяжести Земли на горизонтальной плоскости, то на него действуют сила тяжести и направленная в противоположную сторону реакция плоскости, в результате чего возникают давления ч-ц тела друг на друга. Человеческий организм воспринимает такие давления, как ощущение «весомости». Аналогичный результат имеет место для тела, к-рое находится в лифте, движущемся по вертикали вниз с ускорением a¹g, где g — ускорение свободного падения. Но при a=g тело (все его ч-цы) и лифт совершают свободное падение и никаких взаимных давлений друг на друга не, оказывают, т. е. имеет место Н.. При этом на все
ч-цы тела, находящегося в состоянии Н., действуют силы тяжести, но нет внеш. сил, приложенных к поверхности тела (напр., реакций опоры), к-рые могли бы вызвать взаимные давления ч-ц друг на друга. Подобное же состояние наблюдается для тел, помещённых в ИСЗ (или косм. корабле); эти тела и все образующие их ч-цы, получив вместе со спутником соответствующую нач. скорость, движутся под действием сил тяготения вдоль своих орбит с равными ускорениями, как свободные, и не оказывают давлений друг на друга, т. е. находятся в состоянии Н.
Вообще тело под действием внеш. сил будет в состоянии Н., если: а) действующие внеш. силы явл. только массовыми (силы тяготения); б) поле этих массовых сил локально однородно, т. е. силы поля сообщают всем ч-цам тела в каждом его положении одинаковые по величине и направлению ускорения; в) нач. скорости всех ч-ц тела по величине и направлению одинаковы (тело движется поступательно). Т. о., любое тело, размеры к-рого очень малы по сравнению с земным радиусом, совершая свободное поступат. движение в ноле тяготения Земли, будет, при отсутствии других внеш. сил, находиться в состоянии Н. То же имеет место при движении в поле тяготения любых др. небесных тел.
Вследствие значит. отличия условий Н. от земных условий, в к-рых создаются и отлаживаются приборы и агрегаты ИСЗ, косм. кораблей и их ракет-носителей, проблема Н. занимает важное место среди др. проблем космонавтики.
Особенно необходимо учитывать своеобразие условий Н. при полёте обитаемых косм. кораблей: условия жизни человека в состоянии Н. резко отличаются от привычных земных, что вызывает изменения ряда его жизненных функций. Поэтому при длит. полётах человека на орбитальных (околоземных) или межпланетных станциях предполагается создавать искусств. «тяжесть», к-рую можно получить, напр., располагая рабочие помещения в кабинах, вращающихся вокруг центр. части станции (т. е. движущихся непоступательно). Вследствие этого вращения тела в кабине будут прижиматься к её боковой поверхности, к-рая будет играть роль «пола», а реакция «пола», приложенная к поверхностям тел, будет создавать искусств. «тяжесть».
С. М. Тарг.
НЕГОЛОНОМНЫЕ СИСТЕМЫ, механич. системы, на к-рые, кроме геометрических, налагаются ещё кинематич. связи, не сводящиеся к геометрическим и наз. неголономными (см. Голономные системы). Пример Н. с.— шар, катящийся без проскальзывания по шероховатой плоскости. При этом налагается ограничение не только на положение
447
центра шара (геом. связь), но и на скорость точки его касания с плоскостью, к-рая в любой момент времени должна быть равна нулю (кинематич. связь, не сводящаяся к геометрической) .
Движение Н. с. изучают с помощью спец. ур-ний (ур-ния Чаплыгина, Аппеля) или ур-ний, получаемых из дифф. вариационных принципов механики.
• Добронравов В. В., Основы механики неголономных систем, М., 1970. См. также лит. при ст. Механика.
С. М. Тарг.
НЕЕЛЯ ТОЧКА (антиферромагнитная точка Кюри), темп-pa ТН, выше к-рой антиферромагнетик превращается в парамагнетик (фазовый переход II рода). Вблизи Тн наблюдается специфич. температурная зависимость физ. св-в антиферромагнетиков (теплоёмкости, коэфф. теплового расширения, электропроводности и др.). Н. т. названа по имени франц. физика Л. Нееля (L. Neel). См. Антиферромагнетизм.
НЕЙМАНА ПРИНЦИП, постулат, устанавливающий связь симметрии макроскопич. физ. св-в кристалла с симметрией его внеш. формы. Согласно Н. п., группа симметрии любого спонтанно присущего кристаллу физ. св-ва должна включать в себя операции симметрии точечной группы симметрии кристалла (см. Симметрия кристаллов, Кристаллофизика, Кюри принцип). Установлен нем. физиком Ф. Э. Нейманом (F. Е. Neumann).
НЕЙТРАЛЬНЫЙ ТОК в квантовой теории поля, ток в слабом вз-ствии («слабый ток»), к-рый описывает переходы без изменения электрич. зарядов ч-ц; аналог эл.-магн. тока. На опыте наблюдались лишь Н. т. без изменения странности, «очарования», лептонных зарядов и др. квант. чисел. Н. т. открыты в 1973 при изучении процессов вз-ствия нейтрино высоких энергий (³1 ГэВ) с нуклонами. Наряду с обычными процессами образования мюонов m± при вз-ствии мюонных нейтрино и антинейтрино с нуклонами:
vm+N®m-+адроны (1)
v~m+N®m++адроны (2)
сопровождающимися изменением заряда лептона,— заряженными токами (нейтральные vm, v~m, переходят в заряженные m-, m+), наблюдались безмюонные нейтринные процессы — Н. т.:
vm+N®m+адроны (3)
v~m+N®m~+адроны (4)
Отношения Rv и Rv~ сечений процессов (3) и (1). (4) и (2) оказались равными: Rv»0,30; Rv~»0,35.
Н. т. естественно возникают в единой теории слабого и эл.-магн. вз-ствий (см. Слабое взаимодействие). В соответствии с этой теорией процессы (3) и
(4) обусловлены обменом нейтральным промежуточным векторным бозоном Z между нейтральными нейтринным и адронным слабыми токами (рис. 1) аналогично тому, как процесс рассеяния эл-нов на нуклонах e-+N ®е-+адроны обусловлен обменом фотоном между эл.-магн. электронным и адронным токами.
Обмен Z-бозоном между нейтринным и электронным слабыми Н. т.
обусловливает процессы рассеяния vm и v~m на эл-нах (рис. 2). Такие процессы также наблюдались экспериментально; их сечения приблизительно в 104 раз меньше сечений процессов (3) и (4).
Обмен Z-бозоном между электронным Н. т. и адронным током обусловливает слабое вз-ствие эл-на с нуклоном. Такое вз-ствие приводит к нарушению сохранения чётности в ат. переходах, в глубоко неупругом рассеянии продольно поляризов. эл-нов на неполяризов. нуклонах и др. Ожидаемые эффекты чрезвычайно малы вследствие того, что между эл-нами и нуклонами имеется намного более интенсивное, чем слабое, эл.-магн. вз-ствие, сохраняющее чётность. В 1978 такие эффекты несохранения чётности были наблюдены.
Все имеющиеся данные по Н. т. согласуются с теорией Глэшоу — Вайнберга — Салама.
• Биленький С. М., Лекции по физике нейтринных и лептон-нуклонных процессов, М., 1981; О к у н ь Л. Б., Лептоны и кварки, М., 1981.
С. М. Биленький.
НЕЙТРИННАЯ АСТРОФИЗИКА, исследует роль процессов с участием нейтрино в звёздах и др. косм. объектах. У стационарных звёзд гл. последовательности (см. Звёзды) нейтрино, для к-рых толща звёзд прозрачна, уносят часть энергии, выделяющейся в звёздных недрах при термоядерных реакциях (от 2 до 32% в водородном цикле и ~7% в углеродном цикле). Роль нейтрино резко возрастает на поздних стадиях эволюции звёзд. Для этих стадий универс. теория слабых взаимодействий предсказывает ряд процессов рождения пар нейтрино v — антинейтрино v, благодаря к-рым потери энергии с потоками нейтрино превосходят фотонные потери, что приводит к резкому (в десятки раз) ускорению темпа эволюции. В кач-ве процессов, ведущих к рождению пар v, v, рассматривают аннигиляцию электронно-позитронных пар, тормозное излучение, фоторождение, распад плазмона, синхротронное излучение. Согласно теор. расчётам, особую роль нейтрино играют в ходе гравитационного коллапса
звёзд большой массы, когда гл. источником нейтрино становятся бета-процессы в горячей плазме. Основными становятся бета-процессы: e-+(Z, А)®(Z-1, A)+v и e++(Z-1, A)®(Z, А)+v~-. В кач-ве важнейшей пары ядер (Z, А) и (Z-1, А), где Z — электрич. заряд, А — ат. масса ядра, служат свободные нуклоны — протон р (1,1) и нейтрон n (0,1). Если оба эти процесса равновероятны, то хим. состав звёздной плазмы не изменяется. Однако в ходе гравитац. коллапса вероятность первого процесса несколько преобладает. Тогда преимуществ. излучению нейтрино сопутствует, очевидно, процесс нейтронизации вещества.
В нек-рый момент гравитац. коллапса (при достижении в-вом плотности r~1012 г/см3 и темп-ры Т ~1010 К) в-во звезды становится непрозрачным для нейтринного излучения, темп коллапса замедляется. Нейтрино становятся определяющим фактором в переносе энергии в непрозрачном ядре звезды, потоки же нейтрино с поверхности ядра звезды прогревают её внеш. слои, способствуя их термояд. взрыву и сбросу оболочки. В это время (примерно за 10 с) звезда испускает ~1053—1054 эрг энергии в виде потоков v и v (почти равных по интенсивности) с энергией ч-ц 10—15 МэВ. Сбросу оболочки коллапсирующей звезды содействуют также эффекты когерентного рассеяния v на ядрах с большими ат. массами и рассеяния v на эл-нах.
Регистрация потоков нейтрино от Солнца, а также нейтринных импульсов от коллапсирующих звёзд в Галактике — осн. задачи нейтринной астрономии (раздела астрономии, изучающего небесные тела по их нейтринному излучению).
• Нейтрино. Сб. ст., пер. с англ., М., 1970;
Березинский В. С., Зацепин Г. Т., Нейтринная астрофизика, М., 1975.
В. С. Имшенник.
НЕЙТРИНО (v), лёгкая (возможно, безмассовая) электрически нейтральная ч-ца со спином 1/2 (в ед. ћ), участвующая только в слабом и гравитац. вз-ствиях. Н. принадлежит к классу лептонов, а по статистич. св-вам явл. фермионом. Известны три типа Н.: электронное (ve), мюонное (vm) и t-Н. (vt), каждый из к-рых при вз-ствии с др. ч-цами может превращаться в соответствующий заряж. лептон. В отрицательно заряженные лептоны превращаются лишь «левые» Н. (со спиральностью l=-1/2), в положительно заряженные — только «правые» (l= +1/2). Считается, что правые Н. явл. античастицами по отношению к левым, они наз. антинейтрино (v~). Правым Н. приписывают лептонный заряд со знаком, противоположным лептонному заряду левых Н.
Отличительное св-во Н., определяющее его роль в природе,— огромная проникающая способность, особенно при низких энергиях. Это, с одной стороны, затрудняет детектирование Н., с другой — предоставляет
448
уникальную возможность изучения внутр. строения и эволюции косм. объектов. С увеличением энергии Н. сечения их вз-ствия с в-вом растут, а проникающая способность уменьшается.
Н., вероятно, столь же распространённые ч-цы, как и фотоны. Они испускаются при превращениях ат. ядер: b-распаде, захвате эл-нов (гл. обр. f-захвате) и мюонов, при распадах элем. ч-ц: p- и К-мезонов, мюонов и до. Процессы, приводящие к образованию Н., происходят в недрах Земли и её атмосфере, внутри Солнца и в звёздах. Предполагается, что мощные потоки Н. генерируются при гравитационном коллапсе звёзд, унося б. ч. высвобождающейся гравитац. энергии. В природе существуют Н. с энергиями (ξv ) в огромном интервале: от реликтовых Н. со ср. энергией ξv~5•10-4 эВ, заполняющих (как следует из модели горячей Вселенной) всё косм. пр-во с плотностью 100—150 пар vv~/см3 на каждый тип Н., до Н., рождаемых в соударениях косм. лучей с ядрами межзвёздной среды с ξv вплоть до 1020 эВ. В лаб. условиях интенсивными источниками Н. (точнее, антинейтрино) низких энергий явл. ядерные реакторы; потоки Н. более высоких энергий, достигающих сотен ГэВ, генерируются с помощью ускорителей заряж. ч-ц.
История открытия
Представление о Н. введено в 1930 швейц. физиком В. Паули с целью объяснить непрерывный энергетич. спектр эл-нов при b-распаде: общие принципы квант. механики и закон сохранения энергии требовали, чтобы эл-ны имели определ. энергию, равную энергии, выделяемой при b-распаде. Согласно гипотезе Паули, в b-распаде вместе с эл-ном рождается новая нейтральная сильно проникающая и, следовательно, трудно обнаружимая ч-ца с массой <0,01 массы протона. Распределение дискр. порции энергии между Н. и эл-ном и приводит к нарушению моноэнергетичности спектра эл-нов. Для того чтобы соблюдался и закон сохранения момента кол-ва движения, новой ч-це приписали полуцелый спин.
Последоват. теория b-распада, созданная итал. физиком Э. Ферми в 1934, естественно включила гипотезу Паули (в 1932 Ферми предложил называть новую ч-цу «Н.» — уменьшительное от нейтрон). В соответствии с теорией Ферми b-распад представляет собой превращение нейтрона (протона) внутри ядра в протон (нейтрон), эл-н (позитрон) и антинейтрино (Н.):
Эксперименты по обнаружению нейтрино. В первых экспериментах регистрировались импульсы отдачи ядер при испускании Н. (А. И. Лейпунский, 1936, амер. физик Дж. Аллен,
1942). Хотя их результаты согласовывались с гипотезой Паули, прямым доказательством существования Н. считается наблюдение амер. физиками Ф. Райнесом и К. Коуэном в 1953—56 т. н. обратного b-распада:
v~e+p®e++n. (2')
Измеренное сечение этого процесса
sv~e=9,4(1,3) •10-44 см2 находилось в согласии с сечением, рассчитанным по
теории Ферми. Источником v~e в опытах Райнеса и Коуэна служил яд. реактор (поток v~e, образовавшихся в нём в результате b-распадов осколков деления 235U и 239Pu, достигал 1013 v~e/см2•c; ср. энергия ξv~~4 МэВ). Реакция (2 ) происходила на водороде, входящем в состав сцинтилляц. жидкости с добавкой солей кадмия, и регистрировалась по двум сцинтилляц. вспышкам. Первая вспышка вызвана g-квантами от аннигиляции позитрона с эл-ном сцинтиллятора, вторая (через 5—10 мкс) — g-излучением ядра кадмия, поглотившего нейтрон.
Свойства нейтрино
Типы нейтрино. Тип Н. определяется заряж. лептоном, вместе с к-рым оно рождается и взаимодействует (эл-н, мюон, t-лептон). Источником электронных Н. явл. b-распад ядер (1), (2), распад мюонов:
распады мезонов и барионов, содержащих тяжёлые кварки: странные —
и т. д.
Мюонные Н., представление о к-рых было введено в 1957—59 в связи с отсутствием распада m® е+g (М. А. Марков, амер. физик Ю. Швингер, япон. физик К. Нишиджима), рождаются в распадах мюонов (3) p- и К-мезонов:
а также, как и ve, в распадах более тяжёлых мезонов, напр. D+ ®К-+p++m++vm(K-+p++e++ve).
t-Н. было введено в 1975 в связи с открытием третьего заряж. лептона (t±). t-Н. рождается в распадах t-лептона: t-®vt+p-, t-®vt+ v~e+e-и т. д., а также в распадах мезонов, более тяжёлых, чем t-лептон:
F+(D+ )®t++vt (7) и др.
Н. каждого типа могут рождаться парами и без участия соответствующего заряж. лептона, напр.:
е++е-®v+v~, g+e-® v+v~ + e-,
g+Z®v+v~+Z, (8)
e++e-®g+v+v~ (9)
(здесь v — любой тип Н., Z — ядро). Реакции (8), по-видимому, играют существ. роль в эволюции звёзд. Реакцию (9) можно будет зарегистрировать при высоких энергиях (>90 ГэВ) в экспериментах на встречных пучках е+е-. Н. во вз-ствиях с др. ч-цами в свою очередь рождают заряж. лептоны только своего типа; с хорошей точностью это св-во проверено для мюонных Н.: наблюдаются процессы типа
vm+n®m-+p,
v~m+p®m++n (10)
(Брукхейвен, 1962; ЦЕРН, 1964), в то время как процессы типа vm+n®е-+р на опыте не обнаружены. Различие между тремя типами Н. описывается тремя сохраняющимися (или прибл. сохраняющимися) лептонными зарядами: электронным Le, мюонным Lm и таонным Lt. Для ve, как и для е-,
Le = l, Lm=Lt=0, для vm и m- Lm=1, Le=Lt=0 и т. д.
Вз-ствия Н. разных типов в тех случаях, когда массы лептонов несущественны, оказываются одинаковыми. Это лежит в основе т. н. m — е (и, по-видимому, t)-универсальности и выражается в том, что пары лептонов (vee), (vmm), (vtt) входят в теорию вз-ствий
симметрично. Вопрос о числе типов Н. (nv) остаётся открытым.
Измерение сечения реакции (9) (оно пропорц. nv в случае универсальности всех типов лептонов) даст возможность определить nv.
Нейтрино и антинейтрино. Представление о Н. и антинейтрино возникло в теории Ферми, согласно к-рой Н. рождается в паре с позитроном, а антинейтрино — с эл-ном (аналогично определяются мюонные и t-антинейтрино и Н.). Н. и антинейтрино при рассеянии в свою очередь рождают лептон определ. знака электрич. заряда: Н.— отрицательного, антинейтрино — положительного. Так, при облучении четырёххлорнстого углерода (ССl4) пучком антинейтрино от реактора (амер. физик Р. Дейвис, 1955—56) реакция v~e+37Cl ® 37Ar+е-не была обнаружена (реакция превращения 37Сl в 37Аr для определения различия или тождественности ve и v~e была предложена в 1946 Б. М. Понтекорво). Другое указание на различие ve и v~e — отрицат. результат поиска безнейтринного двойного b-распада (напр., 48Cd ®48Ti+e-+e+ ), об-
449
наруженио к-рого свидетельствовало бы о возможности перехода ve «v~e.
Нетождественность Н. и антинейтрино и связанные с ней запреты определ. реакций описывают обычно сохраняющимся лептонным зарядом, к-рый имеет разные знаки для Н. (L=1) и антинейтрино (L=-1). Такие же значения L приписываются соответствующим заряж. лептонам (е-, m-, t-) и антилептонам (е + , m+, t+).
Н. и антинейтрино во всех изученных процессах отличаются и знаками спиральности (см. ниже). Различными оказываются сечения вз-ствия Н. и антинейтрино с др. ч-цами, напр.:
(X — совокупность адронов).
Массы нейтрино. В уникальной работе, выполненной в Ин-те теор. и экспернм. физики (СССР, 1980), получено указание на то, что наблюдаемая форма энергетич. спектра эл-нов от (b-pacпада трития (3Н ®3He+v~e+e-) соответствует значению массы электронного Н. в интервале 14 эВ< mve<46 эВ. Для Н. др. типов экспериментально получены лишь верхние ограничения: mvm£0,65 МэВ (no форме
спектра распада k0l®p-+m++vm, Беркли, США, 1974) и mvm <0,52 МэВ {по измерениям импульса мюона в распаде p+®m++vm Швейц. ин-т яд. исследований, 1979; Станфорд, США, 1981), mvt<250 МэВ (по распаду t-лептона, Станфорд, США, 1979). Подтверждением того, что масса Н. не равна нулю, могло бы явиться обнаружение осцилляции в нейтринных пучках (см. ниже). Из космологич. соображении (использующих данные о возрасте Вселенной, Хаббла постоянной и темп-ре реликтового излучения) получается ограничение на суммарную массу всех типов стабильных Н. и антинейтрино: Smv<100 эВ. Если масса хотя бы одного из них действительно достигает 10—30 эВ, то из модели горячей Вселенной следует, что общая масса Н. во Вселенной более чем на порядок превышает общую массу остального в-ва. Это в свою очередь ведёт к фундам. космологич. и астрофиз. следствиям. Напр., Вселенная могла бы оказаться замкнутой, образование галактик и скоплений галактик должно было бы происходить вначале из «конденсаций» нейтринного газа (образующихся благодаря гравитационной неустойчивости), а затем к таким нейтринным «сгусткам» стягивалось бы обычное в-во. Это могло бы объяснить «скрытую» массу галактик и их скоплений (на существование к-рой указывают наблюдат. данные), а также нек-рые другие астрофизические «загадки».
Спиральность нейтрино. Определение спиральности основано на учёте закона сохранения момента кол-ва движения и измерениях поляризации ч-ц, рождённых вместе с Н. Для ve — это измерения поляризации возбуждённого ядра 152Sm* по поляризации g-кванта в цепочке радиоакт. превращений:
(амер. физики М. Гольдхабер, Л. Гродзинс, А. Суньяр, 1958), где J, Р — спин и чётность ядра. Для vm— это измерения поляризации мюона в распаде p+®m++vm. Полученные значения спиральностн согласуются с l=-1/2 для Н. и l=1/2 для антинейтрино.
Теория свободного нейтрино. Н. с отличной от нуля массой могут, как и др. фермионы, описываться Дирака уравнением. Такие Н. имеют четыре состояния — «левые» и «правые» Н. и «левые» и «правые» антинейтрино и наз. четырёхкомпонентными. Левая поляризация наблюдаемых в эксперименте Н. и правая поляризация антинейтрино полностью обусловлены хар-ром их вз-ствий. Рождение и вз-ствия правополяризованных Н. и левополяризованных антинейтрино подавлены.
Другая возможность — двухкомпонентное Н. ненулевой массы (итал. физик Э. Майорана, 1937). Для майорановских Н. vºv~, так что лептонный заряд не сохраняется и состояния Н., рождаемых вместе с заряж. лептоном и антилептоном, различаются только спиральностями. Теория с майорановскими Н. предсказывает, в частности, существование безнейтринного двойного b-распада.
Не исключено, что Н. нек-рых типов имеют строго нулевое значение массы. Такие Н., впервые рассмотренные Л. Д. Ландау, пакист. физиком А. Саламом, кит. физиками Ли Цзундао и Ян Чженьнином в 1957, описываются ур-нием Вейля (нем. математик Г. Вейль, 1929), имеют строго определ. значения спиральности и находятся в двух состояниях: «левое» Н. и «правое» антинейтрино (др. вариант: «правое» Н. и «левое» антинейтрино, к-рые экспериментально не обнаружены). Лептонные заряды в этом случае сохраняются.
Осцилляции и распад нейтрино. Если Н. обладают массой покоя и лептонные заряды не сохраняются, то становятся возможны нейтринные осцилляции (Б. М. Понтекорво, 1957), т. е. периодическое (полное или частичное) превращение одного типа Н.
в другой, напр.:
vm<->vt, ve<->vt.
Характерный масштаб l этих превращений определяется разностью квадратов масс Н.: l=2pξv/(m2i-m2j). Нек-рые указания на осцилляции Н. следуют из измерений энергетич. спектра ve от реактора на разных расстояниях от центра активной зоны (Dm2v»1 эВ2), а также из измерений потока солнечных Н. (Dm2v>>10-10 эВ2). В то же время измерения на Баксанском нейтринном телескопе потока vm под землёй, рождаемых косм. лучами в верхних слоях атмосферы, дают Dm2v£10-3 эВ2 для vm« ve при условии полного превращения vm в ve (ИЯИ АН СССР, 1981). В этих же предположениях могут происходить распады Н.: v1 ®g+v2, v1 ®3v3, ... , где v1 v2, v3 — ч-цы с определ. массами, представляющие собой смесь ve,
vm,vt
Взаимодействия нейтрино
Б. ч. информации о вз-ствиях Н. была получена в экспериментах на ускорителях. Общая схема их такова: пучок ускоренных протонов рождает на ядрах мишени p- и К-мезоны. Мезоны попадают сначала в фокусирующее устройство, отбирающее ч-цы нужного заряда, а затем в распадный канал, где в реакциях (6) формируется нейтринный пучок. Распадный канал заканчивается мюонным фильтром — массивным (чаще стальным) поглотителем. Поток Н. через фильтр попадает на мишень-детектор — пузырьковую или искровую камеру и сцинтилляц. счётчики, прослоенные фильтрами из Fe и Аl. Характерные размеры таких детекторов 4 мХ4 мХ16 м, вес ~1000 т.
Модификацией этой схемы явл. эксперименты по «сбрасыванию пучка», в к-рых ускоренные протоны падают на массивную толстую мишень. В мишени, не успевая распасться, поглощается большая часть p- и К-мезонов, так что становятся заметными потоки т. н. прямых Н. от распада короткоживущих (со временем жизни <10-11 с) тяжёлых ч-ц (D-, F-мезонов, t-лептонов) [см. реакции (5), (7)1.
Тины взаимодействий нейтрино. Во вз-ствиях с др. ч-цами Н. может переходить как в заряж. лептон: vm®m-, v~e ®е+ и т. д. [см. реакции (2'), (10)], так и в нейтральный: vm®vm , т. е. в Н. того же типа. Эти реакции описываются соотв. заряженными токами (ЗТ) и нейтральными токами (НТ). Заряж. токами обусловлены распады (1)—(7), т. е. процессы, в к-рых были обнаружены Н. и изучены их св-ва. НТ были впервые зарегистрированы в 1973 в пузырьковой камере (ЦЕРН): рассеяние vm(v~m) на нуклонах и эл-нах не сопровождалось вылетом m-(m+) (т. н. безмюонные события):
Изучение ЗТ и НТ в рассеянии Н. на нуклонах и эл-нах даёт уникальную информацию о структуре нуклонов, о слабом вз-ствии элем. ч-ц, о рождении и св-вах новых тяжёлых ч-ц.
450
Взаимодействие нейтрино с электроном. Заряж. токами обусловлен процесс
vm(v~m)+e-®m-(m+)+ve (13) (ЦЕРН, 1979). При энергиях Н. ξv (в лаб. системе), заметно превышающих порог реакции (13) (ξv³20 ГэВ), её сечение, согласно теории Ферми, линейно растёт с ростом ξv:
где GF — фермиевская константа слабого вз-ствия, me — масса эл-на. Сечение процесса (12) с НТ имеет зависимость (14) уже при ξv >неск. МэВ (порог отсутствует) и содержит дополнит. фактор подавления 0,1—0,4 (ЦЕРН, Лаборатория им. Ферми, США, 1979).
В рассеяние электронных Н. и антинейтрино на эл-не, напр. антинейтрино от реактора (Райнес и др., 1976), дают вклад как ЗТ, так и НТ.
Взаимодействие нейтрино с нуклонами представляет собой суммарный эффект рассеяния Н. на отд. кварках, составляющих нуклон. При низких энергиях (ξv<1 ГэВ) происходит упругое
vm(v~m)+p®vm(v~m)+p (15)
и квазиупругое (10) вз-ствие. При энергиях ξv³l ГэВ доминируют неупругие процессы: сначала с малым числом адронов в конечном состоянии, напр. однопионное рождение:
затем глубоко неупругие процессы:
vm(v~m)+n®mi-(m+)+x (18) для ЗТ или (11) для НТ. Сечение процесса (18) явл. некогерентной суммой сечений рассеяния Н. на отд. точечных кварках и может быть представлено в виде s=(G2F/p)2mpξvk, где k — доля импульса нуклонов, к-рую несут кварки, взаимодействующие с Н. (mp — масса протона). Наблюдаемый рост сечений с уве-
кальный хар-р слабого вз-ствия и кварк-партонную структуру адрона. Слабое нарушение масштабной инвариантности [зависимость структурных ф-ций (см. Формфактор) нуклона от квадрата переданного четырёхмерного импульса q2, рост sv~/sv], обнаруженное во вз-ствии Н. (18), согласуется с предсказаниями квантовой хромодинамики.
Сечения процессов с НТ [реакции (11), (15), (16)] составляют 10—50% от соответств. сечений для ЗТ. При ξV>нecк. ГэВ они имеют одинаковые энергетич. зависимости, причём
Взаимодействия нейтрино при высоких энергиях. Все нейтринные эксперименты, и в первую очередь эксперименты по НТ, хорошо согласуются с моделью электрослабого вз-ствия Глэшоу — Вайнберга — Салама (1961 — 1968). В соответствии с этой моделью Н. взаимодействуете заряженными W± [с массой (в энергетич. ед.) mw~80 ГэВ] и нейтральным Z° (mz~90 ГэВ) промежуточными векторными бозонами: vm®m-+-W+, vm®vm+Z°, ve®e-+W+ и т. д. Обмен заряж. и нейтр. бозонами между парами фермионов приводит к наблюдаемым процессам соотв. с ЗТ и НТ. Для Ös<<mW, где s — квадрат энергии в системе центра инерции, модель воспроизводит локальный хар-р четырёхфермионных процессов. При ξv³m2W/2m0, т. е. при Ös³mW, согласно модели Вайнберга — Салама — Глэшоу, сечение рассеяния Н. на эл-не (а также на кварке) должно прекратить линейный рост с увеличением ξv и выйти на константу: sv=G2Fm2Wlp.
Сечение вз-ствия Н. с нуклоном продолжает быстрый (близкий к линейному) рост до энергий, заметно превышающих m2W/2mp [Ös~(6 —10mW], а при Ös, значительно большем 10mW, оно растёт с увеличением s логарифмически. Такое поведение сечения обусловлено наличием в нуклоне «моря» виртуальных кварков и антикварков, каждый из к-рых несёт малую долю полного импульса нуклона (см. Партоны).
Эксперименты с нейтрино и новые частицы. Наряду с процессами (18) наблюдаются, хотя и с заметно меньшей вероятностью, т. н. многолептонные события, когда в конечном состоянии возникают два и более заряж. лептона. Такие процессы служат сигналом рождения и последующего полулептонного распада новых тяжёлых ч-ц (F-, D-мезонов и т. д.). В экспериментах по «сбрасыванию пучка» уже сами Н. (т. н. прямые Н.) явл. сигналом рождения новых короткоживущих ч-ц.
Нейтрино и лептокварковые переходы. В связи с построением объединённых моделей электрослабого и сильного вз-ствнй возникло представление о новом типе вз-ствий, приводящем к т. н. лептокварковым переходам. При таком переходе Н., испуская, напр., гипотетич. Y-бозон (mY³1014 ГэВ) с электрич. зарядом -1/3, может переходить в d-кварк. Такие переходы приводят к распаду протона, напр. р®v~+p+ , со временами tр:³1031 лет.
• Ли Ц., В у Ц., Слабые взаимодействия, пер. с англ., М., 19(58; М а р к о в М. А., Нейтрино, М., 1964; Бугаев Э. В., Котов Ю. Д., Розенталь И. Л., Космические мюоны и нейтрино, М., 1970; Нейтрино. Сб. статей, пер. с англ., М., 1970 (Современные проблемы физики); Б и л е н ь к и й С. М.,
II о н т е к о р в о Б. М., Смешивание лептонов и осцилляции нейтрино,
«УФН», 1977, т. 123, в. 2; X о з е В. А., Тяжелый лептон t± в .е+е-— аннигиляции, там же, в. 4;
П e p л М., Открытие новой элементарной частицы — тяжелого t-лептона, там же, 1979, т. 129, в. 4; О к у н ь Л. Б., Лептоны и кварки, М., 1981; Зельдович Я. Б.,Хлопов М. Ю., Масса нейтрино в физике элементарных частиц и космологии ранней Вселенной, «УФН», 1981, т. 135, в. 1; Д о л г о в А. Д., Зельдович Я. Б., Космология и элементарные частицы, «УФН», 1980, т. 130, в. 4.
Г. Т. Зацепин, Ю. С. Копысов, А. Ю. Смирнов.
НЕЙТРОН (англ. neutron, от лат. neuter — ни тот, ни другой) (n), электрически нейтральная элем. ч-ца со спином 1/2 и массой, незначительно превышающей массу протона; относится к классу адронов и входит в группу барионов. Из протонов и Н. построены все ядра атомные. Н. открыты в 1932 англ. физиком Дж. Чедвиком, установившим, что обнаруженное нем. физиками В. Боте и Г. Бекером проникающее излучение, к-рое возникает при бомбардировке ат. ядер a-частицами, состоит из незаряж. ч-ц с массой, близкой к протонной.
Н. устойчивы только в составе стабильных ат. ядер. Свободный Н.— нестабильная ч-ца, распадающаяся по схеме:n®p+e-+v~c (бета-распад Н.); ср. время жизни Н. t~15,3 мин. В в-ве свободные Н. существуют ещё меньше (в плотных в-вах — единицы — сотни мкс) вследствие их сильного поглощения ядрами. Поэтому свободные Н. возникают в природе или получаются в лаборатории только в яд. реакциях. Свободные Н., взаимодействуя с ат. ядрами, вызывают разл. ядерные реакции. Большая эффективность Н. в осуществлении яд. реакций, своеобразие вз-ствия с в-вом медленных Н. (резонансные эффекты, дифракц. рассеяние в кристаллах и т. п.) делают Н. исключительно важным орудием исследования в яд. физике и физике тв. тела (см. Нейтронография). В практич. приложениях Н. играют ключевую роль в яд. энергетике, в производстве трансурановых элементов и радиоакт. изотопов (искусств. радиоактивность), а также используются в хим. анализе (активац. анализ) и в геол. разведке (нейтронный каротаж).
Классификацию Н. по энергиям (быстрые, медленные, тепловые и т. д.) см. в ст. Нейтронная физика.
Основные характеристики нейтронов. Масса. Наиболее точно определена разность масс Н. и протона: mn--mp=1,29344(7) МэВ, измеренная по энергетич. балансу разл. яд. реакций. Отсюда (и известной mp) mn= 939,5731(27) МэВ или mn»1,675Х10-24 г»1840me (me — масса эл-на).
Спин и статистика. Спин Н. J был измерен по расщеплению пучка очень медленных Н. в неоднородном магн. поле. Согласно квант. механике, пучок должен расщепляться на 2J+1 отд. пучков. Наблюдалось расщепление на два пучка, т. е. для
451
Н. J=1/2 и Н. подчиняется Ферми — Дирака статистике (независимо это было установлено на основе эксперим. данных по строению ат. ядер).
Электрический заряд Н. Q=0. Прямые измерения Q по отклонению пучка Н. в сильном электрич. поле дают Q<10-20e, а косвенные (по электрич. нейтральности макроскопич. объёмов газа) — Q<2•10-22 е (где е — величина заряда эл-на).
Д р у г и е к в а н т о в ы е ч и с л а. По своим св-вам Н. очень близок протону: n и p имеют почти равные массы, один и тот же спин, способны взаимно превращаться друг в друга (напр., в процессах b-распада), одинаковым образом проявляют себя в сильном вз-ствии. Такое глубокое сходство позволяет рассматривать Н. и протон как одну ч-цу — нуклон, к-рая может находиться в двух разных зарядовых состояниях. Нуклон в состоянии с Q=+1 есть протон, с Q=0 есть Н. Соответственно, нуклону приписывается (по аналогии с обычным спином) нек-рая внутр. хар-ка — изотопический спин I, равный 1/2, «проекция» к-рого может принимать 2I+1=2 значения: +1/2 и -1/2. Т. о., n и p образуют изотопич. дублет (см. Изотопическая инвариантность). Как компоненты изотопич. дублета, Н. и протон имеют одинаковые квант. числа: барионный заряд B=+1, лептонный заряд L=0, странность S=0 и положит. внутр. чётность. Изотопич. дублет нуклонов входит в состав более широкой группы «похожих» ч-ц — октет барионов. Все квант. хар-ки Н. объясняются кварковой моделью адронов, согласно к-рой Н. состоит из двух d-кварков и одного u-кварка (см. Элементарные частицы).
Магнитный дипольный момент Н., найденный из экспериментов по методу ЯМР, равен: mп=-1,91315(7)mя, где mя — яд. магнетон. Ч-ца с J=1/2, описываемая Дирака уравнением, должна обладать магн. моментом, равным магнетону, если она заряжена, и нулевым, если не заряжена. Наличие магн. момента у Н., так же как аномальная величина магн. момента протона (mр»2,79mя), указывает на то, что нуклоны обладают сложной внутр. структурой, т. е. внутри них существуют электрич. токи, создающие дополнит. аномальный магн. момент протона 1,79 mя и прибл. равный ему по величине и противоположный по знаку магн. момент Н. (-1,9mя). С другой стороны, согласно кварковой модели адронов, mn/mр»2/3, что также согласуется с наблюдаемыми значениями mп и mр.
Электрический дипольный момент. С теор. точки зрения электрич. дипольный момент d любой элем. ч-цы должен быть равен нулю, если вз-ствия ч-ц инвариантны относительно обращения времени (T-инвариантны). Одна из проверок этого фундам. положения теории — поиски d у элем. ч-ц, и Н.— наиб. удобная ч-ца для таких поисков. Опыты показали, что dn<2•10-25 см•е. Это означает, что сильное, эл.-магн. и слабое вз-ствия с большой точностью T-инвариантны.
Взаимодействие нейтронов. Н. участвуют во всех известных фундам. вз-ствиях элем. ч-ц.
С и л ь н о е в з а и м о д е й с т в и е. Изотопич. инвариантность сильного вз-ствия приводит к определ. связи между хар-ками разл. процессов с участием Н. и протона, напр. эфф. сечения рассеяния p+-мезона на протоне и p--мезона на Н. равны, т. к. системы p+p и p-n имеют одинаковый изотопич. спин I=3/2 и отличаются лишь проекциями изотопич. спина (I3=+3/2 в первом и I3=-3/2 во втором случае), одинаковы сечения рассеяния К+-мезона на протоне и К°-мезона на Н. и т. п. Справедливость такого рода соотношений экспериментально проверена в большом числе опытов. (Данные о вз-ствии разл. нестабильных ч-ц с Н. получают гл. обр. из экспериментов по рассеянию Н. на дейтроне.) Однако при низких энергиях вз-ствия n и p с заряж. ч-цами и ат. ядрами сильно различаются из-за наличия у протона электрич. заряда, обусловливающего существование дальнодействующих кулоновских сил между ним и др. заряж. ч-цами на таких расстояниях, на к-рых короткодействующие яд. силы практически отсутствуют. Отсутствие у Н. электрич. заряда позволяет ему проникать через электронные оболочки атомов и свободно приближаться к ядрам. Именно этим объясняется уникальная способность Н. сравнительно малых энергий вызывать разл. яд. реакции, в т. ч. деление тяжёлых ядер (см. Деление атомного ядра).
Рассеяние медленных Н. на протонах при энергиях до 15 МэВ сферически симметрично в системе центра инерции. Это указывает на то, что рассеяние определяется вз-ствием np в состоянии относит. движения с орбит. моментом l=0 (т. н. S-волна). S-рассеяние превалирует над рассеянием в др. состояниях, когда длина волны де Бройля Н. ג³ радиуса действия яд. сил. Т. к. при энергии 10 МэВ для Н. ג»2•10-13 см, эта особенность рассеяния Н. на протонах при таких энергиях даёт сведения о порядке величины радиуса действия яд. сил. Из теории рассеяния микрочастиц следует, что рассеяние в S-состоянии слабо зависит от детальной формы потенциала вз-ствия и с хорошей точностью описывается двумя параметрами: эфф. радиусом r потенциала и длиной рассеяния а. Для описания np-рассеяния число параметров вдвое больше, т. к. система может находиться в двух состояниях с разными значениями полного спина: 1 (триплетное состояние) и 0 (синглетное состояние). Опыт показывает, что
длины рассеяния Н. протоном и эфф. радиусы вз-ствия в синглетном и триплетном состояниях различны, т. е. яд. силы зависят от суммарного спина ч-ц. В частности, связ. состояние системы np — ядро дейтерия может существовать лишь при спине 1. Длина рассеяния в синглетном состоянии, определённая из опытов по pp-рассеянию (два протона в S-состоянии, согласно Паули принципу, могут находиться только в состоянии с нулевым суммарным спином), равна длине np-рассеяния в синглетном состоянии. Это согласуется с изотопич. инвариантностью сильного вз-ствия. Отсутствие связ. системы np в синглетном состоянии и изотопич. инвариантность яд. сил приводят к выводу, что не может существовать связ. системы двух Н-— т. н. бинейтрон. Прямых опытов по nn-рассеянию не проводилось из-за отсутствия нейтронных мишеней, однако косв. данные (св-ва ядер) и более непосредственные — изучение реакций 3Н+3Н®4Не+2n, p-+d®2n+g согласуются с гипотезой изотопич. инвариантности яд. сил и отсутствием бинейтрона. (Если бы бинейтрон существовал, то в этих реакциях наблюдались бы при вполне определ. энергиях пики в энергетич. распределениях соотв. a-частиц и g-квантов.) Хотя яд. вз-ствие в синглетном состоянии недостаточно велико, чтобы образовать бинейтрон, это не исключает возможности образования связ. системы из большого числа одних только Н.— нейтронных ядер (ядра из трёх-четырёх Н. не обнаружены).
Э л е к т р о м а г н и т н о е в з а и м о д е й с т в и е. Эл.-магн. св-ва Н. определяются наличием у него магн. момента, а также существующим внутри Н. распределением положит. и отрицат. зарядов и токов. Магн. момент Н. определяет поведение Н. во внеш. эл.-магн. полях: расщепление пучка Н. в неоднородном магн. поле, прецессию спина Н. Внутр. эл.-магн. структура Н. (см. Формфактор) проявляется при рассеянии эл-нов высокой энергии на Н. и в процессах рождения мезонов на Н. g-квантами. Вз-ствие магн. момента Н. с магн. моментами электронных оболочек атомов существенно проявляется для Н., длина волны де Бройля к-рых ג³ат. размеров (энергия ξ<10 эВ), и широко используется для исследования магн. структуры и элем. возбуждений (спиновых волн) магнитоупорядоч. кристаллов (см. Нейтронография). Интерференция магн. рассеяния с ядерным позволяет получать пучки поляризованных медленных Н. Вз-ствие магн. момента Н. с электрич. полем ядра вызывает специфич. швингеровское рассеяние Н. (указано впервые амер. физиком Ю. Швингером). Полное сечение этого рассеяния невелико, однако при малых углах (~3°) оно становится сравнимым с сечением яд. рассеяния; Н., рассеянные на такие углы, в сильной степени поляризованы. Вз-ствие Н. с
452
эл-ном, не связанное с собств. или орбит. моментом эл-на, сводится в осн. к вз-ствию магн. момента Н. с электрнч. полем эл-на. Хотя это вз-ствие очень мало, его удалось наблюдать в иеск. экспериментах.
Слабое взаимодействие (I. проявляется в таких процессах, как распад Н.: n®p+e-+v~e, захват электронного антинейтрино протоном: v~e+р®n+е+ и мюонного нейтрино нейтроном: vm+n®p+m-, яд. захват мюонов: m-+р®n+vm, распады странных частиц, напр. L®p°+n, а также в яд. реакциях, вызываемых II. и идущих с нарушением пространств. чётности.
Г р а в и т а ц и о н н о е в з а и м о д е й с т в и е. Н.— единственная из имеющих массу покоя элем. ч-ц, для к-рой непосредственно наблюдалось гравитац. вз-ствие — искривление в поле земного тяготения траектории хорошо коллимированного пучка холодных Н. Измеренное гравитац. ускорение Н. в пределах точности эксперимента совпадает с гравитац. ускорением макроскопич. тел.
Нейтроны во Вселенной и околоземном пространстве. Вопрос о кол-ве Н. во Вселенной на ранних стадиях её расширения играет важную роль в космологии. Согласно модели горячей Вселенной, значит. часть первоначально существовавших свободных Н. при расширении успевает распасться. Часть Н., к-рая оказывается захваченной протонами, должна в конечном счёте привести прибл. к 30%-ному содержанию ядер Не и 70%-ному — протонов. Эксперим. определение процентного содержания Не во Вселенной — одна из критич. проверок модели горячей Вселенной. Эволюция звёзд в ряде случаев приводит к образованию нейтронных звёзд (к числу к-рых относятся, в частности, пульсары). В первичной компоненте косм. лучей Н. из-за своей нестабильности отсутствуют. Однако вз-ствие ч-ц косм. лучей с ядрами атомов земной атмосферы приводит к генерации Н. в атмосфере. Реакция 14N (n, p) 14С, вызываемая этими Н.,— осн. источник радиоакт. изотопа углерода 14С в атмосфере, откуда он поступает в живые организмы; на определении содержания 14С в органич. остатках основан радиоуглеродный метод геохронологии. Распад медленных Н., диффундирующих из атмосферы в околоземное косм. пр-во, явл. одним из источников эл-нов, заполняющих внутр. область радиационных поясов Земли.
• В л а с о в Н. А., Нейтроны, 2 изд., М.,
1971; Гуревич И. И., Тарасов Л. В.,
Физика нейтронов низких энергий, М., 1965.
В, И. Лущикое.
НЕЙТРОНИЗАЦИЯ ВЕЩЕСТВА, процесс превращения протонов р в нейтроны n как в свободном, так и в связ. состоянии (в ат. ядрах). Н. в. определяется законами слабого взаимодействия и обусловлена гл. обр. электронными захватами, хотя нек-рый вклад
дают и позитронные распады. Электронный захват требует определ. кинетич. энергии эл-нов: она должна превышать энергетич. порог образования нейтрона (у р — 1,29 МэВ, у 12С — 13,4 МэВ, у 5626Fe — 3,7 МэВ и т. д.). Необходимую энергию эл-ны могут приобретать, напр., в недрах звёзд на поздних стадиях их эволюции (при больших плотностях в-ва), когда газ эл-нов становится вырожденным газом (так, для превышения Ферми энергией эл-нов порогового значения у 5626Fe нужна плотность ок. 109 г/см3). Электронный захват сопровождается уменьшением электронного давления и испусканием электронного нейтрино. Оба фактора способствуют развитию гравитационного коллапса. Н. в. интенсивно протекает при коллапсе и обусловливает переход звезды в нейтронное состояние, в к-ром число нейтронов прибл. в 10—100 раз превосходит число протонов (остаётся примесь сверхтяжёлых ядер с избытком нейтронов). Н. в.— термодинамически неравновесный процесс, поскольку из в-ва ускользают нейтрино; формально он описывается термодинамикой с перем. числом ч-ц. В нейтринном импульсе от коллапсирующей звезды (см. Нейтринная астрофизика) из-за Н. в. число нейтрино должно быть выше числа антинейтрино (в энергетич. выражении на ~1052 эрг при полной энергии 1053—1054 эрг).
В. С. Имшенник.
НЕЙТРОННАЯ ОПТИКА, раздел нейтронной физики, в рамках к-рого изучается вз-ствие медленных нейтронов со средой и с эл.-магн. и гравитац. полями. В условиях, когда длина волны де Бройля нейтрона l=h/mv (m — масса нейтрона, v — его скорость) сравнима с межат. расстояниями или больше их, существует нек-рая аналогия между распространением в среде фотонов и нейтронов. В Н. о., так же как и в световой оптике, есть неск. типов явлений, описываемых либо в лучевом приближении (преломление и отражение нейтронных пучков на границе двух сред), либо в волновом (дифракция в периодич. структурах и на отд. неоднородностях). Комбинационному рассеянию света соответствует неупругое рассеяние нейтронов; круговой поляризации света можно сопоставить (в первом приближении) поляризацию нейтронов. Аналогию между нейтронами и фотонами усиливает отсутствие у них электрич. заряда. Однако в отличие от квантов эл.-магн. поля нейтроны, двигаясь в среде, в осн. взаимодействуют с ат. ядрами, обладают магн. моментом и массой покоя, вследствие чего скорость распространения тепловых нейтронов в 105 —106 раз меньше, чем для фотонов той же длины волны.
Показатель преломления n для нейтронов на границе вакуум — среда равен: n=l/l1=v1/v, где l1, v1 — длина волны и скорость нейтрона в среде, l, v — в вакууме. Если ввести усреднённый по объёму в-ва потенциал U вз-ствия нейтрона с ядрами, то кннетич. энергия ξ1 нейтрона в среде равна: ξ1=ξ-U, где ξ — кинетич. энергия нейтрона в вакууме. Потенциал U связан со св-вами среды: U=h2Nb/pm, где N — число ядер в ед. объёма, b — когерентная длина рассеяния нейтронов ядрами. Отсюда
n2 =ξ1/ξ=1-h2Nb/pm2v2=1-n2/v2, (1)
где величина v0=h/mÖ(Nb/p) наз. граничной скоростью. Для большинства ядер b>0, поэтому U>0, ξ1<ξ, n<1. Нейтроны с v<v0 имеют ξ<U и не могут проникнуть в среду. Такие нейтроны полностью отражаются от её поверхности (ультрахолодные нейтроны). В этом случае возможно создание сосудов для продолжит. хранения нейтронов. Для большинства в-в v0~неск. м/с (напр., для Cu v0=5,7 м/с). Для небольшого числа ядер (1Н, 7Li, 48Ti, 53Mn, 62Ni и др.) b<0, U<0 и граничная скорость не существует. При v>v0 полное отражение возможно лишь в том случае, если нормальная к границе среды компонента скорости нейтрона vн<0. Угол скольжения j при этом должен удовлетворять условию: sin j<sinjкр=v0/v, где jкр— т. н. критич. угол. С ростом скорости нейтронов n®1, а jкр®0, напр. для тепловых нейтронов в меди v= 2200м/с; (1-n)=3,3•10-6;jкр=8,9'. Учёт поглощения и рассеяния нейтронов в среде приводит к комплексному показателю преломления:
n2=(1-v20/v2) + ia2/v2=(n'+in")2, (2)
где a2=hNsv/2pm, s — эфф. сечение всех процессов, приводящих к ослаблению нейтронного пучка, n' и n" — действительная и мнимая части показателя преломления. Для ультрахолодных нейтронов (v<v0)n' <n", и их отражение аналогично отражению света от металлов (см. Металла оптика). Для в-в с b<0 n2>1 и Н. о. аналогична световой оптике диэлектриков. В частности, углы падения и преломления нейтронного пучка связаны Снелля законом преломления.
Учёт внешних магн. и гравитац. полей приводит к выражению для показателя преломления:
где знаки ± соответствуют двум возможным ориентациям магн. момента m нейтрона относительно вектора магн. индукции В (т. е. двум возможным поляризациям нейтрона), g — ускорение свободного падения, H — высота. Аналогичное выражение описывает преломление света в средах с плавно меняющимся показателем преломления (рефракцию). Из двузначности третьего слагаемого, чувствительного
453
к поляризации нейтронов, следует, что, выбрав подходящий материал для отражающего зеркала, магн. поле и угол скольжения, можно создать устройство, в к-ром полное отражение испытывают только нейтроны одной поляризации (-). Такие устройства используются в кач-ве поляризаторов и анализаторов нейтронов (см. Поляризованные нейтроны).
Если нейтроны взаимодействуют только с магн. полем, то:
n2=l ± 2mB/mv2. (4)
При этом для нейтронов с v2<2mB/m создаются условия для полного отражения от границы объёма, содержащего магн. поле. В неоднородных полях grad B¹0 возможна рефракция нейтронных пучков. Двузначность ф-лы (4) означает существование в магн. поле разных показателей преломления для нейтронов разл. поляризация, что аналогично двойному лучепреломлению света. Это же явление в Н. о. можно наблюдать без магн. поля в средах, содержащих поляризов. ядра (см. Ориентированные ядра) — ядерный п с е в д о м а г н е т и з м. Двойное лучепреломление имеет место, когда яд. амплитуда рассеяния зависит от направления спина нейтрона.
Дифракция нейтронов во многом подобна дифракции рентгеновских лучей. Осн. отличия связаны с тем, что нейтроны рассеиваются ядрами и магн. внутрикристаллическими, полями. Это облегчает исследование ат, структуры кристаллов в ситуациях, практически недоступных для рентг. лучей (см. Нейтронография).
• Франк И. М., Некоторые новые аспекты нейтронной оптики, «Природа», 1972, № 9, См. также лит. при ст. Нейтронная физика.
НЕЙТРОННАЯ РАДИОГРАФИЯ, получение «нейтронного изображения» объекта в результате воздействия на фоточувствит. слои ч-ц — продуктов яд. реакций, возникающих при облучении объекта нейтронами (в результате захвата нейтронов образуются радиоакт. ядра). Н. р. применяется гл. обр. для исследования металлов, сплавов, минералов и др. с целью выявления примесей и их расположения. Метод Н. р. основан на разной вероятности захвата нейтронов разл. ат. ядрами. Если облучённый объект покрыть спец. фотоэмульсией, чувствительной к g-излучению, на проявленном снимке получаются участки с разл. степенью почернения: более тёмные участки соответствуют ядрам, сильнее поглощающим нейтроны. Наличие и размещение нек-рых примесей в образце можно определять не только по вторичному излучению, но также и по ослаблению первичного нейтронного потока в результате поглощения нейтронов ядрами примесей. При этом между образцом и фотослоем помещают
фольгу из элемента, к-рый под действием нейтронов становится g-активным (Gd, Dy, In). В этом случае более светлые пятна соответствуют более сильному поглощению нейтронов.
НЕЙТРОННАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ, раздел нейтронной физики, в к-ром изучаются энергетич. зависимость эффективных поперечных сечений а разл. процессов вз-ствия нейтронов с ат. ядрами и св-ва образующихся возбуждённых состояний ядер. Характер вз-ствия зависит от энергии ξ нейтрона. При ξ<ξв, где ξв — энергия низшего возбуждённого уровня ядра мишени, возможно только
у п р у г о е рассеяние нейтронов на ядрах и нек-рые экзотермич. ядерные реакции, в первую очередь радиационный захват нейтрона (n, g). На нек-рых лёгких ядрах большое сечение имеют реакции с вылетом заряж. ч-ц: 3He(n, p)3H; 6Li(n, a)3H;
Рис. 1. Нейтронные резонансы.
10В (n, a)7Li. У самых тяжёлых ядер (U и трансурановые элементы) захват нейтронов может вызывать деление ядра (см. Деление атомного ядра).
Характерная особенность зависимости s(ξ)—наличие резонансов (рис. 1). Каждому резонансу соответствует возбуждённое состояние составного ядра с массовым числом A+1 (А — массовое число исходного ядра) и энергией возбуждения, равной сумме энергии связи ξсв нейтрона в ядре и величины ξ0•A/(A+1), где ξ0 — кинетич. энергия нейтрона, соответствующая макс. сечению. Зависимость сечения образования составного ядра sс вблизи резонанса описывается Врейта — Вигнера формулой:
Здесь lн — длина волны де Бройля нейтрона, g — статистич. фактор, зависящий от спинов исходного и составного ядер, Г — полная ширина резонанса, равная ширине пика на половине высоты, связанная со временем жизни т образующихся возбуждённых состояний ядер соотношением: t=ћ/Г. Величина t для разл. ядер лежит в диапазоне 10-14—10-18 с. Вероятность распада составного ядра но тому или иному каналу (i) определяется т. н. парциальными ширинами: нейтронной шириной Гп (распад с вылетом нейтрона), радиац. шириной Гg (распад с вылетом g-кванта). Делительной шириной Гf и т. д. Полная ширина равна сумме парциальных ширин:
Г = Гп+Гg+Гf + Гa+..., (2)
а сечение распада составного ядра по каналу i
si =sсГi/Г. (3)
Эксперим. исследование зависимостей s(ξ) и si(ξ) позволяет определить хар-ки возбуждённых уровней составного ядра: энергию, полные и парциальные ширины, спины, чётность. Для измерения энергетич. зависимости эфф. сечений s(ξ) применяют н е й т р о н н ы е с п е к т р о м е т р ы, гл. обр. спектрометры по времени пролёта (рис. 2). Импульсный источник И генерирует нейтроны со сплошным энергетич. спектром в виде короткой вспышки длительностью Dt. Нейтроны, прошедшие через исследуемую мишень М, регистрируются детектором нейтронов Д (рис. 2, а), а электронный временной анализатор ВА фиксирует интервал времени t между вспышкой нейтронного источника и моментом регистрации нейтрона детектором. Время пролёта t (в мкс) связано с энергией нейтрона ξ (в эВ) соотношением: ξ=(72,3L)2/t2, где L — расстояние от источника до детектора (в м).
Рис. 2. Схемы экспериментов для измерения нейтронных эфф. сечений: a — полного сечения; б — парциальных сечений; К — коллиматоры .
Энергетич. разрешение Dξ/ξ спектрометра приближённо можно представить в виде:
Dξ/ξ=2Dt/t=2Dtv/L, (4)
где v — скорость нейтронов. В совр. нейтронных спектрометрах источниками нейтронов служат электронные или протонные ускорители с длительностью вспышки от 1 до 100 нс и интегр. выходом до 1014 нейтронов в 1 с.
454
Полное эфф. сечение st определяют по т. н. пропусканию Т нейтронов:
T=N/N0=exp(-nst). (5)
где N и N0 — показания детектора с мишенью в пучке и вне пучка (рис. 2, а), n — толщина мишени (в числе ядер на 1 см2). Для измерения парциальных сечений детектор Дi, чувствительный только к данным продуктам распада, располагают вне пучка, рядом с мишенью (рис. 2, б). Для тонкой мишени скорость счёта пропорц. si. Большую информацию о св-вах яд. уровней получают, если детектор может регистрировать энергетич. спектр продуктов реакции (g-квантов, a-частиц, осколков деления). Нейтронные ширины Гп резонансов при s-волновом взаимодействии (орбит. момент l=0) с увеличением энергии ξ растут в среднем пропорц. ξ1/2, поэтому чаще пользуются приведёнными нейтронными ширинами Г0п=Гп/ξ1/2. Последние сильно флуктуируют от резонанса к резонансу, подчиняясь т. н. распределению Портера — Томаса:
Р(х)=(2pх)-1/2ехр( -х/2), (6)
где x=Г0п/<Гп>. Энергетич. интервалы D между соседними резонансами также довольно широко распределены вокруг ср. значения <D>, к-рое уменьшается с ростом А от 104 эВ для А»30 до 1 эВ для A»240. Захват нейтронов ядром с нечётным А приводит к меньшим значениям <D> по сравнению с соседними чётными ядрами из-за различия в энергии связи нейтрона. Существенно увеличивается <D> для магических ядер. Ср. значения <Г0п> и <D> коррелируют между собой: если каждая из этих величин может меняться от ядра к ядру на 2—3 порядка, то их отношение s0=<Г0п>/<D>, наз. нейтронной силовой функцией, изменяется с А слабо и плавно. Для l=0 силовая функция имеет максимумы (S0=4•10-4) в области А»50 н A=150 и минимумы (S0»0,3•10-4) при A=100. Силовая ф-ция непосредственно связана с сечением образования составного ядра (усреднённым по мн. резонансам): _
<sс³ 2p2lп2ÖξS0. (7) При взаимодействии с ядрами быстрых нейтронов (0,1£ξ£20 МэВ) существенный вклад в сечение дают неупругое рассеяние (n, n'g), реакции с вылетом заряженных частиц (n, p), (n, a) и др. Для измерения сечений используются монохроматич. пучки нейтронов, получаемые на электростатических ускорителях (генераторах Ван-де-Граафа) в реакциях 3Н (p, n), 7Li(p, n), 2H(d, n), 3H(d, n) и др., а также методом времени пролёта.
$ См. лит. при ст. Нейтронная физика.
Л. Б. Пикельнер.
НЕЙТРОННАЯ ФИЗИКА, совокупность исследований строения в-ва с помощью нейтронов, а также исследования св-в и структуры самих нейтронов (времени жизни, магн. момента и др.). Отсутствие у нейтрона электрич. заряда приводит к тому, что они в осн. взаимодействуют непосредственно с ат. ядрами, либо вызывая ядерные реакции, либо рассеиваясь на ядрах. Хар-р и интенсивность нейтронно-яд. вз-ствий (нейтронные сечения) существенно зависят от энергии нейтронов ξ. В Н. ф. гл. обр. используются нейтроны с энергиями от 107 до 10-7 эВ (длины волн де Бройля ln от 10-12 до 10-5 см). Соответственно этому диапазону энергий и длин волн исследуются объекты с размерами от 10-12 см и характерными энергиями возбуждения 106—107 эВ (ат. ядра) до видимых в оптич. микроскоп объектов размерами 10-4 см (напр., макромолекулы биополимеров, см. Биологические кристаллы). Нейтронное излучение условно разделяют на энергетич. диапазоны (см.
ЭНЕРГЕТИЧЕСКАЯ КЛАССИФИКАЦИЯ НЕЙТРОНОВ
табл.), отличающиеся методами получения и регистрации нейтронов, а также направлениями их использования. Нейтроны с энергией ξ>100 кэВ наз. б ы с т р ы м и. Они способны испытывать на ядрах неупругое рассеяние и вызывать эндотермические яд. реакции, напр, (n), (n, 2n), (n, pn). Сечения этих реакций сравнительно плавно зависят от ξ (выше характерного для них энергетич. порога), и их исследование позволяет изучать механизм распределения энергии возбуждения между нуклонами, составляющими ядро.
Нейтроны с энергией ξ<100 кэВ часто наз. м е д л е н н ы м и, они в свою очередь делятся на резонансные и промежуточные. Медленные нейтроны в осн. упруго рассеиваются на ядрах или вызывают экзотермич. яд. реакции, в первую очередь радиац. захват, реакции типа (n, p), (n, a) и деление атомных ядер. Реакции 3He(n, p)3H; 10B(n, a)7Li используются для регистрации нейтронов; вторая из них — также для защиты от нейтронного излучения.
Назв. «резонансные нейтроны» обусловлено наличием резонансных максимумов (нейтронных резонансов) в энергетич. зависимости эфф. сечений s(ξ) вз-ствия нейтронов с в-вом. Исследования с резонансными нейтронами дают возможность изучать
спектры возбуждений ядер (см. Нейтронная спектроскопия). В области энергии промежуточных нейтронов резонансная структура нейтронных сечений сглаживается из-за перекрытия соседних резонансов. Сечение любой яд. реакции, вызываемой достаточно медленными нейтронами, обратно пропори. их скорости. Это соотношение наз. «законом 1/v». Отклонения от этого закона наблюдаются, когда ξ становится сравнимой с энергией первого резонансного уровня.
Энергия тепловых нейтронов сравнима с энергией тепловых колебаний атомов в тв. теле (см. Колебания кристаллической решётки), а l,n — с межат. расстояниями. При прохождении тепловых нейтронов через в-во они могут существенно менять свою энергию, приобретая или отдавая её тепловым колебаниям атомов или молекул. По величине таких изменений может быть получен фононный спектр в-ва. При рассеянии тепловых нейтронов на монокристаллах имеет место дифракция нейтронов (см. Дифракция микрочастиц, Нейтронная оптика). Наличие у нейтрона магн. дипольного момента вызывает магн. рассеяние нейтрона на атомарных эл-нах, что даёт возможность изучать структуру и динамику магн. материалов (см. Нейтронография).
Х о л о д н ы е н е й т р о н ы используются для изучения медленных диффузионных движений атомов и молекул в разл. средах, а также для исследования белковых макромолекул, полимеров, микродефектов и микронеоднородностей в р-рах и сплавах.
Ультрахолодные нейтроны полностью отражаются от большинства материалов за счёт своеобразного «отталкивания» их ядрами. Это отражение аналогично отражению света от металлич. зеркала и может быть описано для мн. в-в мнимым показателем преломления для нейтронного излучения с длиной волны ln³500Å. Ультрахолодные нейтроны способны накапливаться и длит. время (сотни с) храниться в замкнутых сосудах.
Предметом исследования Н. ф. явл. также св-ва самого нейтрона как
455
элем. ч-цы. Пока не известно, обладает ли нейтрон, помимо магн. момента, др. эл.-магн. хар-ками — электрич. дипольным моментом, а может быть, и очень малым электрич. зарядом.
Практически во всех нейтронно-физ. исследованиях используются пучки моноэнергетич. нейтронов со степенью монохроматизации ~10-2. Интенсивные пучки быстрых нейтронов получаются на ускорителях заряж. ч-ц в яд. реакциях (p, n) и (d, pn). Энергия нейтронов ξ изменяется при варьировании энергии первичных заряж. ч-ц, падающих на мишень. Медленные нейтроны также могут быть получены на всех типах ускорителей, в т. ч. на электронных ускорителях в результате реакции (g, n) при облучении мишеней из тяжёлых элементов g-квантами тормозного излучения эл-нов. Получающиеся быстрые нейтроны могут быть замедлены. Обычно для этого используются водородсодержащие в-ва (вода, парафин и др.), в к-рых нейтроны теряют свою энергию, рассеиваясь на ядрах водорода. Однако после замедления нейтронные пучки не моноэнергетичны. Для получения моноэнергетич. нейтронов применяют метод «времени пролёта», для к-рого необходимы импульсные источники нейтронов. В каждый момент времени t после импульса нейтронов на детектор, удалённый от источника на расстояние L, приходят нейтроны с энергией, определяемой соотношением: ξ(эВ)=[72,3L (м)]2/t2(мкс2).
Мощные источники тепловых нейтронов — ядерные реакторы создают внутри замедлителей потоки тепловых нейтронов до 1015 нейтронов/(см2•с). Моноэнергетич. тепловые нейтроны получают с помощью дифракции нейтронов на монокристаллах. Для получения холодных нейтронов используются замедлители, охлаждаемые до температур жидкого азота и даже жидкого водорода (20 К). Ультрахолодные нейтроны выводятся из замедлителей резко изогнутыми вакуумными нейтроноводами.
Результаты нейтронно-физ. исследований имеют особое практич. значение в связи с проблемами получения яд. энергии, т. к. в процессах яд. деления и термояд. синтеза нейтроны играют осн. роль.
• Г у р е в и ч И. И., Т а р а с о в Л. В., физика нейтронов низких энергий, М., 1965; Власов Н. А., Нейтроны, 2 изд., М., 1971; Бекурц К., В и р т ц К., Нейтронная физика, пер. с англ., М., 1968.
В. И. Лущиков.
НЕЙТРОННЫЕ ЗВЕЗДЫ, самые плотные, согласно теории внутр. строения звёзд (с плотностью в-ва порядка плотности ат. ядер), гидростатически равновесные звёзды, состоящие из нейтронов с малой примесью эл-нов, сверхтяжёлых ат. ядер и протонов. Возникновение Н. з. связано с нейтронизацией вещества в условиях высокой плотности ~1014 г/см3. Нейтроны Н. з. устойчивы, как если бы они находились в огромном ат. ядре. Устойчивость приобретают и упомянутые сверхтяжёлые ядра. Гидростатич. равновесие в Н. з. обеспечивается давлением вырожденного газа нейтронов и (или) упругостью нейтронного кристалла и жидкости. Н. з. были открыты (1967) в виде пульсаров. Периодичность радиоизлучения пульсаров объясняется быстрым вращением Н. з. (периоды вращения более ста известных радиопульсаров лежат в интервале ~ 0,01—1 с). Само же радиоизлучение связано с движением эл-нов в сильном магн. поле Н. з. с индукцией ~1012 Гс. В составе тесных двойных систем Н. з. обнаружили себя в виде рентг. пульсаров. По неск. двойным системам оценена масса Н. з. М=1,2—1,6 mсолн. Н. з. могут себя проявлять ещё как недавно открытые (1975) барстеры — импульсные источники гамма- и рентгеновского излучений.
Согласно теории эволюции звёзд, Н. з. рождаются в результате гравитационного коллапса звёзд достаточно большой массы (M³1,2Mсолн). При коллапсе возникает горячая Н. з. (с темп-рой в центре ~1011 К), к-рая весьма скоро (за время ~10—100 с) охлаждается до ~109 К за счёт излучения нейтрино. Н. з. на этой стадии характеризуются очень сложным внутр. строением. Во-первых, у них — твёрдые кора и ядро (ферми-кристаллы), между к-рыми расположена жидкая оболочка (ферми-жидкость). Во-вторых, их магн. и тепловые св-ва в значит. мере обусловлены сверхпроводимостью в системе протонов и сверхтекучестью в системе нейтронов тв. и жидких оболочек. В-третьих, согласно общей теории относительности, значение силы тяготения в Н. з. заметно отличается от ньютоновского, с чем связан верхний предел масс Н. з., составляющий 2—3 mсолн. Источниками энергии эл.-магн. излучения Н. з. могут быть кинетич. энергия вращения звезды, энергия радиоакт. распада сверхтяжёлых ядер, энергия фазового перехода ферми-кристалла в ферми-жидкость и др.
• Д а й с о н Ф., Х а а р Д. тер, Нейтронные звезды и пульсары, пер. с англ., М., 1973; Сюняев Р. А., Шакура Н. И., Рентгеновские источники в двойных системах, в кн.: Явления нестационарности и звездная эволюция, М., 1974; Смит Ф., Пульсары, пер. с англ., М., 1979.
В. С. Имшенник.
НЕЙТРОННЫЕ ИСТОЧНИКИ. Действие всех типов Н. и. основано на использовании ядерных реакций, сопровождающихся вылетом нейтронов. Простейшие Н. и. (ампульные) содержат либо спонтанно делящееся ядро (напр., 252Cf), либо однородную смесь порошков Be и a-активного нуклида (напр., 210Ро, 226Ra, 239Pu, 241Am), излучающую нейтроны в результате реакции 9Ве+4Не=12С+n.
Макс. мощность таких Н. и. (~107 нейтрон/с) ограничена допустимой активностью радиоактивных препаратов (£10 Ки). Достоинства ампульных Н. и.— малые габариты, портативность и стабильность (хотя мощность источника плавно меняется в соответствии с периодом полураспада радиоактивного нуклида). Их недостатки — низкая интенсивность, широкий сплошной энергетич. спектр нейтронов (~0,1— 12 МэВ) и высокий уровень сопровождающего g-излучения.
Более интенсивные Н. и., испускающие до 1012 нейтрон/с,— небольшие электростатич. ускорители заряж. ч-ц (н е й т р о н н ы е г е н е р а т о р ы), в к-рых ядра дейтерия, ускоренные до энергии ~200 кэВ, бомбардируют мишень, содержащую тритий. В результате реакции 2Н+3Н® 4Не+n образуются почти моноэнергетич. нейтроны с энергией 14 МэВ. Нейтронные генераторы широко используются для нейтронного активационного анализа материалов и для нейтронного каротажа геологич. пород.
Самыми мощными Н. и. явл. ядерные реакторы, испускающие-5•1016 нейтрон/с на каждый МВт мощности реактора. Для хар-ки реактора как Н. и. более употребительно не полное кол-во испускаемых нейтронов, а макс. плотность N их потока (яркость) внутри активной зоны или замедлителя реактора. В спец. исследовательских реакторах яркость достигает ~1015 нейтрон/с с 1 см2. Хотя в реакции деления ядер ср. энергия образующихся нейтронов составляет ~2 МэВ, в результате замедления нейтронов в конструкц. элементах и замедлителе спектр нейтронов обычно сильно обогащён тепловыми нейтронами (максимум в области 0,06 эВ). Ещё большая яркость ~1017 нейтрон/с с 1 см2 (в импульсе длительностью ~100 мкс) достигается в импульсных реакторах, к-рые удобны для спектрометрич. исследований (см. Нейтронная спектроскопия).
Высокая импульсная яркость получается также при использовании пучков мощных электронных или протонных ускорителей. В электронных ускорителях нейтроны получаются в результате фотонейтронной реакции от тормозного излучения эл-нов, падающих на вольфрамовую или урановую мишень. При энергии эл-нов 30 МэВ генерируется 1 нейтрон на 100 эл-нов. В протонных ускорителях нейтроны непосредственно выбиваются протонами из ядер. При энергии протонов 1 ГэВ каждый протон выбивает из урановой мишени до 30 нейтронов.
• См. лит. при ст. Нейтронная физика.
В. И. Лущиксв.
НЕЙТРОНОГРАФИЯ, совокупность методов изучения строения в-ва в конденсиров. состоянии методом рассеяния нейтронов низких энергий (ξ<1 эВ). Яд. реакторы явл. источником тепловых нейтронов, энергетич. спектр к-рых имеет максимум в об-
456
ласти 0,06 эВ. Соответствующая этой энергии длина волны де Бройля l~1Å соизмерима с межатомными расстояниями в конденсиров. средах. Это делает возможным исследование взаимного расположения атомов в в-ве с помощью дифракции нейтронов (см. Дифракция микрочастиц). Соизмеримость энергии тепловых нейтронов с энергией тепловых колебаний атомов позволяет изучать динамич. св-ва в-ва (см. Колебания кристаллической решётки). Наличие у нейтрона магн. момента, к-рый может взаимодействовать с магн. моментами атомов, позволяет исследовать величину, расположение и взаимную ориентацию магн. моментов атомов. Н. применяется для исследования структурных, динамич. и магн. свойств практически всех известных форм конденсиров. сред от простых кристаллов и жидкостей до биол. макромолекул (см. Биологические кристаллы). Н. позволяет изучать микроструктуру сплавов, фазовые переходы и др. Рассеяние нейтронов в-вом принято классифицировать по след. признакам: а) по изменению энергии нейтрона при рассеянии (у п р у г о е, н е у п р у г о е рассеяния); б) по характеру вз-ствия нейтрона с рассеивающим центром (я д е р н о е, м а г н и т н о е рассеяния); в) по степени когерентности волн де Бройля, рассеянных от множества центров, образующих изучаемое в-во. В общем случае интенсивность суммарной рассеянной волны (достаточно малым объёмом в-ва) можно представить в виде двух слагаемых,
Рис. 1. Нейтронограмма антиферромагн. порошка МоТе2 при 4,2 К с ядерными и магн. дифракц. максимумами (в скобках индексы кристаллографич. атомных плоскостей).
первое из к-рых пропорц. числу рассеивающих центров N (некогерентная составляющая), второе — N2 (когерентная составляющая). Когерентная составляющая рассеяния явл. структурно-чувствительной, некогерентная составляющая отражает вз-ствие нейтрона с отд. рассеивающими центрами и поэтому даёт информацию только о динамических свойствах отдельных атомов или молекул.
Структурная нейтронография. В кристаллах упругое когерентное рассеяние нейтронов на ядрах наблюдается в виде узких дифракц. максимумов интенсивности (рефлексов, рис. 1), появляющихся для тех направлений, для к-рых выполнено Брэгга — Вульфа условие. Структурная Н. во многом похожа на рентгеновский структурный анализ. Отличия связаны с тем, что нейтроны рассеиваются ядрами, а рентгеновские лучи — атомными электронами. Н. применяется для решения задач, малодоступных для рентгеновского структурного анализа, в частности для определения координат атомов водорода, анализа соединений атомов с близкими ат. номерами Z и соединений лёгких атомов с тяжёлыми, исследования распределения изотопов. Совместное использование рентгеновского и нейтронного дифракц. методов позволяет исследовать пространств. распределение эл-нов, участвующих в образовании хим. связи. Особенности структурной Н.— изотропия яд. формфакторов, большая проникающая способность нейтронов, широкий диапазон длин волн, аномальная дисперсия для ряда элементов и др.
Наиболее сложные соединения, структура к-рых исследовалась нейтронографически,— витамин В12 и белок миоглобин.
Магнитное когерентное рассеяние нейтронов. Наличие магн. упорядочения обычно обнаруживается по появлению на нейтронограммах на фоне яд. рассеяния дополнит. максимумов когерентного магн. рассеяния, интенсивность к-рого зависит от темп-ры. По положению этих максимумов и их величине (рис. 1) можно определить тип магн. структуры кристалла и величины магн. моментов атомов. В случае монокристаллов можно определить также направление магн. моментов
относительно кристаллографических осей и построить распределение в элементарной ячейке спиновой плотности — плотности магнитно-активных эл-нов, спин к-рых не скомпенсирован в пределах атома (см. Парамагнетизм).
Магн. рассеяние нейтронов обычно сопровождается ядерным и требуются спец. меры для их разделения. Наиболее эффективно это достигается применением пучков поляризованных нейтронов. Если магн. структура не совпадает с атомной (антиферромагнетики и магнетики с геликоидальной структурой), то возникают чисто магн. рефлексы.
Движение атомов и молекул в конденсиров. средах описывается с помощью квазичастиц, в частности фононов. Неупругое когерентное рассеяние нейтронов на ядрах, сопровождающееся рождением или уничтожением одного фонона, позволяет изучать его св-ва — дисперсии закон ξ(р) (ξ — энергия квазичастицы, р — её квазиимпульс), время жизни и характер вз-ствия с др. квазичастицами. Магноны исследуются с помощью неупругого когерентного магн. рассеяния.
Некогерентное рассеяние нейтронов. Упругое некогерентное ядерное рассеяние даёт информацию только о вероятности процесса рассеяния без передачи энергии. Квазиупругое рассеяние (с очень малыми передаваемыми энергиями ~10-3—10-7 эВ) даёт сведения о самодиффузии атомов и молекул в жидкостях, диффузии протонов в металлах, колебаниях макромолекул в растворах и др. Упругое некогерентное магн. рассеяние позволяет исследовать пространств. распределение магнитно-активных эл-нов в отд. парамагн. атомах.
Неупругое некогерентное яд. рассеяние в моно- и поликристаллах позволяет исследовать фононный спектр и динамику отд. некогерентно рассеивающих центров, напр. протонов в металлах, небольших молекул и мол. групп (NH3CH3 и др.) в сложных водородсодержащих кристаллах и т. п. Неупругое некогерентное магн. рассеяние применяется при исследовании структуры электронных уровней осн. мультиплетов парамагн. ионов в металлах и металлидах. Некогерентный неупругий процесс даёт информацию сразу о всех возможных возбуждениях, т. е. о плотности состояний квазичастиц.
Экспериментальные методы. Источником нейтронов в Н. обычно явл. ядерный реактор. Измерение энергии нейтрона производят: а) с помощью нейтронных дифракц. монохроматоров М (монокристаллы Cu, Zn и др., рис. 2, а, в) или многослойных отражающих зеркал; б) с помощью фильтров А (рис. 2, г) из в-в, обладающих «окном» прозрачности для нейтронов в определённой области энергий (напр., Be прозрачен для энергий 5•10-3 эВ);
в) по времени пролёта (рис. 2, б);
г) методами монохроматизации поляризов. нейтронов (резонансный метод и метод спинового эха). Резонансный метод основан на явлении резонансного переворачивания спина нейтрона в стационарном магн. поле с пространств. периодичностью вдоль нейтронного пучка. При нек-ром выборе
457
периода и величины магн. поля нейтроны определённой энергии испытывают переворачивание спина и могут быть отделены от нейтронов др. энергий. Метод нейтронного спинового эха основан на ларморовской прецессии спина нейтрона во внеш. магн. поле.
Рис. 2. Схемы нейтронографич. экспериментов: И — источник нейтронов, ИИ — импульсный источник, M — кристалл — монохроматор, О — исследуемый образец, Д — детектор, А — фильтр—анализатор; а и 6 — изучение упругого, в и г — неупругого рассеяний нейтронов.
Этот способ позволяет обнаружить изменение энергии нейтрона порядка 10-7—10-10 эВ. Для анализа неупругого рассеяния нейтронов используется метод времени пролёта с фильтром перед детектором (рис. 2, г).
• Г у р е в и ч И. И., Тарасов Л. В., Физика нейтронов низких энергий, М., 1965; И з ю м о в Ю. А., Озеров Р. П., Магнитная нейтронография, М., 1966; Кривоглаз М. А., Теория рассеяния рентгеновских лучей и тепловых нейтронов реальными кристаллами, М., 1967; Рассеяние тепловых нейтронов, под ред. П. Игелстаффа, пер. с англ., М., 1970; Нейтроны и твердое тело, под ред. Р. П. Озерова, т. 1—2, М., 1879—81; Александров Ю. А., Шарапов Э. И., Чер Л., Дифракционные методы в нейтронной физике, М., 1981; Динамические свойства твердых тел и жидкостей. Исследование методом рассеяния нейтронов, пер. с англ., под ред. С. Лавси, Т. Шпрингера, М., 1980.
А. М. Балагуров, Ю. М. Останевич.
НЕЛИНЕЙНАЯ АКУСТИКА, область акустики, изучающая явления, для описания к-рых обычные приближения линейной теории звука недостаточны и необходим учёт нелинейных членов ур-ний гидродинамики и ур-ния состояния. Обычно такие явления, т. я. нелинейные эффекты, возникают при распространении звук. волн большой интенсивности (т. н. волн конечной амплитуды) и проявляются во вз-ствии разл. мод гидродинамич. возмущения, отсутствующих в рамках линейного приближения, характеризующегося выполнением суперпозиции принципа. Нелинейные эффекты в акустич. поле можно рассматривать как результат изменения св-в среды, вызванного распространяющейся волной и влияющего как на распространение данной волны (самовоздействие), так и на распространение др. гидродинамич. возмущений (вз-ствие). К нелинейным эффектам относятся: изменение формы волны в процессе её распространения, т. е. изменение временной зависимости параметров волны, возникновение комбинационных тонов при рассеянии
звука на звуке, самофокусировка волны, давление звук. излучения, акустич. течения, кавитация и др.
Характерной чертой нелинейных эффектов явл. их зависимость от амплитуды волны, в отличие от явлений линейной акустики (напр., дифракции волн, рассеяния звука), определяемых лишь частотой и скоростью звук. волны. Их относит. вклад характеризуется безразмерной величиной — Маха числом M=v/c=r'/r, где v — амплитуда колебательной, скорости частиц, с — скорость звука, r' — обусловленная волной избыточная плотность, r — равновесное значение плотности. Учёт нелинейных членов в ур-ниях гидродинамики и ур-ниях состояния приводит не только к нелинейным поправкам порядка М, малым при М<<1, во и к накапливающимся при распространении волны эффектам, к-рые радикально изменяют картину распространения волны даже при малых М. Пример такого накапливающегося эффекта — искажение формы волны при её распространении, обусловленное разницей в скоростях перемещения разл. точек профиля волны. Точки, соответствующие областям сжатия, «бегут» быстрее точек, соответствующих областям разрежения. Происходит это от того, что скорость звука в области сжатия больше, чем в области разрежения, а также из-за увлечения волной среды, к-рая в области сжатия движется в направлении распространения волны, а в области разрежения — в противоположном. Для волн малой интенсивности, когда M<<1, эта разница скоростей пренебрежимо мала и волна успевает затухнуть, прежде
Экспериментально зарегистрированный профиль первоначально синусоидальной волны на расстоянии 100 длин волн от излучателя. Амплитуда давления пилообразной волны 10 атм, частота 0,775 МГц.
чем в ней разовьются нелинейные эффекты. Распространение таких волн происходит практически без изменения их формы, в соответствии с решениями ур-ний линейной акустики, основанных на предположении о постоянстве скорости звука для всех точек профиля волны. Если же интенсивность волны достаточно велика, то влияние накапливающихся нелинейных эффектов сильнее, чем влияние диссипативных процессов, обусловливающих затухание волны, поэтому первоначально синусоидальная волна переходит в пилообразную (рис.). Расстояние, на к-ром происходит этот переход, зависит от амплитуды и длины волны. Со спектр. точки зрения, искажение формы волны означает нарастание высших гармонич. составляющих осн. частоты и явл. частным случаем нелинейного взаимодействия акустических волн.
Примером ненакапливающихся нелинейных эффектов может служить давление звукового излучения, обусловленное передачей импульса от волны к препятствию. Другой пример — акустические течения. Своеобразным нелинейным эффектом в акустич. поле, возникающем при распространении звука в жидкости, явл. кавитация, к-рая также сопровождается перераспределением энергии по спектру акустич. волны.
• Зарембо Л. К., Красильников В. А., Введение в нелинейную акустику, М., 1966; Мощные ультразвуковые поля, под ред. Л. Д. Розенберга, М., 1968.
НЕЛИНЕЙНАЯ ОПТИКА, раздел оптики, охватывающий исследования распространения мощных световых пучков в тв. телах, жидкостях и газах и их вз-ствия с в-вом. Сильное световое поле изменяет оптич. хар-ки среды (показатель преломления, коэфф. поглощения), к-рые становятся ф-циями напряжённости электрич. поля Е световой волны, т. е. поляризация среды нелинейно зависит от Е. Н. о. имеет много общего с нелинейной теорией колебаний (см. Нелинейные системы), нелинейной акустикой и др.
Историческая справка. Начало совр. этапа в развитии Н. о. (1961) связано с созданием лазеров, к-рое открыло возможности изучения и использования нелинейных явлений фактически во всех областях физ. и прикладной оптики. С появлением лазеров оптика получила источники когерентного излучения большой мощности. С помощью импульсных лазеров можно получить интенсивности света I~107—109 Вт/см2. Мощные лазерные системы позволяют получить I~1016 Вт/см2. Напряжённости светового поля Е (I пропорц. Е2) в таких пучках сравнимы или даже превышают внутриатомные поля. В таких световых нолях возникают новые оптич. эффекты и существенно изменяется характер уже известных явлений.
Вместе с тем ясные представления о том, что законы линейной оптики (суперпозиции принцип) носят приближённый характер и применимы лишь для не слишком сильных световых полей, существовали и до появления лазеров. Ок. 50 лет назад С. И. Вавиловым были поставлены эксперименты с целью обнаружения нелинейных явлений. В 1923 Вавилов и В. Л. Лёвшин обнаружили уменьшение поглощения света урановым стеклом с ростом интенсивности света и объяснили это тем, что в сильном эл.-магн. поле большая часть атомов (или молекул) находится в возбуждённом состоянии и уже не может поглощать свет. Считая, что это лишь один из множества возможных оптич. нелинейных эффектов, Вавилов впервые ввёл термин «Н. о.». В 50-х гг. Г. С. Горелик тео-
458
ретически рассмотрел возможность наблюдения ряда нелинейных оптич. эффектов с помощью фотоэлектрич. умножителей. Один из них — смещение оптич. дублета с выделением разностной частоты, лежащей в диапазоне СВЧ (г е т е р о д и н и р о в а н и е с в ет а),— наблюдали в 1955 А. Форрестер, Р. Гудмундсен и П. Джонсон (США). К Н. о. в широком смысле относятся и хорошо известные электро-оптические эффекты (линейный Поккельса эффект и квадратичный Керра эффект). Оказалось, что влияние низкочастотного электрич. поля на показатель преломления среды имеет ту же физ. природу, что и такие нелинейно-оптич. явления, как генерация оптич. гармоник и смешение частот (си. ниже).
В 1961 П. Фрайкен с сотрудниками (США) открыл эффект удвоения частоты света в кристаллах — генерацию 2-й гармоники. В 1962 наблюдалось утроение частоты (генерация 3-й гармоники). В 1961—63 в СССР (Р. В. Хохлов, С. А. Ахманов) и в США (Н. Бломберген) были получены фундаментальные результаты в теории нелинейных оптич. явлений, заложившие теор. основы Н. о. В 1962—63 открыто и объяснено вынужденное комбинационное рассеяние света, что послужило толчком к изучению вынужденного рассеяния др. видов. В 1965 обнаружена самофокусировка света. При этом мощный световой пучок, распространяясь в среде, во многих случаях не испытывает обычной, т. н. дифракционной, расходимости, а, напротив, самопроизвольно сжимается.
В 1965 были созданы параметрические генераторы света, в к-рых нелинейные оптич. эффекты используются для генерирования когерентного оптич. излучения, плавно перестраиваемого по частоте в широком диапазоне длин волн l. В 1967 началось исследование нелинейных явлений, связанных с распространением в среде сверхкоротких (длительностью до 10-12 с) световых импульсов. С 1969 развиваются методы нелинейной и активной спектроскопии (см. ниже).
Наиболее важные разделы совр. Н. о.: волновая Н. о., исследования нелинейной поляризации среды и нелинейная спектроскопия, прикладная Н.о.
Взаимодействие сильного светового поля со средой. Элем. процесс, лежащий в основе вз-ствия света со средой,— возбуждение атома или молекулы световым полем и переизлучение света возбуждённой ч-цей. Матем. описанием этих процессов явл. ур-ния, связывающие поляризацию Р ед. объёма среды с напряжённостью поля E (м а т е р и а л ь н ы е у р а в н е н и я). Линейная оптика базируется на приближённом соотношении:
р=cе, (1)
где c — диэлектрическая восприимчивость, зависящая только от св-в среды
(см. Диэлектрики). Согласно (1), переизлучённое поле имеет ту же частоту, что и падающее, следовательно, ур-ние (1) не описывает ни возникновения оптич. гармоник, ни др. нелинейные эффекты. Это означает, что соотношением (1) можно пользоваться лишь в области слабых световых полей.
Суть приближений, лежащих в основе (1), можно понять, обращаясь к классич. модели осциллятора, используемой для описания вз-ствия света с в-вом. Поведение атома или молекулы в световом поле эквивалентно колебаниям осциллятора. Характер отклика ат. осциллятора на световую волну можно установить, сравнивая E с напряжённостью внутриатомного поля Ea»e/a2»108 —109 В/см (е — заряд эл-на, a — ат. радиус), определяющего силы связи в ат. осцилляторе. В пучках нелазерных источников Е»1—10 В/см, т. е. Е<<Еа, и ат. осциллятор можно считать гармоническим. Прямым следствием этого явл. (1). В пучках мощных лазеров можно получить Е вплоть до 106 —107 В/см, уже сравнимые с Еа. При этом осциллятор становится ангармоническим, нелинейным, что приводит к нелинейной зависимости между поляризацией среды Р и E. При (E/Ea)<1 P можно представить в виде разложения в ряд но параметру Е/Еа:
P=c(1)E+c(2)E2+c(3)E3+... (2)
Коэфф.c(1), c(2) и т. д. наз. н е л и н е й н ы м и в о с п р и и м ч и в о с т я м и (по порядку величины c(1)~ ~1/Ea; c(2)~1/E2a. Ур-ние (2) является основой Н. о. Если на поверхность среды падает монохроматич. световая волна Е=Аcos(wt-kx), где А — амплитуда, w — частота, k — волновое число, х — координата точки вдоль направления распространения волны, t — время, то, согласно (2), поляризация среды наряду с линейным членом РЛ =c(1)Acos(wt-kx) содержит ещё и нелинейный член 2-го порядка:
Последнее слагаемое в (3) описывает поляризацию, изменяющуюся с частотой 2w, т. е. генерацию 2-й гармоники. Генерация 3-й гармоники, а также зависимость показателя преломления n от интенсивности описываются членом c(3)E3 в (2) и т. д. [член с c(2) описывает также линейный злектрооптич. эффект, если в (2) представить Е в виде: Е=Е0+Есв, где Е0 — статич. поле, Есв — электрич. поле световой волны, а член с c (3) описывает эффект Керра].
Нелинейный отклик ат. или мол. осциллятора на сильное световое поле — наиболее универсальная причина нелинейных оптич. эффектов. Существуют и др. причины: напр., изменение показателя преломления n может быть вызвано нагревом среды лазерным излучением. Изменение темп-ры DT=aЕ2 (a — коэфф. поглощения света) приводит к изменению n от n0 до n=n0+(дn/дT)DT. Во мн. случаях существенным оказывается также эффект электрострикции (сжатие среды в световом поле Е). В сильном световом поле Е лазера электрострикц. давление, пропорц. Е2, изменяет плотность среды, что может привести к генерации звук. волн. С тепловыми эффектами связана самодефокусировка света.
Нелинейные восприимчивости c(2), c(3), c(4) и т. д.— новые параметры вещества (рис. 1). Изучение их дисперсии (зависимости от со) — предмет нелинейной спектроскопии. Для атомов методами квантовой механики
Рис. 1. Сравнение эксперим. значений кубичной восприимчивости c(3) для разл. кристаллов с теоретическими; т. к. c(3) — тензор 4-го ранга, то сравниваются конкретные компоненты тензора.
удаётся рассчитать нелинейные восприимчивости любого порядка. Их дисперсия имеет сложный вид, так как резонансы возникают не только при совпадении частот действующих полей с собственными частотами атома, но и при совпадении с ними тех или иных комбинаций этих частот. В не слишком сильных лазерных полях совпадение результатов теории и эксперимента оказывается хорошим. Для простых молекул вблизи их колебательно-вращат. резонансов дисперсия нелинейной восприимчивости имеет много общего с дисперсией нелинейной восприимчивости атомов вблизи их электронных резонансов. Гораздо сложнее картина для электронных переходов в больших молекулах и конденсированных средах. Несмотря на то, что квантовомеханический расчёт в этих случаях невозможен, была развита феноменологическая теория, позволившая получить количественные результаты, во мн. случаях хорошо согласующиеся с экспериментом (рис. 1), и дать рецепты поиска новых нелинейно-оптич. материалов. В то время как значения
459
c(2) для подавляющего большинства оптич. материалов отличаются между собой не более чем на один порядок, значения c(3) отличаются на три порядка. Это свидетельствует об особой физ. информативности нелинейных св-в в-ва.
Оптические гармоники. На рис. 1 на вклейке к стр. 528 показано, как интенсивное монохроматич. излучение лазера на неодимовом стекле (l=1,06 мкм), проходя через оптически прозрачный кристалл ниобата бария, преобразуется в излучение с l=0,53 мкм, т. е. во 2-ю гармонику. При нек-рых условиях во 2-ю гармонику переходит более 60% энергии падающего излучения. Более сложные эффекты возникают, если в среде распространяются две или неск. интенсивных волн с разл. частотами, w1 и w2. Тогда наряду с гармониками каждой из волн (2w1, 2w2 и т. д.) возникают волны с комбинац. частотами (w1+ w2, w1-w2 и т. п.).
Генерация оптич. гармоник имеет много общего с умножением частоты в нелинейных элементах радиоустройств, однако в оптике эти эффекты явл. результатом вз-ствия со средой не колебаний, а волн. Т. к. свет распространяется в среде, размеры L к-рой существенно превышают l, суммарный эффект генерации гармоник на выходе зависит от фазовых соотношений между осн. волной и гармониками внутри среды; возникает своеобразная интерференция, способная либо усилить, либо ослабить эффект. Можно ожидать, что вз-ствие двух волн, напр. w и 2w, максимально, а следовательно, максимальна и перекачка энергии от осн. волны w к гармонике 2w, если их фазовые скорости равны (условие
Рис. 2. Сечения поверхностей показателей преломления в кристалле КН2РО4 для частоты излучения неодимового лазера (индекс 1) и его 2-й гармоники (индекс 2). В плоскости OXZ сечения для обыкновенных волн (n0) — окружности, для необыкновенных волн (nе) — эллипсы. Под углом q0 к оптической оси OZ n01=ne2, а следовательно, равны и фазовые скорости осн. обыкновенной и 2-й гармоники необыкновенной волн.
фазового синхронизма). С квант. точки зрения, это условие соответствует закону сохранения импульса k при слиянии или распаде фотонов. Для трёх волн условия синхронизма имеют вид: k3=k1+k2, где k1 k2 и k3 — импульсы фотонов (в ед. n).
Равенство фазовых скоростей волн на разных частотах имеет место лишь в среде без дисперсии (см. Дисперсия волн). Однако выяснилось, что отсутствие дисперсии можно имитировать, используя вз-ствие волн разной поляризации в анизотропной среде, в частности в кристаллах (рис. 2). В нек-рых кристаллах есть направления, вдоль к-рых фазовая скорость одинакова для основной обыкновенной волны и необыкновенной волны 2-й гармоники (см. Кристаллооптика и рис. 2). Этот метод резко повысил эффективность нелинейных волновых взаимодействий. Если в 1961 кпд оптических удвоителей частоты составлял 10-10—10-12, то современные удвоители имеют кпд -0,8.
Оптич. умножители частоты используются для преобразования излучения ДВ лазеров в излучение KB диапазонов. Обычно для этой цели служат процессы генерации 2-й и 3-й гармоник, но в нек-рых случаях интерес представляют и нелинейные явления более высокого порядка. Благодаря нелинейной поляризации n-го порядка P(n)=c(n)еn световая волна частоты w возбуждает n-ю гармонику wn=nw, и при достаточно больших n использование умножения частоты позволяет сразу продвинуться достаточно далеко в KB область спектра.
Рис. 3. Энергетич. схема генерации 5-й и 7-й оптич. гармоник в атомах Не; горизонтальными штрихами отмечены положения энергетич. уровней атома Не, заштрихована область сплошного спектра.
Однако нелинейные восприимчивости c(n) быстро уменьшаются с ростом n(c(n)~1/E(n-1)a), и поэтому для получения заметного нелинейного эффекта необходимы достаточно мощные световые пучки. Предел здесь определяется не мощностью лазеров, а конкурирующими нелинейными явлениями в в-ве и прежде всего его оптич. пробоем. Поэтому возможности использования высших нелинейностей в той или иной среде обусловливаются в первую очередь её лучевой прочностью. Т. к. эта величина возрастает по мере сокращения длительности лазерного импульса, то используются сверхкороткие импульсы длительностью 10-11—10-12 с.
В благородных газах или парах металлов предельные плотности мощности для пикосекундных лазерных импульсов значительно выше, чем в конденсиров. средах (1012—1013 Вт/см2). В этих условиях становится эффективной генерация 5-й и даже 7-й гармоник, обусловленная нелинейностями c(5) и c(7) [в газе отличны от нуля только нечетные члены в (2)]. Указанные процессы были использованы для получения когерентного излучения в области далёкого вакуумного ультрафиолета. Мощные сверхкороткие лазерные импульсы с l=2661 нм возбуждали газообразный Не; на выходе кюветы с Не было зарегистрировано излучение 5-й (l=53,2 нм) и 7-й (l=38,02 нм) гармоник (рис. 3). Это пока кратчайшая длина волны когерентного излучения.
Самофокусировка света. Самовоздействия. При мощности светового пучка, превышающей нек-рое критич. значение Ркр в среде, вместо обычной дифракц. расходимости первоначально параллельного пучка может наблюдаться его самосжатие. Величина Pкр различна для разных сред; для ряда органич. жидкостей Pкр~10—50 кВт; в нек-рых кристаллах и оптич. стёклах Ркр не превышает неск. Вт. Иногда, напр. при распространении излучения мощных импульсных лазеров в жидкостях, самосжатие носит характер «схлопывания» пучка, к-рое сопровождается настолько быстрым нарастанием интенсивности светового поля, что это может вызвать световой пробой, фазовые переходы и др. изменения состояния в-ва. В др. случаях, напр. при распространении излучения газовых лазеров непрерывного действия в стёклах, нарастание интенсивности поля также заметно, хотя и не является столь быстрым. Самосжатие в нек-ром смысле похоже на фокусировку пучка обычной линзой. Однако существенные различия наблюдаются за фокальной точкой; самосфокусированный пучок может образовывать квазистацнонарные нити (волноводное распространение), последовательность движущихся фокальных точек и т. п.
Рис. 4. Изменение хода лучей и самофокусировка света в среде с показателем преломления n, зависящим от интенсивности света; стрелками показан ход лучей; пунктир — поверхности постоянной фазы; сплошная линия — распределение интенсивности света.
Явление самофокусировки обусловлено тем, что в сильном световом поле изменяется показатель преломления среды (в опыте, изображённом на рис. 2 на вклейке к стр. 528, это происходит за счёт нагрева стекла лазерным излучением). Если знак изменения n таков, что область, занятая пучком, становится оптически более плотной, то периферийные лучи отклоняются к центру пучка (на рис. 4 изображены фазовые фронты и ход лучей в ограниченном пучке, распространяющемся в среде, с показателем преломления; n=n0+n2Е2, где n0 — постоянная составляющая, не зависящая от Е, а
460
n2>0. Поскольку фазовая скорость света v=c/n=c/(n0+n2E2), а поле Е на оси больше, чем на периферии, то фазовые фронты изгибаются и лучи отклоняются к оси пучка. Такая нелинейная рефракция может быть столь существенной (её величина нарастает вместе с концентрацией поля), что практически полностью подавляет дифракц. расходимость (см. рис. 3 на вклейке к стр. 528).
В реальном лазерном импульсе мощность изменяется во времени и соответственно изменяется во времени фокальная длина нелинейной линзы. В результате возникает движущийся фокус. Скорость его движения может достигать 109 см/с. Учёт быстрого движения фокусов в сочетании с аберрациями нелинейной линзы во мн. случаях позволяет построить полную теорию явления самофокусировки.
Обратный эффект — с а м о д е ф о к у с и р о в к а возникает, если среда в области, занятой световым пучком, становится оптически менее плотной (n2<0). В этом случае мощный лазерный пучок расходится гораздо быстрее, чем пучок малой интенсивности. Самодефокусировка наблюдается при распространении мощных лазерных пучков в атмосфере. Нелинейные волновые явления типа самофокусировки и самодефокусировки, в к-рых частота почти не изменяется, наз. самовоздействием света (эффекты типа генерации гармоник и смешения волн наз. нелинейными вз-ствиями). Наряду с самовоздействием волн, модулированных в пр-ве, наблюдается также самовоздействие волн, модулированных во времени. Распространение лазерного светового импульса в среде с показателем преломления вида: n= n1+n2E2 сопровождается искажением его формы и фазовой модуляцией.
Рис. 5. Нитевидные разрушения оптич. стекла в поле мощного лазера; тонкая нить — след самофокусиров. светового пучка.
В результате возникает сильное уширение спектра излучения и ширина спектра на выходе из среды в сотни и тысячи раз превышает ширину спектра на входе (самомодуляция). Эффекты самовоздействия определяют осн. черты поведения мощных световых пучков в большинстве сред, включая и активные среды самих лазеров. В частности, лавинное нарастание интенсивности светового поля при самофокусировке вызывает во мн. случаях оптич. пробой среды (рас. 5).
Самопросветление и нелинейное поглощение. Среды, непрозрачные для слабого излучения, могут стать прозрачными для высокоинтенсивного излучения (просветление), и, наоборот, прозрачные материалы могут «затемняться» по отношению к мощному излучению (нелинейное поглощение). Это объясняется зависимостью коэфф. поглощения от интенсивности света. Если интенсивность резонансного (по отношению к поглощающей среде) излучения велика, существенная доля ч-ц среды переходит из основного в возбуждённое состояние и населённости её верх. и ниж. уровней выравниваются. Наступает т. н. насыщение резонансного перехода (стационарное или квазистационарное), в результате к-рого среда перестаёт поглощать, т. е. становится прозрачной для данного резонансного излучения. Именно этот механизм просветления среды изучался в работах Вавилова (см. выше).
Рис. 6. Схема пикосекундного спектрометра, предназначенного для резонансной спектроскопии первичных стадий процесса фотосинтеза. Сверхкороткие импульсы 2-й гармоники лазера на алюмоиттриевом гранате YAG с примесью Nd (l=0,53 мкм) возбуждают два перестраиваемых параметрич. генератора (ПГС) на кристаллах КДР и LiNbO3. Такие генераторы позволяют получить мощные сверхкороткие импульсы длительностью ~1011 с на любой длине волны в диапазоне 0,66—2,7 мкм. При изучении кинетики фотосинтеза генератор на кристалле КДР использовался для селективного возбуждения фотореакц. центров, а другой— для зондирования наведённых изменений поглощения.
Для получения эффекта насыщения в стационарных условиях необходима затрата нек-рой энергии, поэтому просветление среды сопряжено с определёнными потерями энергии светового пучка.
В поле коротких световых импульсов, длительность к-рых меньше характерных времён релаксации среды (для газов ~10-7—10-8с, для конденсиров. сред ~10-11—10-12 с), наблюдается эффект просветления др. типа, наз. эффектом самоиндуцированной прозрачности. В этом случае короткий мощный световой импульс проходит через среду, вообще «не успев» поглотиться (слабое же квазинепрерывное излучение той же частоты может поглотиться этой средой практически полностью). Результатом вз-ствия такого очень короткого светового импульса со средой оказывается резкое уменьшение групповой скорости распространения светового импульса и изменение его формы. Эффекты нелинейного поглощения связаны с тем, что при вз-ствии интенсивного излучения частоты w0 с ч-цами заметную вероятность имеют многофотонные процессы.
Н. о. и нелинейная спектроскопия. Практически все осн. нелинейные оптич. явления (генерация гармоник и смешение частот, самофокусировка, самодефокусировка и самомодуляция лазерных пучков, нелинейное поглощение и просветление, самоиндуцированная прозрачность и т. п.) легли в основу спектроскопич. методов, применяемых для исследования газов, жидкостей и тв. тел — методов нелинейной спектроскопии.
Прикладная Н. о.— круг вопросов, связанных с использованием явлений Н. о. для создания новых источников когерентного оптич. излучения, преобразования частоты, детектирования, преобразования сигналов и изображений. Созданы мощные генераторы на длинах волн l=0,34 мкм (2-я гармоника рубинового лазера) и на 2-й гармонике лазера на стекле с примесью Nd. Пром-сть выпускает оптич. умножители частоты, предназначенные для преобразования частоты лазеров на неодимовом стекле или на алюмоиттриевом гранате с примесью Nd (l=1,06 мкм), позволяющие получить мощное когерентное излучение на волнах l=0,53 мкм (2-я гармоника), l=0,35 мкм (3-я гармоника) и l=0,26 мкм (4-я гармоника). Для этой цели подобраны кристаллы, обладающие высокой нелинейностью (большими значениями c) и удовлетворяющие условиям фазового синхронизма.
Др. важный класс нелинейных оптич. устройств — перестраиваемые по частоте параметрические генераторы света. В основе их действия лежат нелинейные оптич. явления, связанные с нелинейностью, квадратичной по полю. В среде с поляризацией P=c(2)E2 наряду со «слиянием» фотонов
461
(генерацией гармоник и суммарных частот) возможен обратный процесс — когерентный «распад» фотона частоты W на два фотона, частоты к-рых w1 и w2 удовлетворяют условию W=w1+w2. Процесс идёт эффективно, если одновременно выполнены условия волнового синхронизма: kW=k1+k2. На этом принципе основано действие параметрич. генератора света. При фиксированной частоте W (частоте накачки) частоты w1 и w2 можно варьировать в широких пределах (сохраняется лишь их сумма), изменяя параметры среды, влияющие на выполнение условий синхронизма. Параметрич. генератор света — удобный источник перестраиваемых по частоте сверхкоротких световых импульсов. На рис. 6 показана схема пикосекундного спектрометра с двумя параметрич. генераторами света (ПГС), применяемого в биологии. Нелинейные преобразователи частоты используются здесь для изучения процесса трансформации энергии оптич. возбуждения сложными мол. комплексами.
Методы Н. о. открывают новые возможности для создания корреляц. спектрографов и спектрографов с пространств. разложением спектра (см. Спектральные приборы, Фурье спектроскопия). На рис. 7 изображена схема нелинейного спектрографа с пространств. разложением спектра, в котором используется то обстоятельство, что д и с п е р с и я н а п р а в л е н и й с и н х р о н и з м а в нелинейных кристаллах может быть сильнее, нежели обычная дисперсия.
Рис. 7. Схема нелинейного спектрографа с пространств. разложением спектра. Частоты спектр. линий исследуемого источника wx+Dw складываются в нелинейном кристалле с частотой вспомогат. источника (генератора «накачки») wн. На выходе кристалла интенсивное излучение суммарной частоты wн+wх может наблюдаться только внутри весьма узкого угла, для к-рого выполняется условие волнового синхронизма.
Спектральный анализ в этом случае сопровождается увеличением частоты света (что особенно важно при спектр. исследованиях в ИК области) и усилением исследуемого сигнала.
Преобразование сигналов и изображений. Эффект сложения частот, лежащий в основе действия описанного спектрографа, находит также применение при регистрации слабых сигналов в ИК диапазоне. Если частота wх лежит в ИК диапазоне, а wн — в видимом, то в видимый диапазон попадает и суммарная частота wн+wх, причём коэфф. преобразования может быть >>1. В видимом же диапазоне
регистрация сигнала производится с помощью высокочувствит. фотоэлектронного умножителя (ФЭУ). Т. о., система из нелинейного кристалла, в к-ром происходит сложение частот, и ФЭУ — чувствительный приёмник ИК излучения, применяемый, напр., в астрономии. Методы Н. о. стали использоваться в адаптивной оптике (см. Обращённый волновой фронт).
Заключение. С ростом напряжённости светового поля обнаруживаются всё новые нелинейные процессы. На первом этапе развития Н. о. использовался диапазон l от 1,06 до 0,3 мкм. Переход к ИК-лазерам привёл к открытию нелинейности, связанной с поведением носителей заряда в полупроводниках (в видимом диапазоне она практически не проявляется). При помощи мощных источников УФ излучения стали возможны исследования нелинейного поглощения в диэлектрич. кристаллах с широкой запрещённой зоной и жидкостях, умножение частоты в области вакуумного УФ и мягкого рентгеновского излучения. Уже наблюдались когерентные нелинейные эффекты в рентгеновской области.
Успехи Н. о. стимулировали исследования нелинейных явлений в физике плазмы, акустике, радиофизике и вызвали интерес к общей теории нелинейных волн. В связи с Н. о. появились новые направления исследования в физике тв. тела и жидкостей, связанные с изучением их нелинейных св-в и оптич. прочности.
•Ахманов С. А., Хохлов Р. В., Проблемы нелинейной оптики, М., 1964; Бломберген Н., Нелинейная оптика, пер. с англ., М., 1966; Луговой В. Н., Прохоров А. М., Теория распространения мощного лазерного излучения в нелинейной среде, «УФН», 1973, т. 111, в. 2, с. 203—48; Ахманов С. А., Чиркин А. С., Статистические явления в нелинейной оптике, М., 1971; Цернике Ф., Мидвинтер Дж., Прикладная нелинейная оптика, пер. с англ., М., 1976; Летохов В. С., Чеботаев В. П., Принципы нелинейной лазерной спектроскопии, М., 1975; Келих С., Молекулярная нелинейная оптика, пер. с польск., М., 1981.
С. А. Ахманов.
НЕЛИНЕЙНАЯ ПОЛЯРИЗАЦИЯ, часть поляризации среды, являющаяся нелинейной функцией напряжённости электрич. поля Е, эл.-магн. волны, распространяющейся в среде, и обусловленная негармоничностью отклика элементарного ат. осциллятора на воздействие интенсивного излучения (см. Нелинейная оптика). Квадратичная Н. п. ответственна за детектирование света, генерацию второй гармоники, линейный электрооптич. эффект (см. Поккельса эффект), параметрич. генерацию света (см. Параметрический генератор света). Кубичная Н. п. обусловливает двухфотонное поглощение (см. Многофотонные процессы), генерацию 3-й гармоники, квадратичный электрооптич. эффект (см. Керра эффект), вынужденное комбинационное рассеяние света, вынужденное Мандельштама — Бриллюэна рассеяние, вынужденное рэлеевское рассеяние.
• См. лит. при ст. Нелинейная оптика.
А. В. Андреев.
НЕЛИНЕЙНАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ, совокупность методов, в к-рых для исследования строения в-ва служат нелинейные оптич. явления. В Н. с. используются: генерация гармоник и смешение частот, нелинейное поглощение, многофотонные процессы, самоиндуцированная прозрачность, фотонное эхо и т. д. (см. Нелинейная оптика). Методы Н. с. основаны как на наблюдении этих явлений, так и на исследовании их зависимости от параметров излучения: частоты, поляризации, интенсивности, направления распространения и др. Наряду с принципиально новой информацией Н. с. позволяет получить данные, доступные методам традиционной линейной спектроскопии, но с существенно большей точностью, чувствительностью и разрешением. Н. с. даёт информацию о расположении энергетич. уровней, ширинах квантовых переходов и их вероятности, о временах релаксации и т. д. Первые работы по Н. с. появились в 1964— 1966, однако широкое развитие они получили лишь после создания плавно перестраиваемых по частоте лазеров (см. Лазерная спектроскопия) и параметрических генераторов света, излучение к-рых обладает высокой степенью монохроматичности и стабильности.
Важным направлением Н. с. явл. спектроскопия высокого разрешения атомов и молекул. В газах при низком давлении атомы и молекулы испускают и поглощают свет на частотах, смещённых из-за Доплера эффекта относительно собств. частот неподвижных ч-ц. Линии поглощения и излучения ансамбля хаотически движущихся (тепловое движение) ч-ц состоят из множества близких линий, характерных для отд. ч-ц, имеющих определённую скорость, сливающихся в широкую линию (неоднородное уширение). Информация об истинной ширине линий отд. ч-ц (однородная ширина) оказывается замаскированной неоднородным уширением. Кроме того, спектр. линии отд. атомов могут иметь неск. близко расположенных компонентов. Если расстояние между компонентами Dw меньше доплеровской ширины gw, то структура линии в обычных (линейных) спектрах излучения и поглощения не проявляется. Тем самым теряется информация о тонкой и сверхтонкой структуре квант. уровней атомов и молекул.
462
Для устранения доплеровского уширения и достижения высокого разрешения разработан ряд методов, основанных на нелинейных оптич. явлениях.
В методе д в у х ф о т о н н о й с п е к т р о с к о п и и газ облучается двумя лазерными пучками одинаковой частоты со, распространяющимися навстречу друг другу и способными индуцировать двухфотонные переходы ч-ц с уровня rds1 на уровень
Рис. 1. Двухфотонная спектроскопия на встречных пучках.
ξ2 (рис. 1). Частота перехода неподвижного атома w21=(ξ2-ξ1)/ћ. Атом, движущийся со скоростью v в любом направлении, будет воспринимать частоту одного пучка, смещённую вследствие эффекта Доплера, как w(1-v/c), а частоту пучка, распространяющегося в противоположном направлении, как w(l+v/c). Если атом поглощает один фотон из одного мучка, а второй — из встречного, то сумма частот воспринимаемых фотонов не зависит от скорости v атома и равна 2w. Это означает, что можно наблюдать линию двухфотонного резонанса, свободную от доплеровского уширения. Для регистрации двухфофотонного возбуждения обычно используется люминесценция с возбуждённого уровня ξ2 на промежуточный
Рнс. 2. Спектр двухфотонного поглощения на встречных пучках (тонкая и сверхтонкая структуры).
Уровень ξ3, интенсивность к-рой пропорц. населённости уровня ξ2. Плавно изменяя частоту w, можно получить контур линии двухфотонного поглощения, свободный от доплеровского уширения (рис. 2).
Др. важный метод Н. с.— т. н. с п е к т р о с к о п и я н а с ы щ е н и я, основан на том, что лазерный пучок наиболее сильно взаимодействует только с атомами, скорости к-рых таковы, что частота исследуемого квант. перехода, сдвинутая из-за эффекта Доплера, оказывается в резонансе с падающим излучением.
В результате на контуре доплеровски уширенной линии появляется узкий пик или провал с шириной, равной однородной ширине.
Одно из достижений Н. с.— результаты, полученные методом т. н. ч е т ы р ё х ф о т о н н о й
с п е к т р о с к о п и и, состоящим в смешении трёх волн на нелинейности, кубичной по полю: Р=c(3)Е3. Если такую поляризацию возбудить сразу триплетом световых волн с частотами w1, w2, w3, то за счёт нелинейного вз-ствия возникает спектр новых световых волн
с частотами: w4= w1+w2+w3 w4=w1+w2-w3; w4=w1-w2-w3 и т. п.
Это и есть четырёхфотонные процессы (в каждом элем. акте участвуют четыре кванта излучения). Амплитуды волн пропорц. значениям c(3) на частотах w4. Если излучения с частотами w1, w2, w3 генерируются лазерами с перестраиваемой частотой, то, исследуя четырёхфотонные процессы,
можно измерять дисперсию c(3)(w). Метод основан на наблюдении резонансных максимумов в частотной зависимости нелинейной восприимчивости 3-го порядка c(3). Это, с одной стороны, даёт новую информацию о в-ве, недоступную традиц. спектроскопии. С другой стороны, данные традиц. спектроскопии (положение и ширина спектр. линий, сечения рассеяния и т. п.) могут быть отсюда получены с большей чувствительностью и лучшим спектр. разрешением. Особенно важна 'дисперсия c(3)(w),
связанная с процессом вида w'4=w1+w2-w3. Резонансы в c(3)(w) (а следовательно, и резонансное увеличение мощности излучения на частоте
w'4) возникают, когда либо сами частоты w1, w2, w3, либо их комбинации (w1+w2 и др.) совпадают с резонансными частотами атомов или молекул. Использование резонансов на суммарной и разностной частотах позволяет изучать резонансные процессы в в-ве в условиях, когда частоты всех световых волн, возбуждающих среду и генерируемых в ней за счёт нелинейных процессов, лежат в области прозрачности. Этот метод позволил с высокой степенью точности исследовать ряд экситонных резонансов в кристаллах (см. Экситон), комбинац. резонансов в газах и конденспров. средах и др. В т. н. нестационарной Н. с. информация извлекается из прямых временных измерений нелинейного отклика квант. системы на возбуждающие световые импульсы. Напр., применение коротких световых импульсов (с длительностью ~10-12 с) в активной спектроскопии комбинационного рассеяния позволяет раздельно измерять времена жизни молекул в возбуждённых состояниях (по затуханию сигнала некогерентного антистоксова рассеяния) а времена релаксации, определяющие ширину линии (по затуханию сигнала рассеяния
в направлении фазового синхронизма, т. е. сигнала когерентного рассеяния),
• Нелинейная спектроскопия, пер. с англ., М., 1979; Летохов В. С., Ч е б о т а е в В. П., Принципы нелинейной лазерной спектроскопии, М., 1975; Ахманов С. А., Коротеев Н. И., Спектроскопия рассеяния света и нелинейная оптика, «УФН», 1977, т. 123, в. 3, с. 405—71; Ахманов С. А., К о р о т е е в Н. И., Методы нелинейной оптики в спектроскопии рассеяния света, М., 1981.
К. Н. Драбович.
НЕЛИНЕЙНАЯ ТЕОРИЯ ПОЛЯ, общее наименование для квант. теорий поля (КТП), описывающих взаимодействующие поля. Разл. поля могут взаимодействовать как друг с другом, так и сами с собой (самодействие). Ур-ния взаимодействующих полей всегда нелинейны: линейным ур-ниям соответствуют лишь свободные поля.
Среди Н. т. п. можно выделить два класса: теории, описываемые полиномиальными по полям ур-ниями, к-рые содержат поле лишь в виде степенной ф-ции, и теории, описываемые неполиномиальными ур-ниями. Последние часто называют существенно нелинейными КТП. В традиц. КТП (в частности, в квант. электродинамике) обычно использовались полиномиальные ур-ния. С развитием т. н. динамич. симметрии (см., напр., Киральная симметрия) всё чаще стали использоваться существенно нелинейные КТП. Они успешно описывают мн. известные виды вз-ствий элем. ч-ц. Особенно характерна неполиномиальная форма вз-ствия для гравитации.
Провести строгую с физ. точки зрения границу между полиномиальными и неполиномиальными теориями практически невозможно. Одни и те же виды вз-ствия элем. ч-ц, удовлетворяющие одной и той же динамич. симметрии, могут описываться как полиномиальными КТП, так и неполиномиальными (т. н. линейные и нелинейные реализации динамич. симметрии), при этом каждое из описаний имеет свои достоинства и недостатки. Напр., полиномиальная киральная теория (т. н. s-модель) ренормируема, однако в ней появляются фиктивные скалярные ч-цы, от к-рых пока неизвестно, как избавляться. В неполиномиальных моделях возникают трудности с устранением бесконечностей. Обычный метод перенормировок квантовополевой теории возмущений здесь неприменим, и приходится использовать спец. способы для получения однозначных результатов. На этом пути уже достигнуты определённые успехи.
В 60—70-е гг. появилось направление, связанное с поисками решений классич. нелинейных и неполиномиальных ур-ний. Вместо обычного пути, т. е. квантования ур-ний линейного приближения и последующего учёта нелинейных членов по теории возмущений, пытаются учесть нелинейные
463
эффекты ещё до квантования. Оказалось, что среди решений нелинейных ур-ний важную роль играют поля, локализованные в небольшой области пр-ва,— т. н. с о л и т о н ы. Эти решения напоминают волн. пакеты, отвечающие протяжённым ч-цам, и поэтому наз. частицеподобными. Задача квантования солитонных решений представляет значит. трудности.
• В о л к о в М. К., Первушин В. Н., Существенно нелинейные квантовые теории, динамические симметрии и физика мезонов, М. 1978.
М. К. Волков.
НЕЛИНЕЙНОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ АКУСТИЧЕСКИХ ВОЛН в твёрдых телах, одно из проявлений нелинейных эффектов, обусловленное тем, что акустич. волна большой (конечной) амплитуды при распространении в тв. теле изменяет его физ. св-ва. Это влияет как на распространение самой волны (самовоздействие, генерация акустич. гармоник, самофокусировка), так и на распространение др. волн в тв. теле (появление волн комбинац. частот, модуляция колебаний и т. д.). При больших смешениях сжатие и растяжение становятся неравноправными: сила отталкивания при сближении атомов нарастает быстрее, чем сила притяжения при увеличении расстояния между атомами (т. е. сжать уже сжатый образец труднее, чем растянуть уже растянутый). В этом случае для описания распространения волн конечной амплитуды необходимо пользоваться нелинейным Гука законом и нелинейным волновым ур-нием. При этом возникает зависимость фазовой скорости волны от её амплитуды и форма волны по мере её распространения изменяется (синусоидальная волна может выродиться в пилообразную). Искажение формы волны связано с изменением её спектра, к-рый обогащается гармониками. Т. о., нелинейность приводит к генерации гармоник в тв. теле. Если же в тв. тело или кристалл излучаются две или большее число акустич. волн одновременно, они будут взаимодействовать друг с другом, порождая новые волны комбинац. частот. Образование таких волн (суммарной и разностной частоты) происходит при выполнении условий синхронизма:
w1±w2=w3, k1±k2=k3, (1)
где w1, w2, k1, k2 и w3, k3 — частоты и волновые векторы взаимодействующих и результирующих волн соответственно. Если акустич. волны рассматривать как поток фононов, то условия синхронизма можно интерпретировать как законы сохранения энергии и импульса фононов при вз-ствии:
ћw1±ћw2=ћw3,
ћk1±ћk2=ћk3 (2)
(ћ=h/2p, a h — Планка постоянная). Н. в. а. в. можно рассматривать с квант. точки зрения как вз-ствие когерентных фононов, т. е. как фонон-фононное вз-ствие.
Для анализа вз-ствия акустич. волн между собой, а также с др. видами волн пользуются методом дисперсионных диаграмм, при к-ром каждой из волн, участвующих во вз-ствии, сопоставляют вектор (wi, ki). При выполнении условий синхронизма три вектора (w1, k1), (w2, k2) н (w3, k3), участвующих во вз-ствии волн, должны составить замкнутый треугольник.
Анизотропия кристаллов приводит к ряду особенностей Н. в. а. в. и генерации акустических гармоник. Так, генерация акустической гармоники может проходить с поворотом плоскости поляризации (см. Кристалла-акустика).
Н. в. а. в. может быть обусловлено геом. нелинейностью, определяемой квадратичным членом в тензоре деформации; решёточной нелинейностью, связанной с необходимостью в законе Гука учитывать модули упругости 3-го порядка. В пьезоэлектрич. кристаллах нелинейные эффекты зависят также от нелинейности пьезоэффекта и от электрострикции. В пьезополупроводниках дополнит. механизмом (часто играющим преобладающую роль перед всеми др. механизмами) явл. электронная (концентрационная) нелинейность (см. Акустоэлектронное взаимодействие). В пьезоэлектрич. кристаллах наряду с Н. в. а. в. может иметь место нелинейное вз-ствие акустич. и эл.-магн. волн, к-рое обусловливает эффект электроакустич. эха. В случае поверхностных акустических волн (ПАВ) все рассмотренные выше закономерности Н. в. а. в. и генерации гармоник сохраняются. Однако имеются нек-рые особенности вследствие неоднородной структуры ПАВ.
Статич. эффекты, состоящие в изменении параметров акустич. волны под воздействием постоянных или медленно меняющихся механич. и электрич. полей, изучаются в нелинейной кристаллоакустике. Статич. эффекты служат для управления распространением акустич. волн в тв. телах (напр., для изменения фазы волны), для измерения внутр. напряжений и гл. обр. для измерения нелинейных коэфф. тв. тел.
Исследование Н. в. а. в. существенно для понимания природы фонон-фононных вз-ствий в тв. телах, определяющих процессы установления теплового равновесия, теплопроводности, теплового расширения тв. тел, электропроводности и сверхпроводимости. Фонон-фононные вз-ствия играют важную роль в процессах поглощения УЗ в кристаллах, особенно при низких темп-pax. Н. в. а. в. в тв. телах начинают использовать в устройствах акустоэлектроники для обработки сигнальной информации.
• 3 а р е м б о Л. К., Красильников В. А., Введение в нелинейную акустику, М., 1966; их же, Нелинейные явления при распространении упругих волн в твердых телах, <-УФН», 1970, т. 102, в. 4.
В. Е. Лямов.
НЕЛИНЕЙНЫЕ СИСТЕМЫ, колебательные системы, св-ва к-рых зависят от происходящих в них процессов. Колебания таких систем описываются нелинейными ур-ниями. Нелинейными явл.: механич. системы, где модули упругости тел зависят от деформаций последних или коэфф. трения между поверхностями тел зависят от относительной скорости этих тел (скорости скольжения); электрические системы, содержащие сегнетоэлектрики, диэлектрич. проницаемость к-рых зависит от напряжённости электрич. поля, и т. д. Указанные зависимости в механич. системах приводят соответственно либо к нелинейности связей между напряжениями и деформациями (нарушению Гука закона), либо к нелинейной зависимости сил трения от скорости скольжения, либо к нелинейной связи между действующей на тело силой и сообщаемым ему ускорением (если при этом скорость тела меняется по величине). Аналогично в электрич. системах оказываются нелинейными: связь между электрич. зарядами и напряжённостью создаваемого ими поля; связь между напряжением на концах проводника и силой протекающего по нему тока (нарушение закона Ома); связь между силой тока и напряжённостью создаваемого им магн. поля (магн. индукцией) в магнетике и др. Каждая из этих нелинейных связей приводит к тому, что дифференциальные ур-ния, описывающие поведение Н. с., оказываются нелинейными, откуда и назв. Н. с.
Все физ. системы явл. Н. с. Поведение Н. с. существенно отлично от поведения линейных систем. Одна из наиболее характерных особенностей Н. с.— нарушение в них суперпозиции принципа. Искажение в Н. с. формы гармонич. внеш. воздействия и неприменимость к Н. с. принципа суперпозиции позволяют осуществлять с их помощью генерирование и преобразования частоты эл.-магн. колебаний — выпрямление, умножение частоты, модуляцию колебаний и т. д.
• Горелик Г. С., Колебания и волны, 2 изд., М., 1959, гл. 4; А н д р о н о в А. А., Витт А. А., Xайкин С. Э., Теория колебаний, 2 изд., М., 1959, гл. 2, § 1—4, 6—7, гл. 3, § 1—3, 6—7; П е й н Г., Физика колебаний и волн, пер. с англ., М., 1979.
НЕЛОКАЛЬНАЯ ТЕОРИЯ ПОЛЯ, общее наименование всех обобщений квантовой теории поля (КТП), основанных на предположении о неточечности вз-ствия. Цель Н. т. п.— построение теории, не содержащей УФ расходимостей, присущих локальной КТП.
Имеются две точки зрения на подход к построению Н. т. п. Одна из них состоит в том, что нелокальную теорию следует понимать как принципиально новую теорию, в к-рой фундаментальная длина l рассматрива-
464
ется как новая постоянная, такая же универсальная, как скорость света с, заряд эл-на е и постоянная Планка ћ. Постоянная l должна определить масштаб расстояний, на к-рых наступают принципиальные изменения в представлениях о физ. мире (см. Квантование пространства-времени).
Согласно другой точке зрения, Н. т. п. должна описывать нелокальные вз-ствия квантованных полей, не меняя фундам. основ КТП, т. е. не изменяя обычного описания невзаимодействующих ч-ц. Возникающие параметры размерности длины в этом подходе не явл. универсальными фундам. постоянными, а характеризуют лишь область нелокального вз-ствия рассматриваемых квантованных полей. Самосогласованную, без внутр. противоречий, теорию такого типа удаётся построить с помощью введения нелокальных формфакторов (особого «размазывания» вз-ствия ч-ц по нек-рой области пространства-времени), имеющих определённые матем. св-ва. Это означает, что явления, происходящие на малых расстояниях, могут быть феноменологически описаны с помощью нек-рых параметров, имеющих физ. смысл.
• Марков М. А., Гипероны и К-мезоны, М., 1958; Блохинцев Д. И., Пространство и время в микромире, М., 1970; Ефимов Г. В., Нелокальные взаимодействия квантованных полей, М., 1977.
Г. В. Ефимов.
НЕЛОКАЛЬНОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ, механизм вз-ствия между полями, при к-ром поведение одного поля в какой-либо точке пространства-времени определяется значением др. поля в некоторой окрестности этой точки.
НЕОБРАТИМЫЕ ПРОЦЕССЫ, физич. процессы, к-рые могут самопроизвольно протекать только в одном определённом направлении. К ним относятся: диффузия, теплопроводность, термодиффузия, вязкое течение и др., при к-рых происходит направленный пространств. перенос в-ва (диффузия и термодиффузия), теплоты (теплопроводность), импульса (вязкое течение). Все Н. п. явл. не равновесными процессами. Систему, в к-рой произошли Н. п., нельзя вернуть в исходное состояние без того, чтобы в окружающей среде не осталось к.-л. изменений. В замкнутых системах Н. п. сопровождается возрастанием энтропии. В открытых системах (к-рые могут обмениваться энергией или в-вом с окружающей средой) при Н. п. энтропия может оставаться постоянной или даже убывать за счёт обмена энтропией с внеш. средой. Однако во всех случаях остаётся положительным производство энтропии, т. е. её возрастание в системе за единицу времени из-за наличия Н. п.
Классич. термодинамика, изучающая равновесные (обратимые) процессы, для Н. п. устанавливает лишь неравенства, к-рые указывают возможное направление Н. п. (см. Второе начало термодинамики).
• См. лит. при статьях Кинетика физическая и Термодинамика неравновесных процессов.
Д. Н. Зубарев.
НЕОПРЕДЕЛЕННОСТЕЙ СООТНОШЕНИЕ (неопределённости принцип),
фундаментальное положение квант. теории, утверждающее, что любая физ. система не может находиться в состояниях, в к-рых координаты её центра инерции и импульс одновременно принимают вполне определённые, точные значения. Количественно Н. с. формулируется след. образом. Если Dx — неопределённость значения координаты х центра инерции системы, a Dpx — неопределённость проекции импульса р на ось х, то произведение этих неопределённостей должно быть по порядку величины не меньше постоянной Планка ћ. Аналогичные неравенства должны выполняться для любой пары т. н. канонически сопряжённых переменных, напр. для координаты у и проекции импульса ру на ось у, координаты z и проекции импульса pz. Если под неопределённостями координаты и импульса понимать среднеквадратичные отклонения этих физ. величин от их ср. значений, то Н. с. имеют вид:
DpxDx³ ћ /2, Dpy Dy³ћ/2, D.pzDz³ ћ/2. (1)
Ввиду малости ћ по сравнению с макроскопич. величинами той же размерности действия Н. с. существенны в осн. для явлений атомных (и меньших) масштабов и не проявляются в опытах с макроскопич. телами.
Из Н. с. следует, что чем точнее определена одна из входящих в неравенство величин, тем менее определённо значение другой. Никакой эксперимент не может привести к одновременно точному измерению таких динамич. переменных; при этом неопределённость в измерениях связана не с несовершенством эксперим. техники, а с объективными св-вами материи.
Принцип неопределённости, открытый в 1927 нем. физиком В. Гейзенбергом, явился важным этапом в выяснении закономерностей внутриатомных явлений и построении квант. механики. Существ. чертой микроскопич. объектов явл. их корпускулярно-волновая природа (см. Корпускулярно-волновой дуализм). Состояние ч-цы полностью определяется волновой функцией. Ч-ца может быть обнаружена в любой точке пр-ва, в к-рой волн. ф-ция отлична от нуля. Поэтому результаты экспериментов по определению, напр., координаты имеют вероятностный хар-р. Это означает, что при проведении серии одинаковых опытов над одинаковыми системами получаются каждый раз разные результаты. Однако нек-рые значения будут более вероятными, чем другие, т. е. будут появляться чаще. Относит. частота появления
тех или иных значений координаты пропорц. квадрату модуля волн. ф-ции в соответствующих точках пр-ва. Поэтому чаще всего будут получаться те значения координаты, к-рые лежат вблизи максимума волн. ф-ции. Если максимум выражен чётко (волн. ф-ция представляет собой узкий волновой пакет), то ч-ца в осн. находится около этого максимума. Тем не менее нек-рый разброс в значениях координаты, нек-рая их неопределённость (порядка полуширины максимума) неизбежны. То же относится и к измерению импульса.
Т. о., понятия координаты и импульса в классич. смысле не могут быть применены к микроскопич. объектам. Пользуясь этими величинами при описании микроскопич. системы, необходимо внести в их интерпретацию квант. поправки. Такой поправкой и явл. Н. с.
Неск. иной смысл имеет Н. с. для энергии ξ и времени t:
DξDt³ћ. (2)
Если система находится в стационарном состоянии, то из Н. с. следует, что энергию системы даже в этом состоянии можно измерить лишь с точностью, не превышающей ћ/Dt, где Dt — длительность процесса измерения. Причина этого — во вз-ствии системы с измерит. прибором, и Н. с. применительно к данному случаю означает, что энергию вз-ствия между измерит. прибором и исследуемой системой можно учесть лишь с точностью до ћ/Dt (в предельном случае мгновенного измерения возникающий энергетич. обмен становится полностью неопределённым). Соотношение (2) справедливо также, если под Dξ понимать неопределённость значения энергии нестационарного состояния замкнутой системы, а под Dt — характерное время, в течение к-рого существенно меняются ср. значения физ. величин в этой системе.
Н. с. для энергии и времени приводит к важным выводам относительно возбуждённых состояний атомов, молекул, ядер. Такие состояния нестабильны, и из Н. с. вытекает, что энергии возбуждённых уровней не могут быть строго определёнными, т. е. обладают нек-рой шириной (т. н. естеств. ширина уровня). Если Dt — ср. время жизни возбуждённого состояния, то ширина его уровня энергии (неопределённость энергии состояния) составляет Dξ»ћ/Dt. Др. примером служит альфа-распад радиоактивного ядра; энергетич. разброс Dξ испускаемых a-ч-ц связан с временем жизни т такого ядра соотношением: Dξ»ћ/t.
• См. лит. при ст. Квантовая механика.
О. И. Завьялов.
НЕПЕР (Нп, Np), единица логарифмич. относит. величины (натураль-
465
ного логарифма отношения двух одноимённых физ. величин). Названа в честь шотл. математика Дж. Непера (J. Napier). 1Нп=ln│F2/F1│ при F2/F1=e»2,718, где F2 и F1 — значения напряжения, силы тока, давления и др. силовых физ. величин. Для энергетич. величин 1 Нп=0,5ln|Р2/Р1| при Р2/Р1=е2, где Р1, Р2 — электрич. мощность, плотность анергии и т. п. Ослабление силы тока на 1 Нп соответствует его уменьшению в е»2,718 раза, а ослабление электрич. мощности на 1 Нп соответствует её уменьшению в 7,39 раза. 1 Нп=0,8686 бел=8,686 децибел.
НЕПРЕРЫВНЫЙ СПЕКТР, то же, что сплошной спектр.
НЕРАВНОВЕСНАЯ ПЛАЗМА, плазма, состояние к-рой не является состоянием полного термодинамич. равновесия. Примерами Н. п. могут быть: 1) т. н. «неизотермич.» плазма, в к-рой темп-pa эл-нов отличается от темп-ры ионов; 2) плазма, пространственно неоднородная, в частности ограниченная магн. полем; 3) плазма, содержащая отд. направленные потоки эл-нов или ионов. Как правило, неравновесность плазмы приводит к её неустойчивости, проявляющейся в нарастании возмущений и «раскачке» волн разл. типов.
НЕРАВНОВЕСНОЕ СОСТОЯНИЕ, в термодинамике — состояние системы, выведенной из равновесия термодинамического, в статистич. физике — из состояния статистич. равновесия. В системе, находящейся в Н. с., происходят необратимые процессы, к-рые стремятся вернуть систему в состояние термодинамич. (или статистич.) равновесия, если нет препятствующих этому факторов — отвода (или подвода) энергии или в-ва из системы (в систему). В противном случае возможно стационарное Н. с. (не изменяющееся со временем). Н. с. изучаются термодинамикой неравновесных процессов и статистич. теорией неравновесных процессов (кинетикой физической).
Д. Н. Зубарев.
НЕРАВНОВЕСНЫЕ ПРОЦЕССЫ в термодинамике и статистической физике, физ. процессы, включающие неравновесные состояния. Пример: процесс установления равновесия (термодинамич. или статистич.) в изолированной системе, находящейся в неравновесном состоянии. Если в такой системе существуют неоднородное поле темп-р, градиенты концентраций и скоростей упорядоченного движения ч-ц, то вызванные ими Н. п. теплопроводности, диффузии, вязкого течения будут способствовать устранению различия св-в в разных частях системы и установлению равновесия. В н е и з о л и р о в а н н ы х системах Н. п. могут протекать стационарно (без изменений физ. состояния системы, пример — теплопередача при
пост. разности темп-р за счет теплопроводности). Н. п. явл. необратимыми процессами, связанными с производством энтропии.
Д. Н. Зубарев.
НЕРАЗРЫВНОСТИ УРАВНЕНИЕ, одно из ур-ний гидродинамики, выражающее закон сохранения массы для любого объёма движущейся жидкости (газа). В переменных Эйлера (см. Эйлера уравнения гидродинамики) Н. у. имеет вид:
где r — плотность жидкости, v — ее скорость в данной точке, a vx, vy, vz — проекции скорости на координатные оси. Если жидкость несжимаема (r=const), H. у. принимает вид:
Для установившегося одномерного течения в трубе, канале и т. п. с площадью поперечного сечения S Н. у. даёт закон постоянства расхода rSv=const.
НЕРНСТА ТЕОРЕМА, установленная нем. физиком В. Нернстом (W. Nernst; 1906) теорема термодинамики, согласно к-рой изменение энтропии (DS) при любых обратимых изотермич. процессах, совершаемых между двумя равновесными состояниями при температурах, приближающихся к абс. нулю, стремится к нулю: limT®0DS=0.
Другая эквивалентная формулировка Н. т.: при помощи конечной последовательности термодинамических процессов нельзя достичь температуры, равной абсолютному нулю. Н. т. приводит к ряду важных термодинамических следствий, поэтому её называют третьим началом термодинамики.
• Клейн М., Законы термодинамики, в сб.: Термодинамика необратимых процессов, пер. с англ., М., 1962, с. 23—34.
НЕРНСТА — ЭТТИНГСХАУЗЕНА ЭФФЕКТ, возникновение в тв. проводниках при наличии градиента темп-ры ÑT и перпендикулярного к нему магн. поля Н электрич. поля EN (поля Н е р н с т а). Открыт в 1886 нем. физиком В. Нернстом (W. Nernst) и австр. физиком А. Эттингсхаузеном (A. Ettingshausen). Различают продольный Н.— Э. э., когда поле En возникает в направлении, параллельном градиенту темп-ры (изменение термоэдс с полем Н), и поперечный, когда поле en появляется в направлении, перпендикулярном Н и ÑТ. Количеств. хар-кой поперечного Н.— Э. э. явл. коэфф. Нернста n^=enÑt. Величина N^ пропорц. Н в случае слабых полей и H-1 в случае сильных полей (см. Гальваномагнитиые явления). Н.— Э. э., как и др. термогальваномагнитные явления, обусловлен искривлением траектории носителей заряда в магн. поле.
НЕСАМОСТОЯТЕЛЬНЫЙ РАЗРЯД, электрич. ток в газах, существующий при заданной разности потенциалов лишь при наличии внеш. ионизатора (см. Электрический разряд в газах).
НЕСТАТИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ в термодинамике, физ. процессы, к-рые осуществляются с конечной скоростью (не бесконечно медленно, как квазистатические процессы) и являются, следовательно, необратимыми (см. Необратимые процессы). При Н. п. каждое промежуточное состояние системы неравновесно. К Н. п. относятся все естественные (природные) процессы.
НЕСУЩАЯ СПОСОБНОСТЬ, понятие пластичности теории. Н. с. характеризуется предельной комбинацией нагрузок, при к-рых начинается неограниченное возрастание пластич. деформации конструкции из идеальнопластич. материала. Во многих случаях имеет смысл рассматривать Н. с. жёстко-пластических тел. Использование Н. с. для установления допустимых нагрузок приводит к уменьшению металлоёмкости конструкций.
НЕТЕР ТЕОРЕМА, фундаментальная теорема физики, устанавливающая связь между св-вамн симметрии физ. системы и сохранения законами. Сформулирована нем. математиком Э. Нётер (Е. Noether) в 1918. Н. т. утверждает, что для физ. системы, ур-ния движения к-рой имеют форму системы дифф. ур-ний и могут быть получены из вариационного принципа механики, каждому непрерывно зависящему от одного параметра преобразованию, оставляющему инвариантным действие (S), соответствует закон сохранения. Из условия обращения в нуль вариации действия, dS=0 (наименьшего действия принцип), получаются ур-ния движения системы. Каждому преобразованию, при к-ром действие не меняется, соответствует дифф. закон сохранения. Интегрирование ур-ния, выражающего такой закон, приводит к интегральному закону сохранения. Н. т. даёт наиб. простой и универсальный метод получения законов сохранения в классич. и квант. механике, в теории полей и т. д.
Непрерывными преобразованиями в пространстве-времени, оставляющими инвариантным действие (а следовательно, и ур-ния движения), являются: сдвиг во времени и в пр-ве, трёхмерное вращение, Лоренца преобразования. Согласно Н. т., из инвариантности относительно сдвига во времени следует закон сохранения энергии, относительно пространств. сдвигов — закон сохранения импульса, относительно пространств. вращения — закон сохранения момента кол-ва движения, относительно преобразований Лоренца — закон сохранения лоренцева момента, или обобщённый закон движения центра масс системы (центр масс релятив. системы движется равномерно и прямолинейно).
466
Н. т. относится не только к пространственно-временным симметриям. Так, из независимости динамики заряж. ч-ц в эл.-магн. полях от калибровочных преобразований (см. Калибровочная симметрия) следует закон сохранения заряда. Особенно важное значение Н. т. имеет в квант. теории поля, где законы сохранения, вытекающие из наличия определённой группы симметрии, явл. существ. источником информации о св-вах изучаемых объектов.
• П о л а к Л. С., Вариационные принципы механики, их развитие и применение в физике, М., 1960; Б о г о л ю б о в Н. Н., Ширков Д. В., Квантовые поля, М., 1980, § 2.
Д. Н. Зубарев.
НЕУПОРЯДОЧЕННЫЕ СИСТЕМЫ, вещества в конденсированном состоянии при отсутствии строгой упорядоченности в расположении их атомов и молекул (см. Дальний и ближний порядок). Н. с. явл. жидкие, аморфные и стеклообразные в-ва, а также тв. растворы. Особый класс Н. с. составляют нек-рые высокотемпературные фазы халькогенидов благородных металлов, где упорядоченную структуру образуют лишь анионы. Легированные крист. полупроводники при низких темп-pax с точки зрения их электронных св-в также представляют собой Н. с., образованные хаотически расположенными примесными атомами (см. Сильнолегированный полупроводник).
Теор. описание разл. Н. с. содержит ряд общих идей: 1) хим. связи ближайших соседей не позволяют существенно нарушать ближний порядок, вследствие чего зонная структура Н. с. не очень сильно отличается от структуры кристаллов (см. Зонная теория). Однако многочисл. нарушения идеальной решётки приводят к размытию краёв разрешённых зон и к образованию флуктуац. уровней в запрещённой зоне. В Н. с. при определённых условиях возникают строго локализованные эл. состояния, к-рые могут перемещаться только путём «прыжков», получая энергию от тепловых колебаний атомов. При темп-ре T=0К эти состояния вообще
не могут принимать участие в электропроводности. Локализованные состояния возникают в той области энергий, где плотность состояний g(ξ) мала (рис.). Энергии ξc и ξv, разделяющие локализованные и делокализованные состояния, играют роль границ разрешённых и запрещённых зон; их называют порогами подвижности.
В Н. с., как и в кристалле, вводят понятие ферми-уровня ξF. Электропроводность а Н. с. зависит от расположения ξf относительно порогов подвижности. Если ξF находится вне полосы локализов. состояний, то а слабо зависит от Т (металлич. проводимость). Если ξF лежит внутри полосы, то о экспоненциально зависит от Т (аморфный полупроводник). По совр. представлениям порог подвижности существует лишь в трёхмерных Н. с. В одномерных и двухмерных Н. с. состояния локализованы при всех энергиях, так что при достаточно низких темп-pax электропроводность носит активационный характер. Низкотемпературные термодинамич. св-ва Н. с. определяются не только длинноволновыми фононами, но и локализованными двухуровневыми образованиями, возбуждение к-рых происходит за счёт туннелирования атома из одной позиции в другую. Этими возбуждениями объясняется наблюдаемая в нек-рых диэлектрич. стёклах линейная зависимость теплоёмкости от темп-ры и аномалии теплопроводности при очень низких темп-рах.
• Мотт Н., Электроны в неупорядоченных структурах, пер. с англ., М., 1969; Мотт Н., Д э в и с Э., Электронные процессы в некристаллических веществах, пер. с англ., 2 изд., т. 1—2, М., 1982; Садовский М. В., Локализация электронов в неупорядоченных системах, «УФН», 1981, т. 133, в. 2; 3 а й м а н Дж., Модели беспорядка, пер. с англ., М., 1982.
А. Л. Эфрос.
НЕУПРУГОЕ РАССЕЯНИЕ, столкновение ч-ц, сопровождающееся изменением их внутр. состояния, превращением в др. ч-цы или дополнит. рождением новых ч-ц. Н. р. являются, напр., возбуждение или ионизация атомов при их столкновениях, яд. реакции, превращения элем. ч-ц при соударениях или множеств. рождение ч-ц. Для каждого типа (канала) Н. р. существует своя наименьшая (пороговая) энергия столкновения, начиная с к-рой возможно протекание данного процесса. Полная вероятность рассеяния при столкновении ч-ц (характеризуемая полным эффективным сечением рассеяния) складывается из вероятностей упругого рассеяния и Н. р.; при этом между упругими и неупругими процессами существует связь, определяемая оптической теоремой.
НИЗКИЕ ТЕМПЕРАТУРЫ (криогенные температуры), обычно темп-ры, лежащие ниже точки кипения жидкого воздуха (ок. 80 К). Согласно рекомендации, принятой 13-м конгрессом Междунар. ин-та холода (1971), криогенными темп-рами следует называть темп-ры ниже 120 К. Получение Н. т. Для получения и поддержания Н. т. обычно используют сжиженные газы (хладагенты). В сосуде Дьюара, содержащем сжиженный газ, испаряющийся под атм. давлением, достаточно хорошо поддерживается пост. темп-pa Тн кипения хладагента. Практически применяют след. хладагенты: воздух (Тн»80 К),
азот (Tн=77,4 К), неон (Tн=27,1 К), водород (Tн=20,4 К), гелий (Тн=4,2 К). Для получения жидких газов служат спец. установки — ожижители, в к-рых сильно сжатый газ при расширении до обычного давления охлаждается и конденсируется (см. Джоуля — Томсона эффект).
Откачивая испаряющийся газ из герметизиров. сосуда, можно уменьшать давление над жидкостью и тем самым понижать темп-ру её кипения. Естеств. или принудит. конвекция и хорошая теплопроводность хладагента обеспечивают при этом однородность темп-ры во всём объёме жидкости. Таким путём удаётся перекрыть широкий диапазон темп-р: от 77 до 63 К при помощи жидкого азота, от 27 до 24 К — жидкого неона, от 20 до 14 К — жидкого водорода, от 4,2 до 1 К — жидкого гелия. Методом откачки нельзя получить темп-ру ниже тройной точки хладагента. При более низких темп-pax в-во затвердевает и теряет свои качества хладагента. Промежуточные темп-ры, лежащие между указанными выше интервалами, достигаются спец. методами. Охлаждаемый объект теплоизолируют от хладагента, помещая его, напр., внутрь вакуумной камеры, погружённой в сжиженный газ. При небольшом контролируемом выделении теплоты в камере (в ней имеется электрич. нагреватель) темп-ра исследуемого объекта повышается по сравнению с темп-рой кипения хладагента и может поддерживаться с высокой стабильностью на требуемом уровне. В др. способе получения промежуточных темп-р охлаждаемый образец помещают над поверхностью испаряющегося хладагента и регулируют скорость испарения жидкости нагревателем. Отвод теплоты от исследуемого объекта здесь осуществляет поток испаряющегося газа. Применяется также метод охлаждения, при к-ром холодный газ, получаемый при испарении хладагента, прогоняется через теплообменник, находящийся в тепловом контакте с охлаждаемым объектом.
Гелий при атм. давлении остаётся жидким вплоть до абс. нуля темп-ры (см. Гелий жидкий). Однако при откачке паров жидкого 4Не (природного изотопа гелия) обычно не удаётся получить темп-ру существенно ниже 1 К, даже применяя очень мощные насосы (этому мешают чрезвычайно малая упругость насыщенных паров 4Не и его сверхтекучесть). Откачкой паров изотопа 3Не (TN=3,2 К) удаётся достичь темп-р ~0,ЗК. Область темп-р ниже 0,3 К наз. сверхнизкими температурами. Методом адиабатич. размагничивания парамагн. солей (см. Магнитное охлаждение) удаётся достичь темп-р ~10-3 К. Тем же ме-
467
тодом с использованием яд. парамагнетизма в системе ат. ядер были достигнуты темп-ры ~10-6 К. Принципиальную проблему в методе адиабатич. размагничивания (как, впрочем, и в др. методах получения Н. т.) составляет осуществление хорошего теплового контакта между объектом, к-рый охлаждают, и охлаждающей системой. Особенно это трудно достижимо в случае системы ат. ядер. Совокупность ядер атомов можно охладить до сверхнизких темп-р, но добиться такой же степени охлаждения в-ва, содержащего эти ядра, не удаётся.
Для получения темп-р порядка неск. мК широко пользуются более удобным методом — растворением жидкого 3Не в жидком 4Не. Применяют для этой цели рефрижераторы
а. Схема действия рефрижератора растворения 3Не в 4Не: пары 3Не откачиваются диффузионным насосом 1 и подаются затем ротац. насосом 2 к камере растворения 8; 3 и 4 — ванны с жидким азотом и жидким гелием. Перед капилляром 5 пары 3Не конденсируются. Жидкий 3Не, дополнительно охлаждённый в теплообменнике 7, поступает в камеру 8. Отсюда атомы диффундируют сквозь раствор 3Не в 4Не в камеру испарения 6, и цикл повторяется. Обозначения: Т — темп-pa, р — давление, v — концентрация 3Не, q — производительность системы откачки, б. Осн. низкотемпературная часть рефрижератора растворения: 1 и 2 — трубы откачки 3Не и 4Не; а — камера испарения; 4 — камера растворения; 5 — блоки теплообменников.
растворения (рис.). Их действие основано на том, что 3Не сохраняет конечную растворимость (ок. 6%) в жидком 4Не вплоть до абс. нуля темп-ры. Поэтому при соприкосновении почти чистого жидкого 3Не с разбавленным раствором 3Не в 4Не атомы 3Не будут переходить в раствор. При этом поглощается теплота растворения и темп-pa раствора понижается. Растворение осуществляется в одном месте прибора (в камере растворения), а удаление атомов 3Не из раствора путём откачки — в другом (в камере испарения). При непрерывной циркуляции 3Не, осуществляемой системой насосов и теплообменников, можно поддерживать в камере растворения темп-ру 10—30 мК неограниченно долго. Гелий 3Не можно охладить ещё сильнее, используя Померанчука эффект. Жидкий 3Не затвердевает при давлениях более 3•106 Па. В области темп-р ниже 0,3 К увеличение давления (в пределе до 3,4•106 Па) сопровождается поглощением теплоты и понижением темп-ры равновесной смеси жидкой и тв. фаз (затвердевание идёт с поглощением теплоты). Этим методом были достигнуты темп-ры ~1—2 мК.
Измерение Н. т. Первичным термометрич. прибором для измерения термодинамич. темп-ры вплоть до 1 К служит газовый термометр. Др. вариантами первичного термометра явл. акустич. и шумовой термометры, действие к-рых основано на связи термодинамич. темп-ры соответственно со значением скорости звука в газе и интенсивностью тепловых флуктуации напряжения в электрич. цепи. Первичные прецизионные термометры используются в осн. для определения темп-р легко воспроизводимых фазовых равновесий в однокомпонентных системах (т. н. р е п е р н ы х т о ч е к), к-рые служат опорными температурными точками Международной практической температурной шкалы (МПТШ-68).
Для измерения темп-ры от 630,74°С до 13,81 К по МПТШ-68 с точностью ~0,001 К служит платиновый термометр сопротивления. МПТШ-68 пока не продлена ниже 13,8 К ввиду отсутствия в этой области Н. т. вторичного термометра, не уступающего по чувствительности, точности и воспроизводимости показаний платиновому термометру сопротивления при более высоких темп-pax. В диапазоне 0,3—5,2 К низкотемпературная термометрия основана на зависимости давления насыщенных паров ps гелия от темп-ры Т, устанавливаемой газовым термометром. Эта зависимость была принята в качестве междунар. температурной шкалы в области 1,5—5,2 К (шкала 4Не, 1958) и 0,3—3,3 К (шкала 3Не, 1962). Зависимость ps(Т) в этих температурных диапазонах не может быть представлена простой аналитич. ф-лой и поэтому табулируется; табличные данные обеспечивают точность определения темп-ры до тысячной доли Кельвина.
В области Н. т. для целей практич. термометрии применяют гл. обр. термометры сопротивления (до 20 К — медный; в области водородных и гелиевых темп-р — вплоть до 1 мК — угольные, сопротивление к-рых возрастает при понижении темп-ры). Для измерения темп-ры ниже 100 К применяют также термометры сопротивления из чистого германия.
Ниже 1 К газовым термометром пользоваться практически нельзя. Для определения термодинамич. темп-ры
в этой области используют методы магнитной термометрии и яд. методы. В основе яд. методов измерения Н. т. лежит принцип квант. статистич. физики, согласно к-рому равновесная заселённость дискр. уровней энергии системы зависит от темп-ры. В одном из таких методов измеряются интенсивности линий ядерного магнитного резонанса, определяемые разностью заселённостей уровней энергии ядер в магн. поле. В др. методе определяется зависящее от темп-ры отношение интенсивностей компонентов, на к-рые расщепляется линия резонансного гамма-излучения (см. Мёссбауэровская спектроскопия) во внутр. магн. поле ферромагнетика.
Аналогом термометрии по давлению насыщенных паров в области сверхнизких темп-р явл. измерение темп-ры в диапазоне 30—100 мК по осмотич. давлению 3Не в смеси 3Не — 4Не. Абс. точность измерений — ок. 2 мК при чувствительности осмотич. термометра ~0,01 мК.
Физика Н. т. Применение Н. т. сыграло важную роль в изучении конденсиров. состояния в-ва. Особенно много новых фактов и закономерностей было открыто при изучении св-в разл. в-в при гелиевых темп-pax. Это привело к развитию спец. раздела физики — физики Н. т. При понижении темп-ры в св-вах в-в начинают проявляться особенности, связанные с наличием вз-ствий, к-рые при обычных темп-pax вуалируются тепловым движением атомов.
Благодаря значит. подавлению теплового движения атомов при Н. т. удалось обнаружить большое число макроскопич. явлений, имеющих квант. природу: существование гелия в жидком состоянии вплоть до абс. нуля темп-ры (0К), явления сверхтекучести, сверхпроводимости и др. При Н. т. состояние тв. тела можно рассматривать как упорядоченное состояние, соответствующее 0К, но с учётом влияния «газа» элем. возбуждений — квазичастиц. Введение разл. типов квазичастиц (фононы, дырки, магноны и др.) позволяет описать многообразие св-в в-в при Н. т. Термодинамич. св-ва газа квазичастиц определяют наблюдаемые макроскопич. равновесные св-ва в-ва. В свою очередь, методы статистич. физики позволяют вычислить св-ва газа квазичастиц из характера связи их энергии и импульса (дисперсии закона), устанавливаемого на базе изучения теплоёмкости, теплопроводности и др. тепловых и кинетич. св-в тв. тел при Н. т. На основе закона дисперсии магнонов удалось объяснить температурную зависимость намагниченности ферро- и антиферромагнетиков. Установление закона дисперсии эл-нов в металлах позволило объяснить ряд низкотемпературных св-в металлов (см. Гальваномагнитные явления, Де Хааза — ван Альфена эффект, Циклотронный резонанс). Н. т. широко
468
применяются при изучении разл. видов магнитного резонанса, св-в полупроводников, мол. кристаллов и во мн. др. случаях.
Охлаждение до сверхнизких темп-р применяется в яд. физике, напр. для создания мишеней и источников с яоляризов. ядрами при изучении анизотропии рассеяния элементарных частиц.
Технические применения Н. т. Одна из гл. областей применения Н. т. в технике — разделение газов. Производство кислорода и азота в больших кол-вах основано на сжижении воздуха с последующим разделением его в ректификац. колоннах. Н. т. используют для получения высокого вакуума методом адсорбции на активированном угле или цеолите (адсорбционный насос) или непосредственно конденсации на металлич. стенках сосуда с хладагентом (крионасос). Охлаждение до темп-р жидкого воздуха или азота находит применение в медицине (лечение мозговых опухолей, кожных, урологич. и др. заболеваний, консервация живых тканей). Широко применяются Н. т. в электронике и радиотехнике для подавления аппаратурных шумов. Др. направление технич. применения Н. т. связано с использованием сверхпроводимости. Здесь наиболее важную роль играет создание сильных магн. полей (~102 кЭ), необходимых для ускорителей заряженных частиц, трековых приборов (пузырьковая камера и др.), магнитогидродинамических генераторов и многообразных лабораторных исследований (см. Магнит сверхпроводящий, Сверхпроводящий магнитометр).
• Физика низких температур, пер. с англ., под ред. А. И. Шальникова, М., 1959; Р о у з-И н с А., Техника низкотемпературного эксперимента, пер. с англ., М., 1966; Мендельсон К., На пути к абсолютному нулю, пер. с англ., М., 1971; Л и н т о н Э., Сверхпроводимость, пер. с англ., 2 изд., М., 1971; Справочник по физико-техническим основам криогеники, под ред. М. П. Малкова, 2 изд., М., 1973; Л о у н а с м а а О. В., Принципы и методы получения температур ниже 1К, пер. с англ., М., 1977.
И. П. Крылов.
НИЗКОВОЛЬТНАЯ ДУГА, одна из форм дугового разряда, характеризующаяся очень низким (ниже эфф. потенциала ионизации) напряжением горения. Н. д. существует обычно при искусственном (напр., путём нагрева катода) повышении тока электронной эмиссии.
НИКОЛЯ ПРИЗМА (николь), одна из наиб. известных поляризационных призм. Изобретена в 1828 англ. физиком У. Николем (W. Nicol). Изготовляется из исландского шпата (СаСО3).
НИОБАТ ЛИТИЯ, синтетический монокристалл LiNbO3. Впервые синтезирован в 1963. Точечная группа симметрии 3m, плотность 4,63 г/см3, Tпл=1253°С, твёрдость по шкале Мооса 5. Прозрачен в области длин волн l=0,33—6,7 мкм, оптически анизотропен (для l=0,6 мкм n0=2,3002,
nе = 2,2083 см; см. Двойное лучепреломление). Сегнетоэлектрик с темп-рой Кюри Tс=1140°С обладает пироэлектрич., пьезоэлектрич., электрооптич. св-вами. Один из важнейших нелинейно-оптич. кристаллов: используется в гидроакустике, в УЗ линиях задержки. Кристаллы Н. л., легированные Fe, перспективны для создания голографических систем управления лазерным лучом в качестве плёночных световодов. Волноводы на основе Н. л. используются для электрооптических и акустооптических переключающих устройств и др.
Н. В. Переломоеа.
НИТ (от лат. niteo — блещу, сверкаю) (нт, nt), прежнее наименование ед. яркости — канделы на квадратный метр (новыми стандартами на ед. СИ применение этого наименования не предусмотрено).
НИТЕВИДНЫЕ КРИСТАЛЛЫ, микроскопич. монокристаллы, размеры к-рых в одном направлении во много раз больше, чем в остальных (типичная длина 1—2 мм, диаметр ~1—2 мкм). Обычно Н. к. растут в определ. кристаллографич. направлениях (напр., по нормали к плотноупакованной грани), имеют изометричное
(шестиугольное, квадратное и т. д.) сечение; встречаются также тонкие ленточки и пластины (толщиной 0,1 — 10 мкм, шириной 0,1—1 мм).
Существует неск. способов получения Н. к. Наиболее типичен рост Н. к. из газовой фазы, однако наблюдается также рост из р-ров и из тв. фазы. Напр., Н. к. К образуются при испарении К в вакууме; Si — при газофазной реакции SiCl4+2H2:«Si+4НСl; NaCl — из пересыщенного водного р-ра; Sn — из тв. фазы. Скорости роста Н. к. в длину во много раз больше, чем в случае обычных кристаллов (как правило, из газовой фазы ~0,01 мм/с, но могут достигать 1—2 см/с).
Рост Н. к. из газа или пара происходит по т. н. механизму пар — жидкость — кристалл. На вершине растущего кристалла находится капля р-ра кристаллизуемого в-ва в к.-л. др. в-ве (напр., при выращивании Н. к. Si капля р-ра Si в Au). Атомы Si из пара диффундируют сквозь каплю и осаждаются на границе жидкость — кристалл, а капля отодвигается, оставаясь всё время на вершине Н. к. Такой механизм объясняет мн. особенности роста Н. к. (в т. ч. роль примесей, к-рые инициируют их рост) и позволяет создать методы их управляемого выращивания для пром. производства. При росте Н. к. из р-ров и из тв. фазы существенную роль играют винтовые дислокации: вершина или основание растущего Н. к. имеет нарастающую ступеньку, воспроизводящую себя по мере поступления в-ва к поверхности Н. к. Хотя указанные механизмы в осн. объясняют процессы образования Н. к., отдельные особенности их роста пока полностью не выяснены.
Н. к. обладают рядом уникальных свойств: они практически не имеют дефектов и их прочность близка к теоретическому пределу, то есть может превосходить прочность обычных монокристаллов в 102—103 раз (см. табл.). Это даёт возможность изучать влияние сильных упругих деформаций на разл. физ. свойства кристаллов, напр. электросопротивление. Большой диапазон толщин и высокая хим. чистота Н. к. используются для исследования размерных эффектов. Сконструирован ряд приборов (миниатюрные термометры, тензодатчики и датчики Холла, дозиметрич. приборы), в к-рых Н. к. играют роль датчиков. В электронике Н. к. используются как высокоэффективные автоэмиссионные катоды (см. Автоэлектронная эмиссия). Н. к. используются и для создания высокопрочных к о м п о з и ц и о н н ы х м а т е р и а л о в.
• Бережкова Г. В., Нитевидные кристаллы, М., 1969; Гиваргизов Е. И., Рост нитевидных и пластинчатых кристаллов из пара, М., 1977.
Ю. А. Гайдуков, Е. И. Гиваргизов.
НОРМАЛЬНОЕ УСКОРЕНИЕ (центростремительное ускорение), составляющая ускорения точки при криволинейном движении, направленная по гл. нормали к траектории в сторону центра кривизны. При прямолинейном движении Н. у. равно нулю.
НОРМАЛЬНЫЕ ВОЛНЫ (собственные волны), бегущие гармонические волны в линейной динамич. системе с пост. параметрами, в к-рой можно пренебречь поглощением и рассеянием энергии. Н. в. явл. обобщением понятия нормальных колебаний на открытые области пр-ва и незамкнутые волноводные системы, в т. ч. на однородные и неоднородные безграничные среды, разл. типы волноводов и волн. каналов, струны, стерж-
469
ни, замедляющие системы, цепочки связанных осцилляторов (напр., LC-цепочки).
Совокупность Н. в. данной системы обладает след. св-вами. 1) Каждая Н. в. явл. свободным (без стороннего воздействия) движением системы и может быть возбуждена независимо от других Н. в. спец. выбором нач. условий. 2) Произвольный волн. процесс в системе без источников можно однозначно представить в виде суперпозиции Н. в. 3) Спектр частот Н. в. явл. сплошным, реальные процессы могут быть представлены в виде интегральных сумм Н. в. 4) В случае монохроматпч. процессов средний по периоду поток энергий равен сумме потоков энергии отдельных Н. в.
Понятие Н. в. применяется и к системам конечной протяжённости, где, однако, их следует рассматривать как вынужденные движения, возбуждаемые гармонич. источниками, распределёнными вне области наблюдения, а совокупность Н. в. должна быть дополнена спадающими от источников «ближними» полями.
В наиб. простом случае сред и волноводных систем, параметры к-рых не меняются вдоль нек-рого направления (напр., вдоль оси z), H. в. синусоидальны не только во времени, но и в пространстве и обладают неизменной поперечной структурой:
ai=Ai(r1, w) cos(wt-kzz), где w — циклич. частота, kz — продольное волн. число (с ним связаны продольная длина волны lz=2p/k2 и фазовая скорость vф=w/kz), ai — распределение амплитуды одного из компонентов волн. поля, зависящее только от поперечных к оси z координат r1. Связь между w и kz определяет дисперсионные св-ва Н. в. (см. Дисперсия волн) и, как правило, явл. неоднозначной — одному значению kz соответствует набор Н. в. с разными частотами. Н. в., частоты и волн. числа к-рых принадлежат отдельной непрерывной дисперсионной ветви многозначной функции w=w(kz), относятся к одной норм. моде системы (или просто моде). Моды различаются либо амплитудными и поляризац. структурами полей, либо физ. природой процессов.
В однородных безграничных средах Н. в. принято называть однородные плоские волны, распространяющиеся в произвольных направлениях. В изотропных средах волн. число k0 не зависит от направления распространения, а поляризация поперечных волн может быть произвольной. В анизотропных и гиротропных средах k0 зависит от направления распространения (соответственно различают обыкновенные и необыкновенные Н. в.). На рис. 1 приведены дисперсионные ветви Н. в. в изотропной неизотермич. плазме. Частотные спектры поперечных эл.-магн. и ленгмюровских волн
ограничены снизу электронной плазменной частотой wре, спектр ионнозвуковых волн ограничен сверху ионной плазменной частотой wpi; значения частот и волн. чисел, ограничивающих дисперсионную ветвь, наз. к р и т и ч е с к и м и для данной моды.
В экранированных волноводных системах (металлич. радиоволноводы, волноводы акустические, упругие пластины, звук. каналы в водоёмах с тв. дном и т. д.) существует дискретное множество мод, поля к-рых локализованы в поперечных сечениях отражающими границами (экранами).
Рис. 1. Дисперсия норм. волн в изотропной плазме: .1 — ветвь поперечных электромагнитных, 2 —ленгмюровских, 3 — ионно-звуковых волн.
Рис. 2. Дисперсия норм. волн в экраниров. системах: 1 — ветвь квазистатич. мод; h — декремент экспоненциально спадающих мод.
Структура мод определяется формой поперечных двухмерных норм. колебаний (kz=0, д/дz=0), а критич. частоты — собств. частотами этих колебаний wn, где n=1, 2, ... (рис. 2). При w<wn данной моде соответствуют экспоненциально спадающие или нарастающие поля.
В открытых волн. каналах поперечная локализация Н. в. основана на эффекте полного внутр. отражения либо на резких границах раздела сред (диэлектрич. волноводы, световоды), либо на плавных неоднородностях среды (звук. каналы в океане и атмосфере, ионосферные радиоканалы, каналы внутр. волн в океане и т. д.). Предельным случаем волн. каналов явл. поверхности раздела сред, вдоль к-рых могут распространяться поверхностные Н. в.
Значение Н. в. определяется их структурной устойчивостью по отношению к малым, а также к медленным и плавным изменениям параметров системы, что допускает широкое (хотя и не вполне строгое) обобщение понятия Н. в. на системы со слабыми потерями и нелинейными вз-ствиями. Метод Н. в, (т. е. разложение полей по Н. в.) применяется при изучении природных волн. явлений (эл.-магн., акустич., гидродинамических и т. д.) и при конструировании волн. технич. устройств.
• Горелик Г. С., Колебания и волны, 2 изд., М., 1959; Вайнштейн Л. А., Электромагнитные волны, М., 1957; Б р е х о в с к и х Л. М., Волны в слоистых средах, 2 изд., М., 1973; Завадский В. Ю., Вычисление волновых полей в открытых областях и волноводах, М., 1972.
М. А. Миллер, Г. В. Пермитин.
НОРМАЛЬНЫЕ КОЛЕБАНИЯ (нормальные моды), собственные (свободные) гармонич. колебания линейных динамич. систем с пост. параметрами, в к-рых отсутствуют как потери, так и приток извне колебат. энергии. Каждое Н. к. характеризуется определ. значением частоты, с к-рой осциллируют все элементы системы, и формой — распределением амплитуд и фаз по элементам системы. Линейно независимые Н. к., отличающиеся формой, но имеющие одну и ту же частоту, наз. вырожденными. Частоты Н. к. наз. собственными частотами системы.
В дискретных системах, состоящих из N связанных гармонич. осцилляторов (напр., механич. маятников, колебательных контуров), число Н. к. равно N. В распределённых системах (струна, мембрана, резонатор) существует бесконечное, но счётное множество Н. к. Произвольное свободное движение колебат. системы может быть представлено в виде суперпозиции Н. к.; при этом полная энергия движения распадается на сумму парциальных энергий, отдельных Н. к. Т. о., линейная система ведёт себя, как набор независимых гармонич. осцилляторов, к-рые могут быть выбраны в кач-ве обобщённых норм. координат, описывающих движение в целом. Однако в динамич. системах могут существовать и собств. движения, не сводящиеся к Н. к. (равномерные вращения, постоянные токи и др.).
При внеш. возбуждении системы Н. к. в значит. мере определяют её резонансные св-ва. Резонанс может возникнуть лишь в том случае, когда частота гармонич. внеш. воздействия близка к одной из собств. частот системы либо к их линейной комбинации, если внеш. воздействие меняет параметры системы (параметрический резонанс). При этом важным оказывается также и пространств. распределение воздействия — макс. эффект достигается при соблюдении не только временного, но и «пространственного синхронизма» (см. Нелинейная оптика).
В линейных системах с перем. параметрами при выполнении определ. условий также возможно представление движений в виде суперпозиции Н. к., отличающихся, однако, от гармонических. Понятие Н. к. может быть приближённо распространено на системы, содержащие неконсервативные и нелинейные элементы, если их воздействие приводит к медленным изменениям амплитуд и фаз квазигармонич. Н. к. (в масштабе периода самих Н. к. или периода биений между ними).
470
• Горелик Г. С., Колебания и волны, 2 изд., М., 1959; Крауфорд Ф., Волны, пер. с англ., М., 1974 (Берклеевский курс физики, т. 3).
М. А. Миллер, Г. В. Пермитин.
НОРМАЛЬНЫЕ УСЛОВИЯ, 1) условия применения средств измерений, при к-рых влияющие на их показания величины (темп-pa, питающее напряжение и др.) имеют норм. (установленные) значения или находятся в пределах норм. области значений. Н. у. указываются на шкалах средств измерений, в стандартах на них, технич. описаниях и инструкциях к использованию. Пределы допускаемых осн. погрешностей измерений устанавливаются для Н. у. Для электроизмерит. приборов за Н. у. часто принимают следующие: темп-pa— в пределах 20±2°С, питающее напряжение — указанное на шкале ±2%, частота — в пределах 49—51 Гц; 2) физ. условия, определяемые давлением р=101325 Па=760 мм рт.ст. (норм. атмосфера) и темп-рой 273,15К (0°С), при к-рых молярный объём газа V0=2,2414-10-2 м3/моль. Норм. ускорение свободного падения принимают равным gn= 9,80665 м/с2.
К. П. Широков.
НОРМАЛЬНЫЙ ТОН, основной тон музыкальной настройки. За Н. т. принят звук «ля» первой октавы с частотой 440 Гц. Воспроизводится он эталонным камертоном. По Н. т. устанавливают музыкальный строй инструментов.
НОРМАЛЬНЫЙ ЭЛЕМЕНТ, гальванич. элемент, служащий мерой эдс пост. тока. Применяется гл. обр. при измерениях электрич. величин, основанных на методе сравнения с мерой (см., напр., Потенциометр).
В кач-ве Н. э. наиболее распространены гальванич. элементы Вестона с жидким электролитом (насыщенные и ненасыщенные) и насыщенные без жидкого электролита (малогабаритные). Насыщенный Н. э.с жидким электролитом (рис.) позволяет воспроизводить эдс при темп-ре 20°С в диапазоне (1,018540—1,018730) В с погрешностью до 0,0005%. Изменение эдс за 1 год у Н. э. высшего класса точности не превышает 5 мкВ.
Устройство насыщенного гальванич. элемента Вестона: 1 — амальгама кадмия (10% Cd, 90% Hg); 2 — кристаллы сульфата кадмия 3CdSO4•8H2O; 3 — электролит (насыщенный водный р-р сульфата кадмия, содержащий избыток кристаллов); 4 — ртуть; 5 — паста из сульфата ртути Hg2SO4 (деполяризатор); 6 — герметичный стеклянный сосуд; 7 — платиновые выводы электродов.
Внутр. сопротивление не более 1000 Ом (при площади электродов 50 мм2 и
более). Наибольший допускаемый ток 0,1—1 мкА.
Ненасыщенные Н. э. (с водным р-ром CdSO4, к-рый при комнатной темп-ре ненасыщен) несколько уступают насыщенным Н. э. по воспроизводимости (1,018800—1,019600) В, погрешности (до 0,002%), стабильности (за 1 год до 20 мкВ для высшего класса точности); однако они менее чувствительны к механич. воздействиям и изменениям темп-ры, допускают протекание большего тока (0,5— 10 мкА), обладают меньшим внутр. сопротивлением (300—600 Ом). Находят применение в переносных электроизмерит. приборах.
Требования к Н. э. стандартизованы ГОСТом 1954—75.
• Основы электроизмерительной техники, М., 1972; Справочник по электроизмерительным приборам, 2 изд., Л., 1977.
В. П. Кузнецов.
НОСИТЕЛИ ЗАРЯДА (носители тока), общее название заряж. подвижных ч-ц или квазичастиц, способных обеспечивать прохождение электрич. тока через в-во. Чаще всего термин «Н. т.» применяется в физике твёрдого тела, где объединяет эл-ны проводимости и дырки (см. также Металлы, Полупроводники).
НОТТИНГЕМА ЭФФЕКТ, выделение теплоты на катоде при автоэлектронной эмиссии и поглощение теплоты
Энергия ξ эл-нов внутри и вне металла при наличии сильного электрич. поля; Dξ — область энергий эл-нов, участвующих в эмиссии.
при термоавтоэлектронной эмиссии, обусловленные разницей между ср. энергией эл-нов, подходящих к поверхности катода и покидающих его. При низкой темп-ре (при автоэлектронной эмиссии, рис., а) распределение эл-нов по энергиям практически не отличается от распределения Ферми при абс. нуле. Поэтому сквозь потенц. барьер U в вакуум уходят эл-ны, энергия к-рых несколько ниже уровня Ферми (на величину ~Dξ). При этом происходит нагревание эмиттера за счёт энергии эл-нов, приходящих из электрич. цепи на освобождающиеся уровни. В случае термоавтоэлектронной эмиссии (при высокой температуре) эл-ны уходят с уровней, лежащих выше уровня Ферми (рис., б). Заполнение этих уровней эл-нами, приходящими из цепи, приводит к охлаждению эмиттера. Открыт У. Б. Ноттингемом (W. В. Nottingham; США) в 1941.
• Nottingham W. В., «Phys. Rev.», 1941, т. 59, с. 906.
Л. А. Сена.
НУКЛЕОСИНТЕЗ (от лат. nucleus — ядро и греч. synthesis — соединение, составление), цепочка ядерных реакций, ведущая к образованию тяжёлых ат. ядер из других, более лёгких ядер. Теория Н. стремится объяснить распространённость (иногда говорят — обилие) хим. элементов и их изотопов в природе. На рис. приведена кривая относит. распространённости хим. элементов. Кривая построена на основе данных о составе земной коры, метеоритов, в-ва Луны, атмосфер Солнца и звёзд (по спектр. наблюдениям), солнечного ветра, космических лучей. Наиболее распространены элементы: Н, Не, С, О, Ne, Mg, Si, S, Ar и Fe; причём на долю водорода и гелия приходится 99,9% в-ва (по массе). Распространённость довольно резко падает до циркония (ат. номер 40), а затем снижается постепенно; ядра с чётным номером количественно преобладают над нечётными ядрами; ядра с числом протонов или нейтронов, равным 2, 8, 14, 20, 28, 50, 82 и 126 (магические ядра), примерно в 10 раз более распространены, чем соседние с ними элементы. Из числа немагич. ядер особенно обилен изотоп 56Fe и соседние с ним элементы (область «железного пика»), в то же время целый ряд ядер (т. н. обойдённые ядра): 74Se, 78Kr, 92Мо, 96Ru и др. имеет распространённость на два порядка меньшую, чем соседние ядра. Эти данные явл. пробным камнем для любой теории происхождения элементов, а также образования и эволюции звёзд, поскольку, согласно совр. взглядам, синтез элементов связан гл. обр. со звёздной стадией эволюции Вселенной. В недрах звёзд протекают термоядерные реакции, в результате к-рых водород и гелий, образовавшиеся на дозвёздной стадии развития Вселенной (в отношении 4Не/1Н»0,1 по числу атомов, см. Космология), превращаются в более тяжёлые элементы. В-во звёзд первого поколения, обогащённое тяжёлыми элементами, благодаря процессам истечения в-ва и взрывам звёзд рассеивается в межзвёздной среде и участвует затем в формировании звёзд второго поколения, в недрах к-рых продолжается синтез элементов.
В яд. астрофизике обычно выделяют след. процессы Н.: превращение водорода в гелий по реакциям водородного цикла и углеродного цикла, они служат источником энергии для звёзд главной последовательности, в т. ч. Солнца (см. Звёзды);, a-п р о ц е с с — совокупность термоядерных реакций, в результате к-рых три ядра гелия образуют ядро углерода 12С, этот углерод может далее реагировать с гелием, давая кислород 12С+4Не®16O, кислород с гелием — неон 20Ne и т. д. вплоть до кремния 28Si; е-п р о ц е с с — образование железа и соседних с ним элементов в области «железного пика» в условиях термодинамич. равновесия при Т ~ 3•109 —
471
Относителъная распространённость элементов (число атомов на 106 атомов Si) в зависимости от атомного номера.
1010 К. Таким путём создаются, по-видимому, лёгкие и средние элементы, включая элементы области «железного пика», за исключением нек-рых лёгких элементов, о к-рых будет сказано ниже. Более тяжёлые элементы образуются, скорее всего, в реакциях под действием нейтронов, а не заряж. ч-ц. Реакции между заряж. ч-цами требуют преодоления энергетич. (кулоновского) барьера. Реакции же под действием нейтронов не имеют энергетич. барьера, но сами нейтроны явл. продуктом др. ядерных процессов, и, как выяснилось при расчётах, малую распространённость ряда элементов можно объяснить нехваткой нейтронов, необходимых для их синтеза. Различают два вида реакций с нейтронами: s-п р о ц е с с — медленный захват нейтронов ядрами, при к-ром часть возникших ядер, неустойчивых относительно бета-распада, всегда распадается прежде, чем успеет присоединиться следующий нейтрон; за счёт s-процесса могут образовываться в выгоревших ядрах звёзд-гигантов элементы до 209Bi; r-п р о ц е с с — быстрый захват нейтронов, при к-ром образовавшееся ядро присоединяет неск. нейтронов до того, как становится настолько неустойчивым, что теряет способность захватывать нейтроны и распадается. Для эффективного протекания r-процесса плотность потока нейтронов должна достигать ~1024—1030 нейтрон/(см2•с), что возможно лишь в нач. момент вспышки сверхновой звезды. Особенно интенсивно Н. идёт при вспышках сверхновых звёзд, когда в межзвёздное пр-во выбрасывается много в-ва, содержащего элементы из области «железного пика» и соседних областей, и возникают ч-цы высоких энергий, в т. ч. нейтроны, участвующие в яд. реакциях. В результате r-процесса образуются богатые нейтронами тяжёлые элементы (в т. ч. U, Th) с массовыми числами до 270.
Грубо говоря, r-процессом создаются изотопы, богатые нейтронами, a s-npoцессом — изотопы с относительно большим числом протонов. Изотопы, к-рые не могут быть образованы никакой цепочкой нейтронных захватов (т. е. обойдённые ядра), обладают самым большим числом протонов. Предполагают, что они могли возникнуть при реакциях с участием протонов (р-п р о ц е с с ы). Наконец, образование дейтерия, лития, бериллия и бора связывают с х- п р о ц е с с о м — с реакциями скалывания, в к-рых лёгкие ч-цы (протоны и др.) первичных косм. лучей, сталкиваясь с тяжёлыми ядрами, выбивают из них лёгкие осколки (ядра D, Li, Be, В). Имеются веские основания считать, что обойдённые ядра и указанные выше лёгкие ядра также возникают в процессах нейтринного Н., к-рый возможен в окрестности звёзд, испытывающих гравитац. коллапс и излучающих мощные потоки нейтрино. Ряд минимумов на кривой распространённости элементов в области средних ядер (Ga, As и др.) связан, по-видимому, с недостаточной мощностью природных источников нейтронов. Прямое подтверждение теории Н. должна дать нейтринная астрономия, т. к. по потокам нейтрино из недр Солнца и звёзд можно судить о характере и интенсивности протекающих там термоядерных и ядерных реакций.
• Бербидж Дж., Ядерная астрофизика, пер. с англ., М., 1964; Соботович Э. В., Изотопная космохимия, М., 1974; Т е й л е р Р. Дж., Происхождение химических элементов, пер. с англ., М., 1975.
НУКЛИДЫ, общее назв. ат. ядер, отличающихся числом нейтронов N и протонов Z, Н. с одинаковыми Z и разными N наз. изотопами.
НУКЛОННЫЕ ИЗОБАРЫ, то же, что барионные резонансы с нулевой странностью.
НУКЛОНЫ (от лат. nucleus — ядро), общее наименование для протонов и нейтронов — ч-ц, из к-рых построены все ядра атомные. См. также Изотопическая инвариантность.
НУЛЕВАЯ ЭНЕРГИЯ, разность между энергией осн. состояния квантовомеханич. системы и энергией, соответствующей минимуму потенц. энергии системы. Существование Н. э. явл. следствием неопределённостей соотношения. В классич. механике считалось, что ч-ца может находиться в точке, отвечающей минимуму потенц. энергии, обладая одновременно нулевой кинетич. энергией. В этом случае ч-ца находится в состоянии устойчивого равновесия и имеет миним. энергию, равную потенц. энергии в точке равновесия. Вследствие квантовомеханич. соотношения неопределённостей для координаты (х) и импульса (р): DpDx ~ ћ локализация ч-цы (Dx®0) вблизи минимума потенциала приводит к большому значению ср. кпнетич. энергии ч-цы из-за большого разброса в значениях импульса (Dp ~ ћ/Dx). С другой стороны, уменьшение степени локализации ч-цы (Dx¹0) приводит к увеличению ср. потенц. энергии, т. к. ч-ца проводит значит. время в области пр-ва, где потенциал превышает миним. значение. Энергия осн. уровня соответствует наименьшей возможной энергии квантовомеханич. системы, совместимой с соотношением неопределённостей.
Наличие Н. э.— общее св-во связанных систем микрочастиц. Система не может перейти в состояние с энергией, меньшей Н. э., без изменения
своей структуры.
С. С. Герштейн.
НУЛЕВОЙ ЗВУК, особого рода колебания, к-рые могут распространяться в квант. жидкостях (ферми-жидкостях, напр. в жидком 3Не) при темп-pax, очень близких к абс. нулю. Н. з. связан с отклонением ф-ции распределения существующих в ферми-жидкости элем. возбуждений (квазичастиц) от равновесного значения. Скорость Н.. з. с0 не совпадает со скоростью обычного звука с, к-рая определяется сжимаемостью жидкости, причём с0>с. Н. з. был предсказан Л. Д. Ландау (1957) на основе общей теории ферми-жидкости, экспериментально обнаружен в жидком 3Не амер. физиками в 1966. В температурном интервале от 2 до 100 мК и давлении 0,32 атм ср. значение с составило 187,9 м/с, а с0=194,4 м/с (на частотах 15,4 и 45,5 МГц). Н. з. может возникать также в металлах, эл-ны в к-рых образуют заряженную ферми-жидкость.
• Абель В. Р., А н д е р с о н А. К., У и т л и Дж. К., Распространение нулевого звука в жидком Не3 при низких температурах, пер. с англ., «УФН», 1967, т. 91, в. 2. См. также лит. при ст. Квантовая жидкость,
НУЛЕВОЙ МЕТОД ИЗМЕРЕНИЙ, одна из разновидностей метода сравнения с мерой, в к-рой на нулевой прибор воздействует сигнал, пропорц. разности между измеряемой величиной и известной величиной, причём эту разность доводят до нуля. Для вое-
472
произведения физ. величин определ. размера, служащих для сравнения, в Н. м. и. применяют меры этих величин. Примеры Н. м. и.: измерения массы при помощи гирь на рычажных весах, измерения электрич. величин (эдс, напряжения, ёмкости, сопротивления и др.), а также неэлектрич. величин, преобразованных в электрические (темп-ры, давления, деформаций и т. д.) с применением потенциометров и измерит. мостов (см. также Компенсационный метод измерений). Уравновешивание прибора сравнения может быть автоматизировано.
• Маликов С. Ф., Тюрин Н. И., Введение в метрологию, 2 изд., М., 1966; Карандеев К. Б., Специальные методы электрических измерений, М.—Л., 1963.
К. П. Широков.
НУЛЕВОЙ ПРИБОР (нуль-индикатор), прибор для обнаружения неравенства сравниваемых величин при нулевом методе измерений. В качестве Н. п. могут применяться гальванометры, электрометры, электронно-лучевые трубки и др. устройства.
НУССЕЛЬТА ЧИСЛО [по имени нем. физика В. Нуссельта (W. NuSelt)], безразмерный параметр, характеризующий интенсивность конвективного теплообмена между поверхностью тела и потоком газа (жидкости) в случае вынужденной и естественной конвекции. Н. ч. Nu=al/l, где a=Q/DTS — коэфф. теплообмена, Q — кол-во теплоты, отдаваемой (или получаемой) поверхностью тела в единицу времени, DT>0 — разница между темп-рой поверхности тела и темп-рой газа (жидкости) вне пограничного слоя, S — площадь поверхности, I — характерный размер, l — коэфф. теплопроводности газа.
НУТАЦИЯ (от лат. nutatio — колебание), происходящее одновременно С прецессией движение тв. тела, при к-ром изменяется
угол между осью собств. вращения тела и осью, вокруг к-рой происходит прецессия; этот угол наз. углом Н. (см. Эйлеровы углы). У гироскопа (волчка) , движущегося под действием силы тяжести Р (рис.), Н. представляет собой колебания оси гироскопа, амплитуда и период к-рых тем меньше, а частота тем больше, чем больше угловая скорость его собств. вращения W. При больших W амплитуда q1-q0 и период t Н. приближённо равны:
где q0 и q1 — пределы изменения угла Н. q, а — расстояние от неподвижной точки до центра тяжести, Iz — момент инерции гироскопа относительно его оси симметрии, Ix — момент инерции относительно оси, перпендикулярной к оси симметрии и проходящей через неподвижную точку.
Под Н. гироскопич. системы (механич. системы, содержащей гироскоп) понимают то периодич. изменение углов, определяющих положение системы, к-рое происходит с малыми амплитудами и большими частотами. Из-за наличия сопротивлений (трения) нутац. колебания довольно быстро затухают, после чего гироскоп (или гироскопич. система) совершает чисто прецессионное движение, С. М. Тарг.
НЬЮТОН (Н, N), единица СИ силы. Названа в честь англ. учёного И. Ньютона (I. Newton). 1 Н — сила, сообщающая телу массой 1 кг ускорение 1 м/с2 в направлении действия силы.
1 Н=105 дин=0,102 кгс.
НЬЮТОНА ЗАКОН ТЯГОТЕНИЯ (всемирного тяготения закон), см. в ст. Тяготение.
НЬЮТОНА ЗАКОНЫ МЕХАНИКИ, три закона, лежащие в основе т. н. классич. механики или механики Ньютона. Сформулированы И. Ньютоном (1687). Первый закон: «Всякое тело продолжает удерживаться в своём состоянии покоя или равномерного и прямолинейного движения, пока и поскольку оно не понуждается приложенными силами изменить это состояние». Второй закон: «Изменение количества движения пропорционально приложенной движущей силе и происходит по направлению той прямой, по которой эта сила действует». Третий закон: «Действию всегда есть равное и противоположное противодействие, иначе, взаимодействия двух тел друг на друга между собой равны и направлены в противоположные стороны». Н. з. м. появились как результат обобщения многочисл. наблюдений, опытов и теоретич. исследований итал. учёного Г. Галилея, голл. учёного X. Гюйгенса, И. Ньютона и др.
Согласно совр. представлениям и терминологии, в первом и втором законах под телом следует понимать материальную точку, а под движением — движение относительно инерциальной системы отсчёта. Матем. выражение второго закона в классич. механике имеет вид:
d(mv)dt=F или тw=F,
где m — масса точки, v— её скорость, w — ускорение, t — время, F — действующая сила (см. Динамика).
Н. з. м. перестают быть справедливыми для движения объектов очень малых размеров, сравнимых с размерами атомов (напр., элем. ч-цы), и при движениях со скоростями, близкими к скорости света. См. Квантовая механика, Относительности теория.
• Галилей Г., Беседы и математические доказательства, касающиеся двух новых отраслей науки, относящихся к механике и местному движению, Соч., [пер. с лат.], т. 1,
М.—Л., 1934; Ньютон И., Математические начала натуральной философии, пер. с лат., в кн.: Крылов А. Н., Собр. трудов, т. 7, М.—Л., 1936. См. также лит. при ст. Механика.
С. М. Тарг.
НЬЮТОНА КОЛЬЦА, интерференционные полосы равной толщины в форме колец, расположенных концентрически вокруг точки касания двух сферич. поверхностей либо плоскости и сферы. Впервые описаны в 1675 И. Ньютоном. Интерференция света происходит в тонком зазоре (обычно воздушном), разделяющем соприкасающиеся поверхности; этот зазор играет роль тонкой плёнки (см. Оптика тонких слоев).
Рис. 1. Кольца Ньютона в отражённом свете.
Н. к. наблюдаются и в проходящем, и — более отчётливо — в отражённом свете. При освещении монохроматич. светом длины волны l Н. к. представляют собой чередующиеся тёмные и светлые полосы (рис. 1). Светлые возникают в местах, где разность фаз между прямым и дважды отражённым лучом (в проходящем свете) или между лучами, отражёнными от обеих соприкасающихся поверхностей (в отражённом свете), равна 2np (n=1, 2, 3, ...) (т. е. разность хода Dm равна чётному числу полуволн). Тёмные кольца образуются там, где разность фаз равна (2n+1)p. Разность фаз лучей определяется толщиной зазора dm с учётом изменения фазы световой волны при отражении (см. Отражение света). Так, при отражении от границы воздух — стекло фаза меняется на л, а при отражении от границы стекло — воздух фаза остаётся неизменной. Поэтому в случае двух стеклянных поверхностей (рис. 2), с учётом различий в условиях отражения от нижней и верхней поверхности зазора (потеря полуволны), m-е тёмное кольцо образуется, если Dm=2dm+l/2=(2m+1)l/2, т. е. при толщине зазора dm=ml/2.
Рис. 2. Схема образования колец Ньютона: О — точка касания сферич. радиуса R и плоской поверхности; dm — толщина возд. зазора в области образования кольца
Радиус rm m-го кольца определяется из треугольника А'О'С: rm=R2-(R-dm)2 »2Rdm. Откуда rm=Ö(2Rdm), а для тёмного m-го кольца rm=Ö(Rml). Это соотношение позволяет с хорошей точностью определятьlпо измерениям
473
rm. Если l известна, Н. к. можно использовать для измерения радиусов поверхностей линз и контроля правильности формы сферич. и плоских поверхностей. При освещении немонохроматическим (напр., белым) светом Н. к. становятся цветными. Наиболее отчётливо Н. к. наблюдаются при малой толщине зазора (т. е. при использовании сферич. поверхностей больших радиусов).
• Шишловский А. А., Прикладная физическая оптика, М., 1961; Дитчберн Р., Физическая оптика, пер. с англ., М., 1965. А., П. Гагарин.
НЬЮТОН-МЕТР (Н•м, N•m), единица СИ момента силы и момента пары сил. 1 Н•м —момент силы, равной
1 Н, относительно точки, расположенной на расстоянии 1 м от линии действия силы. 1 Н•м=107 дин•см=0,102 кгс•м.
НЬЮТОНОВСКАЯ ЖИДКОСТЬ (вязкая жидкость), жидкость, подчиняющаяся при своём течении закону вязкого трения Ньютона (1684). Для прямолинейного ламинарного течения этот закон устанавливает наличие линейной зависимости (прямой пропорциональности) между касательным напряжением t в плоскостях соприкосновения слоев жидкости и производной от скорости течения v по направлению нормали n к этим плоскостям, т. е. t=mdv/dn, где m— динамич. коэфф. вязкости. В общем случае пространств.
течения для Н. ж. имеет место линейная зависимость между тензорами напряжений и скоростей деформации. Св-вами Н. ж. обладают большинство жидкостей (вода, смазочное масло и др.) и все газы. Течение Н. ж. изучается в гидроаэромеханике. Жидкости, для к-рых указанные выше зависимости не явл. линейными, наз. н е н ь ю т о н о в с к и м и. К ним относится, напр., ряд суспензий и р-ров полимеров. Течение неньютоновских жидкостей изучается в реологии.
НЬЮТОН-СЕКУНДА (Н•с, N•s), единица СИ импульса силы. 1 Н•с — импульс силы, равной 1 Н и действующей в течение 1 с. 1 Н•с=105 дин•с=0,102 кгс•с.