РАБИ МЕТОД [по имени амер. физика И. А. Раби (I. I. Rabi)], резонансный метод исследования магн. моментов ядер, атомов и молекул и внутримол. вз-ствий в молекулярных и атомных пучках. Резонансное высокочастотное магн. поле, через к-рое пролетают ч-цы, вызывает переориентацию магн. моментов, обнаруживаемую по изменению их траекторий в неоднородном магн. поле.
РАБОТА силы, мера действия силы, зависящая от численной величины и направления силы и от перемещения точки её приложения. Если сила F численно и по направлению постоянна, а перемещение М0М1 прямолинейно (рис. 1), то P. A = F•s•cosa, где s=M0M1, a — угол между направлениями силы и перемещения. Когда a<90°, Р. силы положительна, при 180°³a>90° — отрицательна, а при a=90°, т. е. когда сила перпендикулярна перемещению, А=0. Единицы измерения Р.: джоуль (в СИ), 1 эрг=10-7 Дж и килограмм-сила на метр (1 кгс•м=9,81 Дж).
В общем случае для вычисления Р. силы вводится понятие элементарной работы dA=Fdscosa, где ds — элем. перемещение, a — угол между направлениями силы и касательной к траектории точки её приложения, направленной в сторону перемещения (рис. 2). В декартовых координатах
dA=Fxdx+Fydy+Fzdz, (1) где Fx, Fy, Fz — проекции силы на координатные оси, х, у, z — координаты точки её приложения. В обобщённых координатах
dA=SQidqi. (2)
где qi — обобщённые координаты, Qi — обобщённые силы. Для сил, действующих на тело, имеющее неподвижную ось вращения, dA=Mzdj, где Mz — сумма моментов сил относительно оси вращения z, j — угол поворота. Для сил давления dA=pdV, где р — давление, V — объём.
Р. силы на конечном перемещении определяется как интегральная сумма элементарных Р. и при перемещении М0М1 выражается криволинейным интегралом:
A=∫M0M1)(Fcosa)ds или
A=∫M0M1(Fxdx + Fydy + Fzdz). (3)
Для потенциальных сил dA=-dП и А= П0-П1, где П0 и П1 — значения потенциальной энергии П в нач. и конечном положениях системы; в этом случае Р. не зависит от вида траекторий точек приложения сил. При движении механич. системы сумма работ всех действующих сил на нек-ром перемещении равна изменению её кинетической энергии Т, т. е. SАi=T1-T0. Понятие «Р. силы» широко используется в механике, а также в др. областях физики и в технике.
С. М. Тарг.
Р. в термодинамике — обобщение понятия «Р. в механике» [выраженного в дифф. форме (2)]. Обобщённые координаты в термодинамике -это внеш. параметры термодинамич. системы (объём, напряжённость внеш. магн. или электрич. поля и т. п.), а обобщённые силы (давление и др.) — величины, зависящие не только от координат, но и от внутр. параметров системы (темп-ры или энтропии). Р. термодинамич. системы над внеш. телами заключается в изменении состояния этих тел и определяется кол-вом энергии, передаваемой системой внеш. телам при изменении внеш. параметров системы. В квазистатических (т. е. бесконечно медленных) адиабатических процессах Р. равна изменению внутренней энергии системы, в квазистатич. изотермических процессах — изменению Гельмгольца энергии. В ряде случаев Р. может быть выражена через др. потенциалы термодинамические. В общем случае величина Р. при переходе системы из нач. состояния в конечное зависит от способа (пути), каким осуществляется этот переход. Это означает, что бесконечно малая (элементарная) Р. системы не явл. полным дифференциалом к.-л. функции состояния системы; поэтому элем. Р. обозначают обычно не dA (как полный дифференциал), а dА. Зависимость Р. от пути приводит к тому, что для кругового процесса, когда система вновь возвращается в исходное состояние, Р. системы может оказаться не равной нулю, что используется во всех тепловых двигателях. Работа внеш. сил над системой dА=-dA, если энергия вз-ствия системы с внеш. телами не меняется в процессе совершения Р. Примерами Р. при изменении одного из внеш. параметров системы могут служить: Р. сил давления р при изменении объёма V системы dA=pdV, Р. сил поверхностного натяжения при изменении поверхности системы dA=-sdS (s — коэфф. поверхностного натяжения, dS — элемент поверхности); Р. намагничивания системы dA=-HdJ (H — напряжённость внеш. магн. поля, J — намагниченность в-ва) и т. д. Р. системы в неравновесном (необратимом) процессе всегда меньше, чем в равновесном.
• Леонтович М. А., Введение в термодинамику, 2 изд., М.—Л., 1952; Р е й ф Ф., Статистическая физика, пер. с англ., М., 1972 (Верклеевский курс физики, т. 5).
Г. Я. Мякишев.
РАБОТА ВЫХОДА, энергия Ф, к-рую необходимо затратить для удаления эл-на из твёрдого или жидкого в-ва в вакуум (в состояние с равной нулю кинетич, энергией). Р. в. Ф=еj, где j — потенциал Р. в., е — абс. величина электрич. заряда электрона. Р. в. равна разности между мин. энергией эл-на в вакууме и Ферми энергией эл-нов внутри тела. Если электростатич. потенциалы в вакууме jвак, в толще в-ва jоб, а ξF — энергия Ферми, отсчитываемая от энергии неподвижного эл-на в точке вакуума, где потенциал равен jвак, то Р. в. (в случае однородной поверхности)
Ф=e(jоб-jвак)-ξF.
В приповерхностной области любого тела образуется двойной электрич. слой. Он возникает даже на идеально чистой поверхности кристалла в результате того, что «центр тяжести» плотности эл-нов в поверхностной крист. ячейке не совпадает с плоскостью, в к-рой расположены ионы. При этом
jвак-jоб=4pPS. где PS — дипольный момент двойного слоя, приходящийся на ед. площади поверхности (РS>0, если дипольный момент направлен наружу). Р. в.— характеристика поверхности тела: грани одного и того же кристалла, образованные разными кристаллографич. плоскостями или покрытые разными в-вами, имеют разные РS и разную Р. в. Вблизи этих поверхностей jвак также не совпадают и между поверхностями возникают контактная разность потенциалов и электростатич. поле.
В металлах при низких темп-рах уровень Ферми совпадает с самым высоким заполненным энергетич. уровнем эл-нов и Р. в. имеет смысл наименьшей энергии, требуемой для удаления эл-на в вакуум. В полупроводниках такой смысл Р. в. придавать нельзя. В металлах двойной электрич. слой сосредоточен на самой поверхности и толщина его — порядка межатомного расстояния. В ПП заряд одного знака находится на поверхности (эл-ны или дырки в поверхностных состояниях), а заряд противоположного ' знака распределён в слое, толщина к-рого зависит от концентраций примесей и темп-ры и может достигать многих тыс. межатомных расстояний.
600
РАБОТА ВЫХОДА (в эВ) НЕКОТОРЫХ ПОЛИКРИСТАЛЛИЧЕСКИХ МЕТАЛЛОВ, Q1=0, Q2=0, . . ., Qs=0. (2)
ПП И ОТДЕЛЬНЫХ ГРАНЕЙ МОНОКРИСТАЛЛА ВОЛЬФРАМА
Р. в. может быть сильно изменена адсорбцией разл. атомов или молекул на поверхности (адсорбированные ч-цы изменяют РS). Атомы металлов с малой энергией ионизации (напр., Cs) при адсорбции приобретают дипольный момент, направленный в сторону вакуума, и снижают Р. в. Покрытие Cs уменьшает Р. в. для нек-рых металлов и ПП до 1 эВ (4—6 эВ в отсутствие Cs, см. табл.).
В ПП с гомополярными межатомными связями (Ge, Si и т. п.) Р. в. практически не изменяется даже при сильном изменении ξF в объёме кристалла (при изменении темп-ры или введении примеси): изменение ξF вызывает такое изменение заполнения поверхностных состояний эл-нами и, следовательно, такое изменение jоб — jвак, к-рое компенсирует изменение ξF. Плотность состояний на чистых поверхностях ионных ПП в области запрещённой зоны невелика и допускает изменение Р. в. с изменением положения уровня Ферми в объёме ПП (напр., введением примесей).
Абс. величину Р. в. измеряют по кол-ву теплоты, к-рое нужно подводить к телу при отборе из него термоэмиссионного тока (см. Термоэлектронная эмиссия), чтобы темп-ра тела оставалась неизменной; по температурной зависимости и полной величине термоэмиссионного тока, а в металлах и вырожденных ПП — также по красной границе фотоэлектронной эмиссии. Контактная разность потенциалов Uк двух тел равна разности их Р. в.; измеряя Uк между исследуемой поверхностью и эталонной, находят и Р. в. первой.
•Добрецов Л. Н., Гомоюнова М. В., Эмиссионная электроника, М., 1966; Ривьере X., Работа выхода. Измерения и результаты, в сб.: Поверхностные свойства твердых тел, под ред. М. Грина, М., 1972; Фоменко В. С., Эмиссионные свойства материалов, К., 1981.
РАБОТОСПОСОБНОСТЬ, термин, применяемый в технической термодинамике для обозначения макс. работы, к-рую может совершить система при переходе из данного состояния в равновесие с окружающей средой.
РАБОЧИЕ СРЕДСТВА ИЗМЕРЕНИЙ, применяются для практич. измерений при науч. исследованиях, в произ-ве и др. областях. Этим они отличаются от образцовых средств измерений, применяемых только для поверки др. средств измерений.
РАВНОВЕСИЕ МЕХАНИЧЕСКОЙ СИСТЕМЫ, состояние механич. системы, находящейся под действием сил, при к-ром все её точки покоятся по отношению к рассматриваемой системе
отсчёта. Если система отсчёта явл. инерциальной (см. Инерциальная система отсчёта), равновесие наз. абсолютным, а если неинерциальной, то относительным. Изучение условий Р. м. с.— одна из осн. задач статики. Условия Р. м. с. имеют вид равенств, связывающих действующие силы и параметры, определяющие положения системы; число этих условий равно числу степеней свободы системы. Условия относит. Р. м. с. составляются так же, как и условия абс. равновесия, но к действующим на точки силам прибавляют соответствующие переносные силы инерции. Условия равновесия свободного тв. тела состоят в равенстве нулю сумм проекций сил на три координатные оси Oxyz и сумм моментов всех приложенных к телу сил относительно этих осей, т. е.
При выполнении условий (1) тело будет по отношению к данной системе отсчёта находиться в покое, если скорости всех его точек относительно этой системы в момент начала действия сил были равны нулю. В противном случае тело при выполнении условий (1) будет совершать т. н. движение по инерции, напр. двигаться поступательно, равномерно и прямолинейно. Если тв. тело не явл. свободным (см. Связи механические), то условия его равновесия дают те из равенств (1) (или их следствий), к-рые не содержат реакций наложенных связей; остальные равенства дают ур-ния для определения неизвестных реакций. Напр., для тела, имеющего неподвижную ось вращения Oz, условием равновесия будет Smz(Fk)=0; остальные равенства (1) служат для определения реакций подшипников, закрепляющих ось. Если тело закреплено наложенными связями жёстко, то все равенства (1) дают ур-ния для определения реакций связей.
Согласно отвердевания принципу, равенства (1), не содержащие реакций внеш. связей, дают одновременно необходимые (но недостаточные) условия равновесия любой механич. системы и, в частности, деформируемого тела. Необходимые и достаточные условия равновесия любой механич. системы могут быть найдены с помощью возможных перемещений принципа. Для системы, имеющей s степеней свободы, эти условия состоят в равенстве нулю соответствующих обобщённых сил:
Из состояний равновесия, определяемых условиями (1) или (2), практически реализуются лишь те, к-рые явл. устойчивыми (см. Устойчивость равновесия). Равновесия жидкостей и газов рассматриваются в гидростатике и фэростатике.
С. М. Тарг.
РАВНОВЕСИЕ СТАТИСТИЧЕСКОЕ, состояние замкнутой статистич. системы, в к-ром ср. значения всех физ. величин, характеризующих состояние, не зависят от времени. Р. с.— одно из осн. понятий статистической физики, играющее такую же роль, как равновесие термодинамическое в термодинамике. Р. с. не явл. равновесным в механич. смысле, т. к. в системе при этом постоянно возникают малые флуктуации физ. величин около ср. значений. Теория Р. с. даётся в статистич. физике, к-рая описывает его при помощи разл. Гиббса распределений (микроканонич., канонич. или большого канонического) в зависимости от типа контакта системы с окружающей средой, запрещающего или допускающего обмен с ней энергией или ч-цами. В теории неравновесных процессов важную роль играет понятие неполного Р. с., при к-ром параметры, характеризующие состояние системы, очень слабо зависят от времени. Широко применяется понятие локального Р. с., при к-ром темп-ра и химический потенциал в малом элементе объёма зависят от времени и пространств. координат её ч-ц. См. Кинетика физическая.
Д. Н. Зубарев.
РАВНОВЕСИЕ ТЕРМОДИНАМИЧЕСКОЕ, состояние термодинамич. системы, в к-рое она самопроизвольно приходит через достаточно большой промежуток времени в условиях изоляции от окружающей среды. При Р. т. в системе прекращаются все необратимые процессы, связанные с диссипацией энергии: теплопроводность, диффузия, хим. реакции и др. В состоянии Р. т. параметры системы не меняются со временем (строго говоря, те из параметров, к-рые не фиксируют заданные условия существования системы, могут испытывать флуктуации — малые колебания около своих ср. значений). Изоляция системы не исключает определённого типа контактов со средой (напр., теплового контакта с термостатом, обмена с ним в-вом). Изоляция осуществляется обычно при помощи неподвижных стенок, непроницаемых для в-ва (возможны также случаи подвижных стенок и полупроницаемых перегородок). Если стенки не проводят теплоты (как, напр., в сосуде Дьюара), то изоляция наз. адиабатической. При теплопроводящих (д и а т е р м и ч е с к и х) стенках между системой и внеш.
601
средой, пока не установилось Р. т., возможен теплообмен. При полупроницаемых для в-ва стенках Р. т. наступает, когда в результате обмена в-вом между системой и внеш. средой выравниваются химические потенциалы, среды и системы. Переход системы в Р. т. наз. релаксацией.
Одно из условий Р. т.— механич. равновесие, при к-ром невозможны никакие макроскопич. движения частей системы, но поступат. движение и вращение системы как целого допустимы. В отсутствие внеш. полей и вращения системы условием её м е х а н и ч е с к о г о р а в н о в е с и я явл. постоянство давления во всём объёме системы. Др. необходимые условия Р. т.— постоянство темп-ры и хим. потенциала в объёме системы, они определяют т е р м и ч е с к о е и х и м и ч е с к о е р а в н о в е с и е системы.
Достаточные условия Р. т. (у с л о в и я у с т о й ч и в о с т и) могут быть получены из второго начала термодинамики; к ним, напр., относятся: возрастание давления при уменьшении объёма (при пост. темп-ре) и положит. значение теплоёмкости при пост. давлении. В общем случае система находится в Р. т. тогда, когда термодинамич. потенциал системы, соответствующий независимым в данных условиях переменным, минимален (см. Потенциалы термодинамические), а энтропия — максимальна.
• Леонтович М. А., Введение в термодинамику, 2 изд., М.—Л., 1952; К у б о Р., Термодинамика, пер. с англ., М., 1970; Мюнстер А., Химическая термодинамика, пер. с нем., М., 1971.
Д. Н. Зубарев.
РАВНОВЕСИЯ СОСТОЯНИЕ колебательной системы, состояние динамич. системы, к-рое не изменяется во времени. Р. с. могут быть устойчивыми, неустойчивыми и безразлично-устойчивыми. Движение системы вблизи положения равновесия (при малом от него отклонении) может быть существенно разным в зависимости от характера типа) Р. с.
Для систем с одной степенью свободы, если Р. с. устойчиво, при малом возмущении (отклонении) система возвращается к нему, совершая затухающие колебания (на фазовой плоскости — см. Фазовое пространство — такому движению соответствует устойчивый фокус; рис 1, а), или апериодически (устойчивый узел; рис. 2, а). Вблизи неустойчивого Р. с. малые отклонения нарастают, совершая колебания
(неустойчивый фокус; рис. 1, б), или апериодически (неустойчивый узел; рис. 2, б); вблизи седлового Р. с. (рис. 3) возможно вначале приближение к Р. с., а затем уход. Наконец, в случае безразлично-устойчивого Р. с. (центр; рис. 4) малые отклонения приводят к незатухающим колебаниям вблизи Р. с. Для систем с неск. степенями свободы движение вблизи Р. с. может быть более сложным и существенно зависеть от характера нач. отклонения. Движение динамич. системы вблизи Р. с. чаще всего описывается линеаризованными ур-ниями, имеющими решение в виде суммы экспонент aelit с комплексными (в общем случае) характеристич. показателями li. Р. с. устойчиво, если действит. части всех характеристич. показателей отрицательны (Reli<0); если же имеется хотя бы один li с положительной действительной частью, то Р. с. неустойчиво. Если же часть характеристич. показателей имеет Reli=0, а для остальных Reli<0, то исследование устойчивости становится более сложным. Для систем с одной степенью свободы (напр., матем. маятник) этих показателей два: l1 и l2. В зависимости от их величины на фазовой плоскости системы возможны четыре типа Р. с.: узел (Iml1,2=0, Rel1•Rel2>0) — рис. 2, фокус (Iml1,2¹0, Rel1=Rel2¹0) — рис. 1, седло (Iml1,2=0, Rel1•Rel2<0) — рис. 3 и центр (Iml1,2¹0, Rel1=Rel2=0) — рис. 4.
• Андронов А. А., Витт А. А., Хайкин С. Э., Теория колебаний, [3 изд.], М., 1981; Меркин Д. Р., Введение в теорию устойчивости движения, 2 изд., М., 1976.
М. И. Рабинович.
РАВНОВЕСНОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ, тепловое излучение, находящееся в термодинамич. равновесии с в-вом. Р. и.— излучение абсолютно чёрного тела. Спектр Р. и. не зависит от состава в-ва излучающей системы и определяется только темп-рой, одинаковой для всех частей системы (см. Планка закон излучения).
РАВНОВЕСНЫЙ ПРОЦЕСС (квазистатический процесс) в термодинамике, процесс перехода термодинамич. системы из одного равновесного состояния в другое, столь медленный, что все промежуточные состояния можно рассматривать как равновесные, т. е. характеризующиеся очень медленным (в пределе — бесконечно медленным) изменением термодинамич. параметров состояния. Р. п.— одно из осн. понятий термодинамики равновесных процессов. Всякий Р. п. явл. обратимым процессом и, наоборот, любой обратимый процесс явл. равновесным.
РАВНОДЕЙСТВУЮЩАЯ системы сил, сила, эквивалентная данной системе сил и равная их геом. сумме: R=SFk. Система сил, приложенных в одной точке, всегда имеет Р., если R¹0. Любая другая система сил, приложенных к телу, если R¹0, имеет Р., когда главный момент этой системы или равен нулю, или перпендикулярен R. В этом случае замена системы сил их Р. допустима лишь тогда, когда тело можно рассматривать как абсолютно твёрдое, и недопустима, напр., при определении внутр. усилий или решении др. задач, требующих учёта деформации тела. Примеры систем сил, не имеющих Р.,— пара сил или две силы, не лежащие в одной плоскости.
РАВНОМЕРНОЕ ДВИЖЕНИЕ, движение точки, при к-ром численная величина её скорости v постоянна. Путь, пройденный точкой при Р. д. за промежуток времени t, равен s=vt. Тв. тело может совершать п о с т у п а т е л ь н о е Р. д., при к-ром всё сказанное относится к каждой точке тела, равномерное вращение вокруг неподвижной оси, при к-ром угловая скорость тела w постоянна, а угол поворота тела j=wt, и равномерное винтовое движение.
РАВНОПЕРЕМЕННОЕ ДВИЖЕНИЕ, движение точки, при к-ром её касательное ускорение wt (в случае прямолинейного Р. д. всё ускорение w) постоянно. Скорость v, к-рую имеет точка через время t после начала движения, и её расстояние s от нач. положения, измеренное вдоль дуги траектории, определяются при Р. д. равенствами: v= v0+wtt, s=v0t+wtt2/2, где v0 — нач. скорость точки. Когда знаки v и wt одинаковы, Р. д. явл. ускоренным, а когда разные - - замедленным.
Тв. тело может совершать поступательное Р. д., при к-ром всё сказанное относится к каждой точке тела, и равнопеременное вращение вокруг неподвижной оси, при к-ром угловое ускорение тела e постоянно, а угловая скорость w и угол поворота тела j равны:w=w0+et, j=w0t+et2/2, где w0 — нач. угловая скорость.
РАВНОРАСПРЕДЕЛЕНИЯ ЗАКОН, закон классич. статистической физики, утверждающий, что для статистич. системы в состоянии термодина-
602
мич. равновесия на каждую трансляц. и вращат. степень свободы приходится в среднем кинетич. энергия kT/2, а на каждую колебат. степень свободы — в среднем энергия kT (где Т -абс. темп-ра системы, k — Больцмана постоянная). Р. з.— приближённый закон; он нарушается в тех случаях, когда становятся существенными квант. эффекты (а в случае колебат. степеней свободы — также и ангармоничность колебаний). Р. з. позволяет легко оценить предельные значения теплоёмкостей многоатомных газов и тв. тел при высоких темп-рах.
РАД (рад, rad, сокр. от англ. radiation absorbed dose — поглощённая доза излучения), внесистемная ед. поглощённой дозы излучения, соответствует энергии излучения 100 эрг, поглощённой веществом массой 1 г.
1 рад = 100 эрг/г = 0,01 грэй=2,388•10-6 кал/г.
РАДИАН (от лат. radius — луч, радиус) (рад, rad), единица плоского угла; 1 рад равен углу между двумя радиусами окружности, длина дуги между к-рыми равна радиусу. 1 рад=57°17'44,8"»3,44•103 угл. минут»2,06•105 угл. секунд»63,7g (см. Град).
РАДИАН В СЕКУНДУ (рад/с, rad/s), единица угл. скорости; 1 рад/с — угл. скорость равномерно вращающегося тела, при к-рой за время 1 с тело совершает поворот относительно оси вращения на угол 1 рад. 1 рад/с=0,159 об/с»57,3°/c.
РАДИАЦИОННАЯ ТЕМПЕРАТУРА (Тr), физ. параметр, определяющий суммарную (по всему спектру) энергетич. яркость Вэ излучающего тела; Р. т. равна такой темп-ре абсолютно чёрного тела, при к-рой его суммарная энергетич. яркость В0э=Вэ.
Законы теплового излучения (см. Стефана — Больцмана закон излучения и Кирхгофа закон излучения) позволяют выражение В0э=Вэ записать в виде sТ4r=eTsT4, где eT — излучательная способность (коэфф. черноты) тела, s — Стефана — Больцмана постоянная. Если известна eT и измерена Тr (радиац. пирометром), то можно вычислить темп-ру тела Т— = Тr•eT-1/4. Для теплового излучения
всех тел, кроме чёрного, eT<1, поэтому Тr<Т, но при люминесценции Тr может быть больше Т.
• Г о р д о в А. Н., Основы пирометрии,
2 изд., М.. 1971.
РАДИАЦИОННОЕ ДАВЛЕНИЕ в акустике, то же, что давление звукового излучения.
РАДИАЦИОННОЕ МАТЕРИАЛОВЕДЕНИЕ, совокупность методов для:
1) создания материалов (конструкционных, полимерных, ПП и др.), устойчивых к воздействию яд. излучений;
2) придания материалам нужных св-в путём их дозированного облучения. Радиационные дефекты способны изменить объёмные и поверхностные св-ва материалов. В металлах можно изменять уд. электросопротивление r и пластичность (у Cu, Аl, Аu, Pt, F, Ni и др. удвоение r наблюдается при концентрации вакансий и междоузлий ~1% от концентрации атомов). В результате ядерных реакций (n, a), (р, a) и т. п. образуются пузырьки газа (4Не), что в сочетании с вакансиями определяет изменение пластич. св-в металлов. После длит. облучения (напр., нейтронами) металлы упрочняются, а нек-рые переходные металлы с объёмно-центрир. решёткой приобретают повыш. хрупкость при низких темп-рах.
Облучение полимеров сопровождается разрывом молекул и образованием химически активных радикалов, взаимодействующих между собой и с кислородом воздуха. В результате у мн. полимеров вместо слабо связанных между собой длинных полимерных молекул образуется жёсткий трёхмерный каркас. Напр., полиэтилен, полихлорвинил, мн. резины становятся жёсткими, теряют пластичность (несколько увеличивается их термостойкость), а фторированные полимеры при облучении в присутствии кислорода теряют прочность и пластичность, превращаясь в порошок. Наибольшей устойчивостью к облучению обладают материалы на основе ароматич. углеводородов.
Наибольшую чувствительность к радиации имеют полупроводники. Радиац. дефекты создают в запрещённой зоне разрешённые состояния, что приводит к энергетич. перераспределению носителей заряда и интенсифицирует процессы рекомбинации. В результате время жизни неравновесных носителей изменяется даже при незначит. дозах облучения. В меньшей степени изменяется r ПП. Изменяются также оптич. и фотоэлектрич. свойства ПП. Ядерные реакции под действием тепловых нейтронов на нек-рых изотопах Ge и Si приводят к образованию примесных атомов Ga и Р, что открыло возможность р а д и а ц и о н н о г о л е г и р о в а н и я, отличающегося высокой степенью однородности (недостижимой в традиц. способах).
• Конобеевский С. Т., Действие облучения на материалы, М., 1967; Томпсон М., Дефекты и радиационные повреждения в металлах, пер. с англ., М., 1971.
Я. А. Ухин.
РАДИАЦИОННОЕ ТРЕНИЕ, то же, что реакция излучения.
РАДИАЦИОННЫЕ ДЕФЕКТЫ, структурные повреждения, образующиеся при облучении тв. тел потоками ч-ц и жёстким электромагн. (гамма- и рентгеновским) излучением. Переданная тв. телу энергия расходуется (частично) на разрыв межатомных связей. Для образования простейшего Р. д.— вакансии и междоузельного атома (п а р а Ф р е н к е л я) необходима энергия, превышающая пороговую eп (14—35 эВ). При облучении быстрыми ч-цами (нейтронами, протонами с энергией в десятки МэВ и др.) энергия, сообщаемая смещаемым атомам, может достигать десятков кэВ, т. е. в неск. сотен и в тысячи раз превышать ξп. Ускоренный смещённый атом, двигаясь в плотной среде, ионизует атомы вдоль своей траектории и образует каскад смещений. Р. д. явл. также примеси, образующиеся в результате деления атомных ядер, хим. и ядерных реакций, а также сами бомбардирующие ч-цы (ионное внедрение). В результате в сравнительно небольшой области, размером в сотни А, возникают сотни и тысячи точечных дефектов, образующих скопления (дивакансии, тривакансии, тетравакансии и т. д.).
Нагреванием можно изменить концентрацию Р. д. вплоть до полного их исчезновения (отжиг). Р. д. типа скоплений или разупорядоченных областей можно наблюдать с помощью электронных микроскопов, а точечные Р. д.— с помощью ионных проекторов. Исследования Р. д. позволяют создавать радиационно-стойкие материалы и использовать облучение для целенаправленного изменения их св-в (см. Радиационное материаловедение).
• Емцев В. В., Машовец Т. В., Примеси и точечные дефекты в полупроводниках, М., 1981; Болотов В. В., Васильев А. В., Герасименко Н. Н., Физические процессы в облученных полупроводниках, под ред. Л. С. Смирнова, Новосиб., 1977.
Н. А. Ухин.
РАДИАЦИОННЫЕ ПОПРАВКИ, в квантовой электродинамике поправки к значениям нек-рых физ. величин и к сечениям разл. процессов (вычисленным по ф-лам релятивистской квант. механики), обусловленные вз-ствием заряж. ч-цы с собственным эл.-магн. полем. Р. п. рассчитывают по методу теории возмущений, представляя их в виде ряда по степеням постоянной тонкой структуры a=e2/ћnc»1/137 (где е — заряд эл-на), n-й член к-рого можно рассматривать как результат испускания и поглощения n виртуальных фотонов или электрон-позитронных пар. При вычислении Р. п. используется процедура перенормировки массы и заряда ч-цы.
Наибольший интерес представляют Р. п. к магн. моментам эл-на и мюона, к сверхтонкому расщеплению ат. уровней, радиац. смещение ат. уровней энергии (сдвиг уровней), Р. п. к сечениям рассеяния эл-на эл-ном или ат. ядром. Результаты расчётов Р. п. вплоть до величин 3-го порядка по степеням а блестяще согласуются с эксперим. данными и свидетельствуют о справедливости квант. электродинамики по крайней мере на расстояниях, больших 10-15 см. Р. п. растут с ростом энергии, и эфф. параметром разложения (эффективным зарядом) при высоких энергиях явл. величина a•ln(ξ/m), где ξ — энергия ч-цы в системе центра инерции, m — её масса в энергетич. единицах.
603
Р. п. могут быть в ряде случаев подсчитаны не только для электродииамич. процессов, но и для процессов, вызванных др. вз-ствиями. Напр., в квантовой хромодинамике вычисляются Р. п. к сечениям глубоко неупругих процессов или к вероятностям распада мезонов со скрытым «очарованием».
При вычислении Р. п. к электродинамич. величинам с точностью выше 3-го порядка существ. вклад вносят процессы виртуального рождения адронов и эффекты слабого взаимодействия.
• Фейнман Р., Теория фундаментальных процессов, пер. с англ., М., 1978; Бьёркен Дж., Дрелл С. Д., Релятивистская квантовая теория, пер. с англ., т. 1—2, М.,. 1978.
РАДИАЦИОННЫЕ ПОСТОЯННЫЕ (постоянные излучения), физ. константы с1=2phc2 и c2=hc/k, входящие в Планка закон излучения rl,T =
где rl,T — объёмная плотность излучения с длиной волны К и абс. темп-рой Т. Первая Р. п. c1=3,741832(20) •10-16 Вт•м2, вторая Р. п. с2=0,01438786(45) м•К.
РАДИАЦИОННЫЕ ПОЯСА ЗЕМЛИ, внутренние области земной магнитосферы, в к-рых магн. поле Земли удерживает заряж, ч-цы (протоны, эл-ны, альфа-частицы и ядра более тяжёлых хим. элементов), обладающие кинетич. энергией от десятков кэВ до сотен МэВ. Выходу заряж. ч-ц из Р. п. 3. мешает особая конфигурация силовых линий геомагн. поля, создающего для заряж. ч-ц магн. ловушку. Р. п. 3. были открыты в 1958: внутр. пояс группой амер. учёных под руководством Дж. Ван Аллена, внеш. пояс сов. учёными во главе с С. Н. Верновым и А. Е. Чудаковым. Потоки ч-ц Р. п. 3. были зарегистрированы счётчиками Гейгера, установленными на ИСЗ.
Принципиальная возможность существования магн. ловушки в магн. поле Земли была показана расчётами норв. геофизика К. Стёрмера (1913) и швед. физика X. Альфвена (1950), но лишь эксперименты на спутниках показали, что ловушка реально существует и заполнена ч-цами высоких энергий. Захваченные в магн. ловушку Земли ч-цы под действием Лоренца силы совершают сложное движение, к-рое можно представить как колебат. движение по спиральной траектории вдоль силовой линии магн. поля из Сев. полушария в Южное и обратно с одновременным более медленным перемещением (долготным дрейфом) вокруг Земли (рис. 1). Когда ч-ца движется по спирали в сторону увеличения магн. поля (приближаясь к Земле), радиус спирали и её шаг уменьшаются. Вектор скорости ч-цы, оставаясь неизменным по величине, приближается к плоскости, перпендикулярной направлению поля.
Рис. 1. Движение заряж. ч-ц, захваченных в гоомагн. ловушку (а). Ч-цы движутся по спирали вдоль силовой линии магн. поля Земли (б) и одновременно дрейфуют по долготе.
Наконец, в нек-рой точке (наз. зеркальной) происходит «отражение» ч-цы. Она начинает двигаться в обратном направлении — к сопряжённой зеркальной точке в др. полушарии. Одно колебание вдоль силовой линии из Сев. полушария в Южное протон с энергией ~100 МэВ совершает за время ~0,3 с. Время нахождения («жизни») такого протона в геомагн. ловушке может достигать 100 лет (~3•109 с), за это время он может совершить до 1010 колебаний. Долготный дрейф происходит со значительно меньшей скоростью. В зависимости от энергии ч-цы совершают полный оборот вокруг Земли за время от неск. минут до суток. Положит. ионы дрейфуют в зап. направлении, электроны — в восточном. Движение ч-цы по спирали вокруг силовой линии магн. поля можно представить как состоящее из вращения около т. н. мгновенного центра вращения и поступат. перемещения этого центра вдоль силовой линии.
При движении заряж. ч-цы в магн. поле Земли её мгновенный центр вращения находится на одной и той же поверхности, получившей назв.
Рис. 2. Поверхность, описываемая ч-цей (эл-ном) радиац. пояса; осн. характеристикой поверхности явл. параметр L; N и S — магн. полюсы Земли.
магн. оболочки (рис. 2). Магн. оболочку характеризуют параметром L, его численное значение в случае дипольного поля (см. Диполь) равно расстоянию, выраженному в радиусах Земли, на к-рое отходит магн. оболочка в экваториальной плоскости диполя от центра диполя. Для реального магн. поля Земли параметр L приближённо сохраняет такой же
простой смысл. Энергия ч-ц связана со значением параметра L; на оболочках с меньшими значениями L находятся ч-цы, обладающие большими энергиями. Это объясняется тем, что ч-цы высоких энергий могут быть удержаны лишь сильным магн. полем, т. е. во внутр. областях магнитосферы.
Рис. 3. Структура радиац. поясов Земли (сечение соответствует полуденному меридиану): I —внутр. пояс, II —пояс протонов малых энергий, III — внеш. пояс, IV— зона квазизахвата.
Обычно выделяют внутр. и внеш. Р. п. 3., пояс протонов малых энергий (пояс кольцевого тока) и зону квазизахвата ч-ц (рис. 3) или авроральной радиации (по латинскому названию полярных сияний). Внутр. Р. п. 3. характеризуется наличием протонов высоких энергий (от 20 до 800 МэВ) с максимумом плотности потока протонов с энергией ξр>20 МэВ до 104 протон/(см2•с•ср) на расстоянии L~l,5. Во внутр. поясе присутствуют также эл-ны с энергиями от 20—40 кэВ до 1 МэВ; плотность потока эл-нов с ξр³40 кэВ составляет в максимуме ~106—107 эл-н/(см2•с•ср). С внеш. стороны этот пояс ограничен магн. оболочкой с L=2, к-рая пересекается с поверхностью Земли на геомагн. широтах ~45°. На ниж. границе внутр. пояса (на высотах 200—300 км) ч-цы, испытывая частые столкновения с атомами и молекулами атм. газов, теряют свою энергию, рассеиваются и «поглощаются» атмосферой.
Внеш. Р. п. 3. заключён между магн. оболочками с L=3 и L=6 с макс. плотностью потока ч-ц на L~4—4,5. Для внеш. пояса характерны эл-ны с энергиями 40—100 кэВ, поток к-рых в максимуме достигает 106—107 эл-н/(см2•с•ср). Среднее время «жизни» частиц внеш. Р. п. 3. составляет 105—107 с. В периоды повышенной солнечной активности во внеш. поясе присутствуют также эл-ны больших энергий (до 1 МэВ и выше).
Пояс протонов малых энергий (~0,03 —10 МэВ) простирается от L~l,5 до L~7—8. Зона квазизахвата, или авроральной радиации, расположена за внеш. поясом, она имеет сложную пространс7в. структуру, обусловленную деформацией магнитосферы солнечным ветром (потоком заряж. ч-ц от Солнца). Осн. ч-цами в зоне квазизахвата явл. эл-ны и протоны с энергиями ξ<100 кэВ. Внеш. пояс и пояс протонов малых энергий ближе всего (до высоты 200—300 км) под-
604
ходит к Земле на широтах 50—60°. На широты выше 60° проецируется Зона квазизахвата, совпадающая с , областью макс. частоты появления полярных сияний.
Энергетич. спектры для всех ч-ц Р. п. 3. описываются ф-циями вида: N(ξ)~ξ-g, где N(ξ)— число ч-ц с данной энергией ξ, или N(ξ)~e-ξ/ξ0 c характерными значениями g»1,8 для протонов в интервале энергий ξ от 40 до 800 МэВ, ξ0~200—500 кэВ для эл-нов внеш. и внутр. поясов и ξ0~100 кэВ для протонов малых энергий.
Происхождение захваченных ч-ц с энергией, значительно превышающей среднюю энергию теплового движения атомов и молекул атмосферы, связывают с действием неск. физ. механизмов: распадом нейтронов, созданных космическими лучами в атмосфере Земли (образующиеся при этом протоны пополняют внутр. Р. п. 3.); «накачкой» ч-ц в пояса во время геомагн. возмущений (магн. бурь), к-рая в первую очередь обусловливает существование эл-нов внутр. пояса; ускорением и медленным переносом ч-ц солнечного происхождения из внеш. во внутр. области магнитосферы (так пополняются эл-ны внеш. пояса и пояс протонов малых энергий). Проникновение ч-ц солнечного ветра в Р. п. 3. возможно через особые точки магнитосферы (т. н. дневные полярные каспы; рис. 4), а также через т. н. нейтральный слой в хвосте магнитосферы (с её ночной стороны). В области дневных каспов и в нейтральном слое хвоста геомагн. поле резко ослаблено и не явл. существенным препятствием для заряж. ч-ц межпланетной плазмы. Частично Р. п. 3. появляются также за счёт захвата
Рис. 4. Строение магнитосферы Земли в плоскости, проходящей через магн. полюсы Земли и линию Земля — Солнце. Стрелками указаны области, через к-рые ч-цы солнечного ветра проникают в магнитосферу.
протонов и эл-нов солнечных косм. лучей, проникающих во внутр. области магнитосферы. Перечисленных источников ч-ц, по-видимому, достаточно для создания Р. п. 3. с характерным распределением потоков ч-ц. В Р. п. 3. существует динамич. равновесие между процессами пополнения поясов и процессами потерь ч-ц. В основном ч-цы покидают Р. п. 3. из-за потери своей энергии на ионизацию (эта причина ограничивает, напр., пребывание протонов внутр. пояса в магн. ловушке временем ~109 с), из-за рассеяния ч-ц при столкновениях с ч-цами окружающей холодной плазмы и рассеяния на магн. неоднородностях и плазменных волнах разл. происхождения (см. Плазма). Рассеяние может сократить время «жизни» эл-нов внеш. пояса до 104—105 с. Эти эффекты приводят к нарушению условий стационарного движения ч-ц в геомагн. поле (т. н. адиабатич. инвариантов) и к «высыпанию» ч-ц из Р. п. 3. в атмосферу вдоль силовых линий магн. поля. Высыпание ч-ц из магн. ловушки, в особенности из зоны квазизахвата (авроральной радиации), приводит к усилению ионизации ионосферы, а интенсивное высыпание — к полярным сияниям.
Р. п. 3. представляют собой серьёзную опасность при длит. полётах в околоземном пр-ве. Потоки протонов малых энергий могут вывести из строя солнечные батареи и вызвать помутнение тонких оптич. покрытий. Длит. пребывание во внутр. поясе может привести к лучевому поражению живых организмов внутри косм. корабля под воздействием протонов высоких энергий. Кроме Земли, радиац. пояса существуют у Меркурия, Юпитера и Сатурна. Радиац. пояса Юпитера и Сатурна имеют значительно большую протяжённость и большие энергии ч-ц и плотности потоков ч-ц, чем Р. п. 3.
• Тверской Б. А., Динамика радиационных поясов Земли, М., 1968; X е с с В., Радиационный пояс и магнитосфера пер. с англ., М., 1972; Шабанский В. П. Явления в околоземном пространстве, М. 1972; Г а л ь п е р и н Ю. И., Г о р н Л. С. Хазанов Б. И., Измерение радиации в космосе, М., 1972; Чемберлен Дж. Теория планетных атмосфер, пер. с англ. М., 1981.
Ю. И. Логачёв
РАДИАЦИОННЫЙ ЗАХВАТ, ядерная реакция, в к-рой ядро-мишень захватывает налетающую ч-цу, а энергия возбуждения образующегося ядра излучается в виде g-кванта.
РАДИОАКТИВАЦИОННЫЙ АНАЛИЗ, то же, что активационный анализ.
РАДИОАКТИВНОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ, a-частицы, эл-ны, позитроны, антинейтрино, нейтрино, g-кванты, испускаемые при радиоактивном распаде (см. Радиоактивность).
РАДИОАКТИВНОСТЬ (от лат. radio -излучаю, radius — луч и activus — действенный), способность нек-рых ат. ядер самопроизвольно (спонтанно) превращаться в др. ядра с испусканием ч-ц. К радиоактивным превращениям относятся: альфа-распад, все виды бета-распада (с испусканием эл-на, позитрона или с захватом орбитального эл-на), спонтанное деление ядер, протонная и двупротонная Р., двунейтронная Р. и др. виды распадов. В случае b-распада большое время жизни ядер обусловлено природой слабого взаимодействия, вызывающего b-распад. За остальные виды радиоактивных процессов ответственно сильное взаимодействие; замедление таких процессов связано с наличием потенциальных барьеров (кулоновского и центробежного), затрудняющих вылет ч-ц из ядра.
С Р. связаны процессы испускания запаздывающих протонов и нейтронов, а также запаздывающее спонтанное деление ядер. В этих процессах b-распад — предварительная стадия, задерживающая испускание яд. ч-ц. Радиоактивный распад часто сопровождается гамма-излучением, испускаемым в результате электромагн. переходов между различными квантовыми состояниями одного и того же ядра.
Открытие Р. датируется 1896, когда франц. физик А. Беккерель обнаружил испускание ураном неизвестного проникающего излучения, названного им радиоактивным. Вскоре была обнаружена Р. тория, а в 1898 франц. физики М. и П. Кюри открыли два новых радиоактивных элемента — полоний и радий. Работами англ. физика Э. Резерфорда и Кюри было установлено наличие трёх видов радиоактивных излучений — a-, b- и g-лучей. Резерфорд и англ. физик Ф. Содди указали, что испускание a-лучей сопровождается превращением хим. элементов, напр. превращением радия в радон. В 1913 амер. учёный К. Фаянс и Содди независимо сформулировали т. н. правило смещения, характеризующее перемещение нуклида в периодич. системе элементов при а- и b-распадах.
В 1934 франц. физики И. и Ф. Жолио-Кюри открыли искусственную Р., т. е. радиоактивность ядер — продуктов ядерных реакций, к-рая впоследствии приобрела особенно важное значение. Из общего числа (~2000) известных радиоактивных нуклидов лишь ок. 300 — природные, а остальные получены в результате яд. реакций. Между искусств. и естеств. Р. нет принципиального различия. Изучение искусств. Р. привело к открытию новых видов b-распада — позитронному b+ -распаду (И. и Ф. Жолио-Кюри, 1934) и электронному захвату. В 1939 был обнаружен распад с испусканием запаздывающих нейтронов (Дж. Даннинг с сотрудниками, США). В 1940 К. А. Петржак и Г. Н. Флёров открыли спонтанное деление ядер.
Для процессов радиоактивного распада характерен экспоненциальный закон уменьшения во времени ср. числа радиоактивных ядер. Продолжительность жизни радиоактивных ядер характеризуют п е р и о д о м п о л у р а с п а д а T1/2 (промежутком времени, за к-рый число радиоактивных ядер уменьшается в среднем вдвое).
605
Во мн. случаях продукты радиоактивного распада сами оказываются радиоактивными, и тогда образованию стабильных нуклидов предшествует цепочка из неск. актов радиоактивного распада. Характерными примерами систем, в к-рых происходят сложные радиоактивные превращения, явл. радиоактивные ряды изотопов тяжёлых элементов. Мн. радиоактивные ядра могут распадаться по двум или неск. из перечисленных выше осн. типов Р. В результате конкуренции разных путей распада возникают разветвления радиоактивных превращений. Для природных радиоактивных изотопов характерны разветвления, обусловленные возможностью a- и b-распадов. Для трансурановых элементов наиболее типичны разветвления, связанные с конкуренцией a-(реже b-)распадов и спонтанного деления. У нейтронодефицитных ядер часто наблюдается конкуренция b+-распада и электронного захвата. Для мн. ядер с нечётными Z (число протонов) и чётными А (массовое число) оказываются энергетически возможными два противоположных варианта b-распада: b-распад и электронный захват или b- и b+-распады.
Открытие Р. оказало огромное влияние на развитие науки и техники. За работы, связанные с исследованием и применением Р., было присуждено более 10 Нобелевских премий по физике и химии, в т. ч. А. Беккерелю, П. и М. Кюри, Э. Ферми, Э. Резерфорду, Ф. и И. Жолио-Кюри, Д. Хевеши, О. Гану, Э. Макмиллану и Г. Си-боргу, У. Либби.
• Кюри М., Радиоактивность, пер. с франц., 2 изд., М., 1960; Учение о радиоактивности. История и современность, М., 1973.
В. И. Гольданский, Е. М. Лейкин.
РАДИОАКТИВНЫЕ РЯДЫ (радиоактивные семейства), ряды генетически связанных радиоактивных нуклидов, в к-рых каждый последующий возникает в результате a- или b--распадов предыдущего. Каждый Р. р. имеет родоначальника — нуклид с наибольшим периодом полураспада Т1/2 и завершается стабильным нуклидом. В каждом Р. р. массовые числа А нуклидов могут быть либо одинаковыми (b--распад), либо различаться на число, кратное 4 (a-распад). Если для всех членов ряда А делятся на 4 без остатка, то мы имеем Р. р. 4n (n — целое число). Если же в остатке будет 1,2 или 3, то Р. р. называют (4n+1), (4n+2), (4n+3). Известны четыре Р. р., родоначальниками к-рых являются: 23290Th (ряд 4n), 23793Np (ряд4n+1), 23892U(ряд4n+2), 23592U(ряд 4n+3). Ряд 23892U часто называют рядом урана-радия, а ряд 23592U— рядом актиноурана.
В каждом Р. р. устанавливается т. н. в е к о в о е р а в н о в е с и е, при к-ром скорости образования и
распада промежуточных членов Р. р. равны. Вековое равновесие устанавливается за время ~10•T1/2 наиболее долгоживущего промежуточного члена ряда. Оно объясняет присутствие в земной коре всех членов естеств. Р. р., в т. ч. и быстро распадающихся. Число атомов каждого промежуточного члена ряда N'=N0•T'1/2/T01/2, где N0— число атомов родоначальника ряда, Т01/2 — его период полураспада. Чем меньше Т'1/2 члена Р. р., тем ниже его содержание в земной коре. Напр., на 1 т урана в природе приходится ок. 0,36 г 226Ra и 1,3•10-9 г 218Ро. По мере распада родоначальника общее содержание промежуточных членов естеств. Р. р. в земной коре медленно уменьшается. Для 237Np T1/2=2,14•106 лет, и членов его Р. р. в природе уже нет, все они получены искусственно (см. Трансурановые элементы). Мн. члены естеств. Р. р. обнаружены до открытия изотопов и получили назв. и символы, к-рые частично сохранились.
• См. лит. при ст. Радиоактивность.
С. С. Бердоносов.
РАДИОВОЛНОВОДЫ, металлич. трубы и диэлектрич. стержни или каналы, в к-рых распространяются радиоволны. Механизм их распространения в Р. обусловлен многократным отражением эл.-магн. волн от его стенок. Пусть плоская волна падает в вакууме на идеальную отражающую металлич.плоскость х=0 (рис. 1), причём электрич. поле Е волны параллельно этой плоскости. Суперпозиция падающей и отражённой волн образует плоскую неоднородную волну, бегущую вдоль оси oz: exp(iwt-ikzz), и стоячую волну вдоль оси ох: exp(iwt)sin(kxx). Здесь kx и kz — проекции волнового вектора k на оси ох и oz, w — частота волны. Узлы стоячей волны — плоскости, на к-рых Еу=0, отстоящие друг от друга на расстояниях x=np/kx (n=0, 1, 2, 3, . . .). В них можно помещать идеально проводящие тонкие металлич. листы, не искажая поля. Подобными листами можно ограничить систему с боков,
Рис. 1. Падение плоской однородной волны на идеально отражающую поверхность х=0; пунктир — отражённая волна, заштрихованная область — распределение амплитуд поля Еу вдоль оси ох; в узлах этого поля можно помещать идеально проводящий лист, не внося искажений.
перпендикулярно линиям Ey. Т. о., удаётся построить распределение эл.-магн. поля для волны, распространяющейся внутри трубы прямоугольного сечения (прямоугольный Р.). Построение поля путём многократного отражения плоских волн от стенок, поясняющее «механизм» его распространения в Р., наз. к о н ц е п ц и е й Б р и л л ю э н а.
Распространение волн в Р. возможно только при наклонном падении волны на стенки Р. (a¹0). При норм. падении (a=0) kz=0, поле перестаёт зависеть от z, и волна оказывается как бы запертой между двумя плоскостями. В результате в Р. образуются нормальные колебания, частоты к-рых wn определяются числом полуволн n, укладывающихся между металлич. плоскостями: wn=сnp/d (d — расстояние между металлич. плоскостями). Эти частоты наз. критич. ч а с т о т а м и Р. Нижняя критич. частота wкр=pc/d соответствует n=1.
Внутри Р. могут распространяться волны только с частотами w>wкр,
Рис. 2. Формы поперечного сечения некоторых радиоволноводов.
или l<lкр~2d. Длина волны в Р. (периодичность поля вдоль оси oz):
L=lÖ(1-(l/lкр)2): при l<lкр L>l,
при l®lкр L®¥. Это означает, что при l=lкр поле в Р. имеет не волновой, а колебат. хар-р. При l>lкр волна в Р. затухает.
Для длинных волн Р. слишком громоздки. Поэтому они применяются только для l£10—20 см. В технике СВЧ используются каналы разл. сечений (рис. 2). Обычно к Р. относят только каналы с односвязными сечениями; каналы с двух- или многосвязными сечениями рассматриваются в теории длинных линий (см. Линии передачи). Но концепция Бриллюэна пригодна в любом из этих случаев.
Волновые моды. В Р. могут возбуждаться разл. типы волн, отличающиеся структурой эл.-магн. поля и частотой (моды). Волноводные моды находятся на основании решения Максвелла уравнений при соответствующих граничных условиях (для идеальных проводников равенство нулю тангенциальной составляющей электрич. поля). Поперечная структура полей в Р. определяется скалярной ф-цией j(x, у), удовлетворяющей ур-нию мембраны с закреплёнными (j=0)
или свободными (дj/дn=0, n — нормаль к границе) краями в зависимости от типа поляризации эл.-магн. поля. Задача о собств. колебаниях мембраны имеет бесконечное, но счётное множество решений, соответствующих дискретному набору действительных собств. частот. Каждое из этих собств.
606
колебаний соответствует либо нормальной волне, распространяющейся вдоль Р., либо экспоненциально убывающей или нарастающей колебат. модам. Для прямоугольного Р. спектр собств. частот
где m и n — числа стоячих полуволн, укладывающихся вдоль а и 6. Чем больше т и n, тем сложнее поле в Р.
Рис, 3. Структура поля волны ТЕ10 в прямоугольном волноводе; сплошные линии — силовые линии электрич. поля, пунктирные — магн. поля.
Рис. 4. Структура поля волны ТЕ11 в прямоугольном волноводе.
Рис. 5. Структура поля волны TM11 в прямоугольном волноводе.
Рис. 6. Структура поля волны TM01 в круглом волноводе.
Рис. 7. Структура поля волны ТЕ01 в круглом волноводе.
Рис. 8. Структура поля волны TM11 в круглом волноводе.
Рис. 9. Структура поля волны ТЕ11 в круг-дом волноводе.
Наименьшее wкр соответствует n=1, m=0, если b<a или n=0, m=1, если a<b (мембрана со свободными краями); именно для этой моды проиллюстрирована концепция Бриллюэна (см. выше). При этом поле E поляризовано в плоскости z=const. Эти волны наз. ТE-волнами (от англ. transverse — поперечный) или Н-волнами. Простейшие моды прямоугольного Р.— волны TE10 (рис. 3) и ТЕ11 (рис. 4). Мембранная задача с закреплёнными краями порождает волны типа ТМnm (или Еnm). Здесь n¹0 и m¹0, т. к. силовые линии магн. поля не могут упираться в идеально проводящие стенки (они всегда замыкаются сами на себя). Простейшая волна этого типа — ТМ11 (рис. 5). С увеличением размера Р. число мод растёт. При этом поперечное сечение Р. разбивается на ячейки, каждая из к-рых как бы представляет собой элем. Р. с одной из простейших мод — типа ТЕ10, ТЕ11 или ТМ11.
Аналогично можно построить распределение полей в Р. любого поперечного сечения. На рис. 6—9 показаны структуры полей для мод внутри Р. круглого сечения. Простейшей является мода ТЕ11 (рис. 9), к-рая топологически соответствует волне TE10 в прямоугольном волноводе.
Все волноводные моды быстрые, их фазовая скорость v>с (точнее, больше скорости однородной плоской волны в среде, заполняющей Р.) и всегда нелинейно зависит от частоты w,
причём дv/дw<0, т. е. Р. подобен среде
с норм. дисперсией (см. Дисперсия волн). Групповая скорость волны любого типа в Р. обратно пропорц. v: vгр=c2/v; она меньше скорости света с в вакууме. Т. к. v и vгр различны для разных мод, то для неискажённой передачи сигналов следует либо работать в диапазоне частот, допускающих распространение только одной, простейшей моды, либо, наоборот, пользоваться «сверхразмерными» многомодовыми Р., когда при v®c может быть сформирован почти оторванный от стенок волновой пучок (см. Квазиоптика, Оптический резонатор).
Возбуждение радиоволноводов осуществляется с помощью антенн: металлич. штыря (электрич. диполь), петли (магн. диполь), отверстия или щели (щелевая антенна). Электрич. диполь должен быть ориентирован по силовым линиям поля E нужной моды, петли должны пронизываться линиями Н, а щели прорезываться в стенках поперёк линий тока, т. е. вдоль линий Н. Эффективность возбуждения зависит также от характеристик антенны, оптимальным явл. равенство её внутр. сопротивления сопротивлению излучения в данную моду.
Затухание волн в радиоволноводах обусловлено потерями энергии в металлич. стенках или диэлектрич. среде. Частотная зависимость коэфф.
Рис. 10. Частотная зависимость коэфф. затухания К для моды TE11 круглого волновода из-за потерь в проводящих стенках.
затухания K(w) из-за потерь в стенках показана на рис. 10; при очень больших w потери растут с частотой для всех мод, кроме ТЕоп круглого Р.
Диэлектрические радиоволноводы представляют собой стержни из диэлектрика или магнетика (обычно круглые).
В естеств. условиях диэлектрич. Р.— это среды с плавным изменением диэлектрич. проницаемости e, обусловливающим формирование волноводного канала. Внутри диэлектрич. Р. плоские волны испытывают на границе раздела с внеш. средой полное внутр. отражение, образуя снаружи экспоненциально убывающие при удалении от Р. поля (поверхностные волны). Это возможно, когда скорость распространения вдоль Р. меньше скорости распространения плоских волн в окружающем пр-ве. Этим диэлектрич. Р. существенно отличаются от металлических. Другая их особенность состоит в том, что из-за неоднородности среды в них могут распространяться т. н. гибридные ЕН- или НЕ-волны. Они возникают и в экранированных системах с неоднородным заполнением. Аналоги таких Р. в оптике — волоконные системы (см. Волоконная оптика). Диэлектрич. Р., образуемые благодаря неоднородному распределению концентрации плазмы в ионосфере, обеспечивают сверхдальнее распространение радиоволн с малым ослаблением сигнала (см. Атмосферный волновод, Распространение радиоволн). При облучении нелинейного диэлектрика, магнетика или плазмы мощными радиоволнами внутри этих сред могут образовываться самоподдерживающиеся Р., но они, как правило, не обладают достаточным запасом устойчивости.
Р. служат фидерными системами в радиолокац. и др. системах для передачи сигнала от передатчика в передающую антенну и от приёмной антенны к приёмнику. Фидерная система на СВЧ имеет вид волнового тракта, состоящего из различных волноводных узлов. Для сочленения Р. с разными поперечными сечениями применяются плавные волноводные переходы с перем. сечением. Осн. преимуществом металлич. Р. по сравнению с линиями передачи (двухпроводной симметричной линией и коаксиальным кабелем) явл. отно-
607
сителъно малые потери энергии. Причина состоит в том, что в экранированных Р. полностью отсутствует излучение энергии в пр-во; кроме того, при одинаковых внеш. размерах Р., и двухпроводной линии (или коаксиального кабеля) поверхность Р., по к-рой протекают электрич. токи (при распространении волны), обычно больше, чем поверхность проводов двухпроводной линии (или жилы коаксиального кабеля). Т. к. глубина проникновения токов во всех случаях определяется скин-эффектом, то плотности токов, а следовательно и джоулевы потери в Р. меньше, чем в линии.
• Каценеленбаум Б. 3., Высокочастотная электродинамика, М., 1966; Лебедев И. В., Техника и приборы СВЧ, 2 изд., т. 1, М., 1970; X а р в ей А. Ф., Техника сверхвысоких частот, пер. с англ., т. 1—2, М., 1965; Фельдштейн А. Л., Явич Л. Р., Смирнов В. П., Справочник по элементам волноводной техники, 2 изд., М., 1967; Фелсен Л., М а р к у в и ц Н., Излучение и рассеяние волн, пер. с англ., т. 1—2, М., 1978; Виноградова М. В., Р у д е н к о О. В., С у х о р у к о в А. П., Теория волн, М., 1979.
М. А. Миллер.
РАДИОВОЛНЫ (от лат. radio — излучаю), электромагнитные волны с длиной волны К от 5•10-5 и до 1010 м (частотой (о от 6•1012 Гц до неск. Гц). В опытах Г. Герца (1888) впервые
Таблица 1.
были получены электромагн. волны с l в неск. десятков см. В 1895—99 А. С. Попов впервые применил эл.-магн. колебания с l~102—2•104 см для осуществления беспроволочной связи на расстоянии. По мере развития радиотехники расширялся частотный диапазон (табл. 1) радиоволн, к-рые могут генерироваться, излучаться и приниматься радиоаппаратурой. В природе существуют и естеств. источники Р., во всех частотных диапазонах. Источником Р. явл. любое нагретое тело (тепловое излучение). Источниками Р. явл. звёзды, в т. ч. Солнце, галактики и метагалактики. Р. генерируются и при нек-рых процессах, происходящих в земной атмосфере, напр. при разряде молний (а т м о с ф е р и к и), при возбуждении колебаний в ионосферной плазме.
Таблица 2.
Р. применяются для передачи информации без проводов на разл, расстояния. Передаются речь, музыка (радиовещание), телеграфные сигналы (радиосвязь), изображения (телевидение). Р. используются для обнаружения и определения положения разл. объектов (радиолокация) и т. п. Практич. использование Р. с теми или иными частотами связано с особенностями распространения радиоволн, условиями их генерации и излучения (см. Антенна). В табл. 2 приведено деление Р. на диапазоны, установленное междунар. регламентом радиосвязи.
Р. используются для изучения структуры в-ва (см. Радиоспектроскопия) и св-в той среды, в к-рой они распространяются, напр. с помощью Р. получены сведения о структуре ионосферы и процессах в ней. Исследование радиоизлучения косм. объектов — предмет радиоастрономии. В радиометеорологии изучают процессы по характеристикам принимаемых волн.
• См. лит. при ст. Распространение радиоволн.
М. Б. Виноградова.
РАДИОГОЛОГРАФИЯ, метод записи, восстановления и преобразования волнового фронта эл.-магн. волн радиодиапазона, в частности диапазона СВЧ. Методы Р.— прямые аналоги методов оптич. голографии. Как и там, голографич. процесс сводится к получению (регистрации) голограммы и восстановлению (реконструкции) изображения. Для регистрации используются непрерывные среды, чувствительные к излучению радиодиапазоиа, и радиоприёмные устройства. В качестве непрерывных сред применяются плёнки холестерич. жидких кристаллов, тонкие плёнки жидкостей, плёнки антимонида индия, люминофоры и др. Оптич. св-ва этих в-в (цвет, показатель преломления, плотность почернения, интенсивность свечения и др.) зависят от темп-ры и локально изменяются под действием тепла, выделяющегося при поглощении радиоволн. Для регистрации голограмм используются также матрицы газоразрядных диодов, светящихся под действием поля СВЧ. Для реконструкции видимого изображения обычно поверхность материала фотографируют, а затем восстанавливают изображение с помощью полученной оптич. голограммы.
При регистрации голограмм СВЧ с помощью радиоприёмных устройств предметная волна (рассеянная объектом) принимается антенной (з о н д о м) и подаётся на нелинейный преобразователь (д е т е к т о р). Опорная волна может существовать в пр-ве одновременно с предметной волной, образуя с ней пнтерференц. картину (естеств. способ), а может имитироваться изменением фазы (непрерывным или дискретным) в тракте опорной волны (искусств. способ). В Р. используются одиночные сканирующие антенны и многоэлементные антенные системы (см. Антенна).
Р. применяется для моделирования и измерения параметров антенн. Измерение параметров в традиц. радиотехнич. методах осуществляется вводом индикаторной антенны в дальнюю зону испытуемой антенны. Для совр. остронаправленных антенн дальняя зона находится на расстояниях ~ десятков км, что делает измерения затруднительными, а часто невозможными. Голографпч. методы позволяют определить параметры антенны в зоне Френеля вплоть до полей вблизи антенны. На нек-ром расстоянии от антенны регистрируется радиоголограмма и её оптич. модель — транспарант, помещение к-рой в когерентное световое поле образует распределение, подобное измеряемому. Полученное поле преобразуют системой
608
линз так, что на выходе в определённой плоскости образуется распределение поля, соответствующее диаграмме направленности антенны. Обработка результатов измерения поля в раскрыве антенны может производиться на ЭВМ.
Р. применяется для исследования удалённых объектов. Небольшая подвижная антенна принимает сигналы от перемещающегося объекта (р а д и о л о к а т о р), к-рые записываются в виде радиоголограммы. Радиоголограмма преобразуется в оптич. модель, реконструкция изображения даёт детальную картину земной поверхности. Метод радиолокатора с синтезируемой апертурой использовался на «Аполлоне-17» при облёте Луны (l=60, 20 и 2 м); он применяется при исследовании планет методом голографирования вращающейся планеты, перемещающейся относительно Земли (изображение Венеры в радиоволнах). Р. используется также для получения • изображения объектов, скрытых оптически непрозрачными средами, для определения расположения отражающих участков тропосферы, для обработки сигналов больших антенных решёток и многоэлементных облучателей (косм. связь и навигация), для обработки радиосигналов (сжатие радиолокац. импульсов) и др.
• Бахрах Л. Д., Г а в р и л о в Г. А., Голография, М., 1979; Радиоголография и оптическая обработка информации в микроволновой технике. [Сб, ст.], под ред. Л. Д. Бахраха и А. П. Курочкина, Л., 1980. См. также лит. при ст. Голография.
РАДИОГРАФИЯ (от лат. radio — излучаю и греч. grapho — пишу), метод исследования структуры разл. объектов (изделий, минералов, сплавов, биол. ткани и др.), заключающийся в получении их изображения путём регистрации их собственного или наведённого радиоактивного излучения, а также при просвечивании излучением внеш. источника. Для получения изображения применяются фотографич. материалы, чувствительные к рентгеновскому излучению, ядерные фотографические эмульсии и трековые детекторы ч-ц (осколков деления, a-частиц и др.). Р. позволяет изучать распределение радиоактивных веществ (авторадиография) и наличие неоднородностей и примесей в исследуемых объектах (гамма- и нейтронная радиография) по плотности почернения фотоэмульсии или кол-ву треков ч-ц.
РАДИОИЗОТОПНАЯ ЭНЕРГЕТИКА (малая ядерная энергетика), получение и использование энергии, выделяющейся при распаде радиоактивных нуклидов для преобразования её в др. виды энергии (напр., тепловую, электрическую). В качестве радиоактивных нуклидов в Р. э. используются гл. обр. b-активные продукты деления ядер (90Sr, 137Cs, 147Pm и др.) и a-активные изотопы тяжёлых элементов (210Ро, 238Pu, 242Cm,
244Сm), обладающие достаточно высокой удельной активностью (выделяющие 0,1—100 Вт/г) и периодами полураспада, пригодными для практич. применения (от неск. месяцев до десятков лет). Мощность радиоизотопных источников энергии обычно не превышает неск. кВт. Радиоизотопные источники энергии используются в труднодоступных районах земного шара и в космосе. Применяются для питания автоматич. радиометеорологич. станций, радиомаяков, в биол. экспериментах по вживлению искусств. сердца и др.
Ю. С. Замятнин.
РАДИОИМПУЛЬС, см. в ст. Импульсный сигнал.
РАДИОЛЮМИНЕСЦЕНЦИЯ, люминесценция, возбуждаемая яд. излучениями (a-частицами, эл-нами, протонами, нейтронами, g-излучением и т. д.) или рентг. излучением.
РАДИОМЕТР (от лат. radio — излучаю и греч. metreo — измеряю), 1) прибор для измерения энергии эл.-магнитного излучения, основанный на его тепловом действии. Применяется для исследования инфракрасного излучения, солнечной радиации и др. (напр., в актинометре и пиргелиометре).
2) Приёмное устройство радиотелескопа, к-рое в сочетании с антенной позволяет исследовать излучение астрономич. объектов в радиодиапазоне.
3) Прибор для измерения активности радиоактивных источников (см. Радиометрия). 4) Прибор для измерения давления звукового излучения (см. Радиометр акустический).
РАДИОМЕТР АКУСТИЧЕСКИЙ, прибор для измерения давления звукового излучения и, следовательно, плотности звуковой энергии, интенсивности звука и др. параметров звуковой волны. Представляет собой лёгкую подвижную систему, помещённую в звуковое поле на упругом подвесе. Радиац. давление смещает приёмный элемент, размер к-рого больше длины волны, из положения равновесия до тех пор, пока действие его не будет уравновешено силами, зависящими от конструкции Р. а.
Определение интенсивности звука с помощью Р. а.— один из самых точных и простых методов в области средних и высоких УЗ частот. Однако Р. а. инерционен и подвержен влиянию акустических течений, что снижает точность измерений.
• Матаушек И., Ультразвуковая техника, пер. с нем., М., 1962, гл. VI, § 2, б; Колесников А. Е., Ультразвуковые измерения, М., 1970, гл. IV, § 17.
РАДИОМЕТРИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ, возникновение силы отталкивания между двумя близко расположенными пластинами в разреженном газе, находящимися при разных темп-рах (T1>T2). Холодная пластина со стороны, обращённой к горячей, бомбардируется молекулами газа, имеющими в среднем более высокую энергию, чем молекулы, бомбардирующие эту пластину с противоположной стороны. В результате между пластинами возникает сила отталкивания. При достаточно низких давлениях газа р, когда ср. длина свободного пробега молекул больше расстояния между пластинами, сила отталкивания, приходящаяся на единицу площади: F=1/2p(Ö((T1/T2)-1)
. При р более высоких F становится меньше, т. к. быстрые молекулы теряют часть энергии при соударениях с более медленными (при высоких р сила F обратно пропорциональна р).
На Р. э. основано действие радиометрич. манометра.
РАДИОМЕТРИЯ в ядерной физике, совокупность методов измерений активности А (числа распадов в ед. времени) радионуклидов. Родоначальниками Р. можно считать Э. Резерфорда и X. Гейгера, впервые в 1903 осуществивших с помощью искрового счётчика определение числа a-частиц, испускаемых в 1 с одним г Ra (у д е л ь н а я а к т и в н о с т ь). Массовые измерения А проводят относит. методами: сравнением изучаемых радиоактивных источников с образцовыми или с использованием откалиброванных установок. Для создания образцовых источников применяют абс. измерения А. В простейших из них используются газоразрядные т. н. «4p-счётчики» a-, b-частиц и рентгеновского излучения. Абс. измерения осуществляют также с помощью ионизационных камер, полупроводниковых детекторов, калориметров и др. Если удаётся определить число М атомов радионуклида в источнике, то А=lМln2/Т1/2, где l — постоянная распада; T1/2 — период полураспада.
Для абс. измерений активности нуклидов, распад к-рых сопровождается каскадным излучением, применяют совпадений метод. Установки, включающие два детектора, настраивают так, чтобы раздельно регистрировались излучения разного рода или разной энергии. При этом измеряют источник с нуклидом, распад к-рого сопровождается каскадным испусканием именно этих излучений:
A =F(N2/N12j•N1N2/N12, где N1 и N2 — скорости счёта, получаемые с каждым из детекторов, N12 — скорость счёта совпадений, а ф-ция F(N2/N12)®1 при N2/N12®1.
Одной из форм калибровки установок является снятие зависимости вероятности регистрации (или величины производимого эффекта) от энергии излучения (кривые эффективности).
Методы Р. применяют при решении разных задач от исследований методом радиоизотопных индикаторов до датирования в археологии и геологии.
• Караваев Ф. М., Измерения активности нуклидов, М., 1972; Коробков В. И., Лукьянов В. Б., Методы приготовления препаратов и обработка ре-
609
зультатов измерений радиоактивности, М., 1973; Теркин А. Д., Дозиметрия радиоактивных газов, М., 1973; Ванг Ч., Уиллис Д., Радиоиндикаторный метод в биологии, пер. с англ., М., 1969; Техника измерений радиоактивных препаратов, Сб. ст., М., 1962; Характеристики излучений радиоактивных нуклидов, применяемых в народном хозяйстве, М., 1980; Оцененные значения ядерно-физических характеристик радиоактивных нуклидов, применяемых в народном хозяйстве, М., 1982.
В. А. Баженов.
РАДИОСПЕКТРОСКОПИЯ, раздел физики, в рамках к-рого исследуются переходы между энергетич. уровнями квантовой системы, индуцированные эл.-магн. излучением радиодиапазона (см. Радиоволны).
Многообразие резонансных явлений, вызванных этими переходами, обусловливает популярность методов Р. Возникнув в экспериментах с молекулярными и атомными пучками (метод Раби), методы Р. в дальнейшем распространились на в-ва в газообразном, жидком и тв. состояниях.
Р. отличается от оптич. спектроскопии и инфракрасной спектроскопии специфич. особенностями: а) благодаря малым частотам w и, следовательно, малым энергиям квантов ћw в Р. исследуются квант. переходы между близко расположенными уровнями энергии. Это делает возможным изучение таких вз-ствий в в-ве, к-рые вызывают очень малые расщепления энергетич. уровня, незаметные для оптич. спектроскопии. В Р. исследуются вращат. и инверсионные уровни; зеемановское расщепление уровней эл-нов и ат. ядер во внеш. и внутр. магн. полях [см. Микроволновая спектроскопия, Электронный парамагнитный резонанс (ЭПР); Ядерный магнитный резонанс (ЯМР)]; уровни, образованные вз-ствием квадрупольных моментов ядер с внутр. электрич. полями [см. Ядерный квадрупольный резонанс (ЯКР)] и вз-ствием эл-нов проводимости с внеш. магн. полем [см. Циклотронный резонанс (ЦР)]. В магнитоупорядоченных средах наблюдается резонансное поглощение радиоволн, связанное с коллективным движением магн. моментов эл-нов (см. Ферромагнитный резонанс, Антиферромагнитный резонанс). б) Естеств. ширина спектральной линии в радиодиапазоне очень мала (Dwо~w3). Наблюдаемая ширина Dw обусловлена разл. тонкими вз-ствиями в в-ве. Анализ ширины и формы линий позволяет количественно их оценивать, причём ширина и форма линии в Р. может быть измерена с очень большой точностью. в) Измерение длины волны l, характерное для оптич. спектроскопии, в Р. заменяется измерением частоты w, что осуществляется обычно радиотехнич. методами с большой точностью. Это позволяет измерять тонкие детали спектров, связанные с малыми сдвигами уровней
систем, участвующих в поглощении радиоволн.
Оптическая накачка и оптическая ориентация ат. систем расширили содержание Р., позволив применить методику магн. резонанса к изучению основного и возбуждённых состояний атомов в газах при очень низких давлениях ~10-6—10-3 мм рт. ст. (атомов, обладающих либо электронным, либо яд. парамагнетизмом). Оптич. накачка обогатила Р. новыми явлениями (многофотонные процессы, параметрич. резонанс и др.), связанными с различными проявлениями вз-ствия радиочастотных полей с в-вом. Нелинейная Р. исследует отклик ат. системы на воздействие сильного радиочастотного поля.
М е т о д ы и з м е р е н и й. Исследуемое в-во помещают в радиочастотное поле, амплитуду к-рого измеряют при резонансе и без него. Разность амплитуд определяет коэфф. поглощения энергии в образце. Обычно используют стоячую волну в объёмном резонаторе (ЭПР, ЯМР, ЯКР и ЦР) или же бегущую волну в радиоволноводе. В случае резонатора образец помещают в пучность электрич. поля при наблюдении электрич. переходов л в пучность магн. поля, если наблюдаются магн. переходы.
П р и м е н е н и е. Методами Р. можно определять структуру тв. тел, жидкостей, молекул, магн. и квадрупольные моменты ат. ядер, симметрию поля окружения, валентность ионов, электрич. и магн. свойства атомов, молекул радикалов и др. Методы Р. применяются для качеств. и количеств анализа в-в. В Р. впервые наблюдалось вынужденное излучение, что привело к созданию квантовых генераторов и усилителей сначала в радио-, а затем в оптич. диапазонах (см. Квантовая электроника, Лазер).
• См. лит. при ст. Электронный парамагнитный резонанс и др.
А. М. Прохоров.
РАДИОТЕЛЕСКОП, устройство для приёма и измерения радиоизлучения косм. объектов в диапазоне от декаметровых до миллиметровых длин волн (в пределах «окна прозрачности» земной атмосферы для радиоволн). Измерения на более длинных волнах производят из космоса. Р. состоит из антенны и измерителя малых мощностей — радиометра (рис.). Радиометр усиливает принятое антенной в рабочей полосе частот Df излучение и преобразует его в форму, удобную для дальнейшей обработки и регистрации: анализа поляризации косм. радиоизлучения, частотных особенностей (спектр), временных хар-к (импульсное излучение). Фиксируемая Р. плотность потока радиоизлучения во многих случаях составляет ничтожную величину ~1 мЯн, т. е. 10-29 Вт/(м2•Гц).
Важным параметром Р. явл. шумовая температура Тш, характеризующая суммарную мощность Р излучения радиометра и излучения, собираемого антенной от земли и наземных источников, от атмосферы, ионосферы и из косм. пространства (P=kTшDf).
Рис. Схематич. изображение радиотелескопа: А— зеркало антенны; R — кабина радиометра;D1 и D2 — диаграммы направленности антенны и облучателя антенны; L — поворотное устройство радиотелескопа; S —источник косм. радиоизлучения; ft— падающее на зеркало излучение.
Это излучение явл. шумовым фоном, из к-рого выделяют сигнал от исследуемого косм. объекта. Р. способен зарегистрировать сигнал, мощность к-рого превышает суммарную мощность шумов на величину, характеризуемую приращением антенной
темп-ры DTш=Tш/(Ö(Df•t), где t — время накопления сигнала. Чувствительность Р. DTш во многом зависит от шумовой темп-ры радиометра, поэтому в Р. применяются малошумящие усилители: мазерные, параметрич. и транзисторные. Миним. темп-ру шумов (~10 К) имеют мазерные усилители, их применение снижает в отдельных случаях Tш до 15 К. Параметрич. усилители обеспечивают снижение Тш до 80—100 К, а в охлаждаемых устройствах до 50 К, Транзисторные усилители успешно работают в сантиметровом и дециметровом диапазонах, их шумовые темп-ры при охлаждении усилителя до 20 К равны 15—35 К. Качество Р., кроме чувствительности, определяется также угловым разрешением — шириной главного лепестка диаграммы направленности антенны ja=l/d, где l — рабочая длина волны P., d — размер. апертуры (раскрыва) антенны. Т. к. радиоволны на много порядков длиннее оптических, то угловое разрешение даже самого крупного Р. не превышает углового разрешения невооружённого глаза.
Для оптимизации параметров Р. (чувствительности, разрешающей способности) созданы два класса Р.— с 1 полной апертурой и с незаполненной апертурой. Р. с полной апертурой собирают энергию со всей геом. площади антенны. К таким антеннам относятся зеркальные антенны и антенные решётки, состоящие из диполей.
Наиболее распространены Р. с зеркальными антеннами параболической формы (диаметром до 100 м), собирающими параллельный пучок падающих на антенну лучей в фокус, где располагается об-
610
лучатель антенны. Такие Р. позволяют осуществлять приём космического радиоизлучения вплоть до сантиметровых и даже миллиметровых волн.
В отличие от параболоида, сферич. зеркало собирает энергию в определённом объёме (из-за сферич. аберрации), и для фокусировки излучения в одну точку применяют вторичное зеркало. Преимущество сферич. зеркала заключается в том, что оно может быть неподвижным, следовательно, более точным. Перестановка же Р. в заданное направление осуществляется перемещением вторичного зеркала с облучателем, т. е. использованием для работы разл. участков сферического зеркала.
Частным случаем зеркальной антенны является перископическая система с усечённым параболич. или сферич. зеркалом и плоским переотражающим зеркалом. По углу места антенна устанавливается при помощи плоского зеркала, а в азимутальном направлении — передвижением облучателя. К Р. этого типа относится РАТАН-600, крупнейший сов. Р., установленный близ станицы Зеленчукская на Кавказе. Он состоит из 900 отражателей размером 7,4X2 м, установленных по кольцу диаметром 588 м. Каждый из щитов-отражателей передвигается т. о., чтобы падающее на него излучение радиоисточника отражалось синфазно в фокальную точку Р.
Оптимальное соотношение чувствительности и углового разрешения было найдено в инструментах с неполной апертурой. Простейшим инструментом данного типа явл. радиоинтерферометр, антенна к-рого состоит из двух небольших элементов — антенн, разнесённых на большое расстояние друг от друга и соединённых между собой высокочастотным кабелем. Радиоинтерферометр имеет многолепестковую диаграмму направленности. Ширина лепестка определяется расстоянием В между антеннами, от него зависит и угловое разрешение инструмента jи=l/B. В отличие от обычного Р., интерферометр измеряет не яркостную температуру той или иной части (точки) объекта, а одну из гармоник в спектре пространственных частот распределения радиояркости. Номер гармоники, измеряемой интерферометром, определяется длиной базы В. Наблюдая источник на радиоинтерферометре, одна из антенн к-рого занимает последовательно разл. точки на большой площади (заполняет большую апертуру), можно измерить весь спектр пространственных частот, характеризующих распределение радиояркости объекта. Затем по данному спектру восстанавливается (обратным фурье-преобразованием) распределение радиояркости объекта с угловым разрешением, соответствующим угловому разрешению Р. с апертурой, полученной синтезом последовательных измерений во всех её точках.
Инструменты апертурного синтеза получили широкое распространение, с их помощью достигнуто высокое разрешение. Так, антенная решётка радиоинтерферометра в Нью-Мексико (США) имеет форму буквы Y и состоит из 27 полноповоротных параболич. антенн диаметром 25 м, длина двух плеч равна 21 км и третьего 19 км. Антенны могут передвигаться по спец. рельсовому пути. Р. работает на волнах 1,3; 2,6 и 18—21 см, угловое разрешение достигает 0,1", т. е. превышает разрешение лучших оптич. телескопов. К этому классу Р. может быть отнесён и РАТАН-600. Изображение объекта может быть синтезировано из его последовательных наблюдений в разных азимутах.
Особое место занимает радиоинтерферометрия со сверхдлинными базами, или независимая радиоинтерферометрия (РСДБ). Сигналы, принятые на двух далеко разнесённых антеннах, могут быть после преобразования (понижения частоты) записаны на лентах. Для синхронизации записей на обоих пунктах одновременно на лентах записываются маркёры времени. Преобразование и синхронизация записей проводятся при помощи сигналов от атомных стандартов частоты. Далее записи считываются на вычислит. центре и перемножаются — выделяется коррелированный сигнал, соответствующий интенсивности к.-л. гармоники распределения яркости исследуемого объекта. Элементы интерферометра физически не связаны между собой и длина базы может быть сделана сколь угодно большой.
В условиях Земли угловое разрешение интерферометров достигает 10-4 секунды дуги.
Исторически первым Р. может быть назван инструмент, построенный К. Янским (США, 1931) для изучения грозовых помех на волне 4,6 м. Его антенна состояла из синфазно соединённых полуволновых диполей. При помощи этого инструмента было обнаружено излучение Млечного Пути. Первый спец. Р. был создан Г. Ребером (США) в кон. 30-х гг. Р. имел зеркальную параболич. антенну диаметром 9,5 м и радиометры на волны трёх длин: 9, 33 и 187 см. Ребером были получены первые радиокарты неба и обнаружено радиоизлучение Солнца. Фактически радиоастрономия как наука сформировалась после 2-й мировой войны, когда на основе радиолокаторов были созданы достаточно совершенные Р. и разработаны методы приёма слабых радиосигналов. Угловое разрешение первых Р. было недостаточным и его повысили простым способом — наблюдением косм. радиоисточников, восходящих над поверхностью моря. Прямой и отражённый от поверхности моря сигналы интерферируют, образуя интерференц. минимумы и максимумы. Р. как бы отражается в зеркале моря, и инструмент оказывается состоящим из двух далеко разнесённых антенн, расстояние между к-рыми и определяет угловое разрешение. Не менее эффективным оказался метод покрытий. В момент покрытия радиоисточника Луной возникает дифракция на краю Луны, по дифракционной картине можно судить об угловом размере источника. Ширина дифракц. лепестков, определяющая разрешение Р., в этом методе j=Öl/D, где D — расстояние до Луны. На метровых волнах этот метод позволяет получить разрешение порядка неск. десятков секунд. Значительно более высокое разрешение было получено методом мерцаний. Сигнал от радиоисточника, проходя через неоднородности косм. среды (движущиеся облака ионизованного газа ионосферы, межпланетной и межзвёздной среды), искажается, в результате на поверхности Земли наблюдается «бегущая» дифракц. картина, источник мерцает. Величина мерцаний зависит от относит. угловых размеров облаков и источника, а характерное время мерцаний — от скорости этих облаков. Угловое разрешение на ионосферных неоднородностях составляет неск. угловых минут, на межпланетных ~0,3—0,05", на межзвёздных ~10-6 секунды дуги.
Современные Р. позволили не только обнаружить тысячи косм. радиоисточников (Солнце, планеты, нейтронные звёзды, пульсары, мазерные источники в галактич. туманностях, галактики, квазары), но и исследовать их тонкую радиоструктуру. В радиодиапазоне были открыты спектральные линии многих хим. элементов, неорганич. и сложных органич. молекул, что позволило приоткрыть завесу над процессами образования звёзд и планетных систем. Открытие микроволнового фонового излучения (т. н. реликтового излучения) в диапазоне длин волн от 102 до 10-2 см явилось важным подтверждением модели «горячей Вселенной» (см. Космология).
•Матвеенко Л. И., Радиоастрономия, в кн.: Итоги науки и техники. Сер. Астрономия, т. 13, М., 1977; Есепкина Н. А., Корольков Д. В., Парийский Ю. Н., Радиотелескопы и радиометры, М., 1973.
Л. И. Матвеенко.
РАДИОФИЗИКА, раздел физики, охватывающий изучение и использование эл.-магн. колебаний и волн радиодиапазона, а также распространение развитых при этом принципов и методов в др. области физики и за её пределы. На шкале электромагнитных волн радиодиапазон занимает интервал частот от 104 до 1010 Гц (см. Радиоволны), и первоначально радиофиз. исследования придерживались этих границ. В зарубежной лит-ре
611
такому представлению о Р. ограниченно соответствует термин «радионаука» (Radioscience). Co временем, однако, методы Р. проникли и в др. диапазоны частот от очень низких частот (ОНЧ) до g-излучения, а также в область исследований волновых процессов не эл.-магн. природы (напр., в акустику).
Р. сформировалась в 30—40-е гг. благодаря бурному развитию радиотехники, радиосвязи, радио- и телевещания и др. Появление радиолокации и радионавигации потребовало освоения новых диапазонов частот и разработки общих физ. принципов генерации, излучения, распространения и приёма радиоволн, модуляции и кодирования радиосигналов и т. д. В СССР развитие Р. связано с именами Л. И. Мандельштама, Н. Д. Папалекси и созданной ими школы.
На первом этапе развитие Р. опиралось на общую теорию колебаний и волн, физ. электронику и электродинамику. Теория колебаний создала матем. аппарат, позволяющий исследовать и управлять процессами в колебат. системах (см. Колебаний и волн теория). Важную роль сыграли исследования нелинейных колебаний и особенно автоколебаний, лежащие в основе работы большинства генераторов эл.-магн. колебаний радиодиапазона.
Быстродействие, простота управления, высокие кпд, перекрытие всех диапазонов частот и мощностей, высокая чувствительность, избирательность и низкий уровень шумов и др. требования, предъявляемые к разл. радиотехнич. устройствам, могут быть удовлетворены только с привлечением разнообразных физ. явлений в газах и конденсированных средах. Поэтому радиофиз. исследованиям сопутствовали, а иногда предшествовали: ас-следование электронной и ионной эмиссии (см. Эмиссионная электроника), разработка методов управления движением заряженных ч-ц (см. Электронная оптика), исследование вз-ствия эл.-магн. полей с электронными потоками, с газоразрядной плазмой и электронно-дырочной плазмой в тв. теле (см. Плазма твёрдых тел), изучение невзаимных хар-к ферритов и т. п. В результате развития представлений об автофазировке и автогруппировке эл-нов, о самосогласованном синхронном вз-ствии частиц и эл.-магн. полей вместо вакуумных диодов, триодов и т. п. в коротковолновых диапазонах появились такие приборы, как клистрон, магнетрон, лампа бегущей волны, лампа обратной волны и др.
Электродинамика, в основном опирающаяся на Максвелла уравнения в линейных средах, обеспечила понимание процессов излучения, распространения и приёма радиоволн. Это позволило создать разл. элементы радиотехнич. аппаратуры как в длинноволновых диапазонах (системы с сосредоточенными параметрами — колебат. контуры, фильтры, трансформаторы и т. п.), так и в коротковолновых диапазонах, особенно на СВЧ, где практически все узлы — системы с распределёнными параметрами (линии передачи, радиоволноводы, объёмные резонаторы и т. п.). Создание множества типов антенн и расчёта трасс распространения радиоволн в атмосфере, земной коре, воде составили содержание автономных разделов Р.
По мере развития Р. её методы стали проникать в др. области физики. В результате Р. как бы «разветвилась» на «физику для радио» и «радио для физики». Новые задачи, а также освоение диапазонов высоких частот привлекли в Р. идеи и методы из др. областей физики, в частности из оптики (линзы, зеркала, интерферометры, поляроиды и т. д.), что привело к появлению нового раздела Р.— квазиоптики (квазиоптич. линии передачи, открытые резонаторы и т. п.). В свою очередь радиофиз. методы, развитые, напр., для сантиметрового диапазона длин волн, проникнув в оптику, заметно расширили её возможности, вызвав к жизни такие разделы, как волоконная оптика, голография, интегральная оптика и т. п., так что и оптич. диапазон частот стал областью приложения методов Р. Иногда это поясняют термином «радиооптика».
В результате взаимных «обогащений» с др. областями физики, с одной стороны, и обособления отд. разделов — с др. стороны, внутри Р. образовалось, кроме квазиоптики, и неск. др. важных «дочерних» направлений. В статистической радиофизике исследуются флуктуационные процессы в колебат. системах, стабильность частоты генераторов, шумы усилителей, неравновесное излучение среды в радиодиапазоне, распространение волн в средах со случайными неоднородностями, разработка и применение методов корреляц. анализа сигналов и др. Квантовая Р. (квант. генераторы и усилители радио- и оптич. диапазонов, см. Квантовая электроника) смыкается с когерентной нелинейной оптикой. Радиоспектроскопия — совокупность тонких методов исследования спектров веществ в радиодиапазоне, позволяющих обнаружить присутствие ничтожных долей примесей (см. Ядерный магнитный резонанс, Электронный парамагнитный резонанс и др.). Радиоастрономия — приём и обработка слабых сигналов от косм. источников (спектральная плотность потока излучения до 10-30 Вт/м2 Гц), разработка антенн и интерферометров с высокой направленностью и угловым разрешением до 10-3—10-4 угл. секунды (см. Радиотелескоп), исследование природы радиоизлучения косм. источниками (их распространения через косм. среду и т. п.). Содержание микроэлектроники состоит в создании твердотельных приборов, интегральных схем и т. п.
Т. о., Р. имеет сложную и сильно разветвлённую структуру и ясно выраженную тенденцию как дальнейшего проникновения в др. области естествознания (геофизику и гидрофизику, акустику, биофизику и др.), так и в др. области частот, мощностей и др. параметров, расширяющих традиц. сферы влияния Р. (релятивистская электроника больших мощностей, микроминиатюризация радиоаппаратуры, рентгеновская оптика).
А. В. Гапонов-Грехов, М. А. Миллер.
РАДИОЧАСТОТНЫЙ МАСС-СПЕКТРОМЕТР, масс-спектрометр, в к-ром разделение ионов, различающихся по величине отношения их массы М к заряду е, происходит при движении пучка ионов через неск. сеток-электродов, между к-рыми приложено ВЧ напряжение. Только ионы с определённым М/е увеличивают свою энергию при пролёте через сетки и попадают на коллектор. Р. м.-с., установленные на ракетах и искусств. спутниках, используются для анализа состава атмосферы.
РАДИОЭЛЕКТРОНИКА, термин, объединяющий обширный комплекс областей науки и техники, связанных гл. обр. с проблемами передачи, приёма и преобразования информации с помощью эл.-магн. колебаний и волн. Появился в 50-х гг. 20 в. и явл. в нек-рой степени условным. Р. охватывает радиотехнику и электронику, а также ряд новых областей, выделившихся в результате их развития и дифференциации,— квантовую электронику, оптоэлектронику, твердотельную электронику, микроэлектронику (см. Полупроводниковые приборы), ИК технику, криоэлектронику, акустоэлектронику, хемотронику и др. Р. тесно связана, с одной стороны, с радиофизикой, физикой твёрдого тела, оптикой и механикой, с другой — с электротехникой, автоматикой и технич. кибернетикой. Радиоэлектронная аппаратура часто явл. одним из звеньев системы автоматич. управления (напр., систем управления полётом ракеты или косм. корабля). В самой радиоэлектронной аппаратуре применяются системы автоматич. регулирования (самонастройка частоты, слежение за целью и т. д.). Р. связана также с электронно-вычислит. техникой, т. к. последняя включает электронные устройства, осуществляющие обработку информации («очищение» от помех, приведение к определённому виду). Область использования Р. выходит за пределы точных наук и техники, проникая в медицину, экономику и др.
• Электроника: прошлое, настоящее, будущее. Сб. ст., [пер. с англ.], М., 1979 (Новое в жизни, науке и технике. Серия «Физика», № 5).
612
РАДИУС ИНЕРЦИИ, величина r, имеющая размерность длины, с помощью к-рой момент инерции тела относительно данной оси выражается ф-лой I=Mr2, где М — масса тела. Напр., для однородного шара Р. и. относительно оси, проходящей через его центр, равен Ö0,4R»0,632R, где R — радиус шара.
РАДЛЮКС (рлк, rlx), редко применяемое и не вошедшее в стандарт наименование единицы светимости (светности) СИ — люмен на квадратный метр (лм/м2). 1 рлк=10-4 радфот.
РАДФОТ (рф, rph), единица светимости (светности), в системе единиц СГСЛ (см — г — с — люмен), равная люмену на 1 см2. 1 рф=104 радлюкс=104 лм/м2.
РАЗВЁРТКА ОПТИЧЕСКАЯ, непрерывное во времени перемещение по поверхности светочувствит. элемента (фотографич. эмульсии, экрану электронно-оптического преобразователя) оптич. изображения самосветящегося или
Фотограмма оптич. щелевой развёртки плазменного факела.
подсвеченного вспомогат. источником света объекта с целью исследования быстропротекающих процессов — распространения ударных волн, развития газовых разрядов и др. В отличие от скоростной киносъёмки, при к-рой фиксируются хотя и с большой частотой, но дискретные фазы явления, Р. о. обеспечивает его непрерывную фоторегистрацию.
В типичной схеме Р. о. промежуточное изображение, формируемое первым объективом, совмещается со щелью, «вырезающей» из него малый участок; при развитии процесса это изображение перемещается вдоль щели, оставаясь в её плоскости. Второй объектив переводит изображение со щели на светочувствит. элемент, напр. на фотоплёнку, размещённую в виде кольца снаружи или внутри вращающегося барабана (ось вращения параллельна щели). Разрешающая способность Р. о. по времени равна промежутку времени, за к-рый изображение на плёнке проходит путь, равный собств. ширине. Линейная скорость вращения плёнки, если её закрепляют внутри барабана, достигает 300—400 м/с. При ширине изображения 0,1 мм разрешение по времени может быть (2—3)•10-7 с. Повысить скорость относит. движения плёнки и изображения позволяет зеркальная Р. о, при к-рой плёнка неподвижна, а изображение перемещается за счёт отражения от вращающегося плоского зеркала (угловая скорость зеркала до 105 об/мин) или зеркального многогранника (линейная скорость Р. О. с зеркальным 12-гранником до 4,5•103 м/с, что обеспечивает временное разрешение до 2•10-8 с).
При Р. о. с помощью электроннооптич. преобразователей изображение объекта на фотокатоде перемещается по люминесцентному экрану путём отклонения потока фотоэлектронов. Для этого используют электрич. поля, изменяющиеся во времени по линейному, круговому или др. закону. Послесвечение экрана позволяет фотографировать сразу всю картину Р. о. обычным фотоаппаратом. Скорость записи достигает при этом 3•105 м/с, а разрешение по времени 10-10—10-12 с.
• Дубовик А. С., Фотографическая регистрация быстропротекающих процессов, 2 изд., М., 1975.
Л. Н. Капорский.
РАЗЛОЖЕНИЕ СИЛЫ, замена силы, приложенной к точке тв. тела, без изменения её механич. действия, неск. силами, приложенными к точкам того же тела. Задача Р. с. неопределённа; чтобы она стала определённой, необходимо задать дополнит. условия, к-рым должны удовлетворять эти силы. РАЗМАГНИЧИВАНИЕ, уменьшение остаточной намагниченности ферромагн. образца после устранения внеш. намагничивающего поля (см. Намагничивание). Образец считается размагниченным, если векторы намагниченности доменов ориентированы в нём хаотически и ср. намагниченность (или индукция) в любом сечении образца равна нулю (или меньше заданной величины).
К наиболее полному Р. приводит нагрев образца выше темп-ры Кюри (при этом в-во полностью теряет свои ферромагн. св-ва; см. Ферромагнетизм) с последующим охлаждением в отсутствии внеш. поля. Однако в большинстве случаев такой способ Р. недопустим, т. к. в результате нагрева могут измениться механич. и др. св-ва материала. Др. способ Р. заключается в циклич. перемагничивании размагничиваемого образца перем. магн. полем с плавно убывающей до нуля амплитудой (рис.). При
Кривая размагничивания образца, обладающего остаточной, намагниченностью Ir, перем. полем H, убывающим до нуля.
этом макс. амплитуда перем. размагничивающего поля, как правило, должна быть не меньше ' величины намагничивавшего поля. Опыт показывает, что эффективность Р. зависит от частоты размагничивающего поля, скорости его убывания, толщины детали и глубины проникновения поля. Чем толще образец, тем ниже должна быть частота размагничивающего поля (для снижения поверхностного эффекта — неполного проникновения высокочастотного поля в массивный образец). Скорость Р. должна быть тем меньше (число циклов Р. тем больше), чем выше магнитная проницаемость материала (т. е. намагниченность в слабых полях). Согласно технич. условиям образец из пластин листовой электротехнич. стали толщиной 0,35— 0,5 мм размагничивают в течение 1 мин плавным уменьшением магн. поля частотой 50 Гц от макс. напряжённости поля 2000—2500 А/м до нуля. Как правило, для Р. достаточно 30— 60 циклов перемагничивания.
0 См. при ст. Намагничивание.
РАЗМАГНИЧИВАЮЩИЙ ФАКТОР (размагничивания коэффициент). При намагничивании во внеш. поле образца или детали из ферромагн. материала разомкнутой формы (напр., цилиндра) на его краях образуются магн. полюсы, создающие внутри образца магн. поле обратного (по отношению к внеш. полю) направления. Это размагничивающее поле полюсов образца Н0 пропорц. его намагниченности /, т. е. H0=NJ. Коэфф. N, связывающий напряжённость собств. поля образца и его намагниченность, наз. Р. ф. или коэфф. размагничивания. Если образец находится во внеш. магн. поле напряжённостью НВ, то истинная напряжённость поля в образце равна Ни=НВ-NJ.
Р. ф. может быть точно рассчитан только для эллипсоидов вращения, к-рые имеют однородную намагниченность ( в частности, для шара N=1/3,
для очень тонкой пластинки N=1, для бесконечно длинного цилиндра в
поперечном поле N=1/2) . Для нек-рых
образцов простой формы Р. ф. рассчитывается по эмпирич. ф-лам, в большинстве случаев Р. ф. определяется экспериментально.
РАЗМЕР ЕДИНИЦЫ физической величины, количеств. содержание соответствующей величины (длины, массы и т. п.) в единице. Размеры осн. единиц к.-л. системы единиц устанавливаются при их выборе и воспроизводятся, как правило, эталонами. Размеры осн. единиц, в свою очередь, определяют размеры всех производных единиц данной системы. Так, размер единиц площади и объёма зависит от выбора единицы длины. Для образования ряда единиц разл. размера (кратных единиц и дольных единиц) используется принцип десятичности (см. Международная система единиц).
РАЗМЕРНОСТЕЙ АНАЛИЗ, метод установления связи между физ. величинами, существенными для изучаемого явления, основанный на рассмотрении размерностей этих величин. В основе Р. а. лежит требование, согласно к-рому ур-ние, выражающее
613
искомую связь, должно оставаться справедливым при любом изменении единиц входящих в него величин. Это требование совпадает с требованием равенства размерностей величин в левой и правой частях ур-ния. Ф-ла размерности к.-л. физ. .величины В имеет вид:
[В]=LlMmTt,или dimB=LlMmTt (1)
(dim от англ. dimension — размер, размерность). [В] — символ размерности определяемой (производной) физ. величины (обычно берётся в прямые скобки); L, М, Т, . . .— символы величин, принятых за основные (соответственно длины, массы, времени и т. д.); l, m, t, . . . — целые или дробные, положительные или отрицательные вещественные числа, наз. показателями размерности, или размерностью производной величины В. Так, ф-ла размерности для ускорения о записывается в виде [a]=LT-2, для силы — LMT-2. Понятие размерности распространяется и на осн. величины. Принимают, что размерность осн. величины в отношении самой себя равна единице и что от др. величин она не зависит; тогда ф-ла размерности осн. величины совпадает с её символом. Если единица производной величины не изменяется при изменении к.-л. из осн. единиц, то такая величина обладает нулевой размерностью по отношению к соответствующей основной. Так, ускорение обладает нулевой размерностью по отношению к массе. Величины, в размерности к-рых все осн. величины входят в нулевой степени, наз. безразмерными. Выбор числа физ. величин, принимаемых за основные, и самих этих величин в принципе произволен, но практич. соображения приводят к нек-рому ограничению свободы в выборе осн. величин и их единиц.
В СГС системе единиц за осн. величины принимают длину, массу и время. В этой системе размерность физ. величины выражается произведением трёх символов L, М и Т в соответствующих степенях. Международная система единиц (СИ) содержит семь осн. величин: кроме длины, массы и времени, силу тока (символ I), темп-ру (9), силу света (J), кол-во в-ва (N).
Если для исследуемого явления установлено, с какими величинами может быть связана искомая величина, но вид этой связи неизвестен, для её нахождения составляют ур-ние размерностей, в к-ром в левой части будет стоять символ искомой величины со своим показателем размерности, а в правой — произведение символов величин, от к-рых искомая величина зависит, но с неизвестными показателями размерности. Задача нахождения связи между физ. величинами
сводится в этом случае к отысканию значений соответствующих показателей размерности. Если, напр., требуется определить время т прохождения пути s телом массой m, движущимся поступательно и прямолинейно под действием пост. силы f, то можно составить ур-ние размерности, имеющее вид:
T=LxMy(LMT-2)z, (2)
где х, у, z неизвестны. Требование равенства показателей размерности левой и правой частей в ур-нии (2) приводит к системе ур-ний: x+z=0, y+z=0, -2z=1, откуда следует, что x=y=l/2, z=-1/2 и
t=CÖms/f. (3)
Безразмерный коэфф. С, равный согласно законам механики Ö2, в рамках Р. а. определить нельзя.
В этом состоит своеобразие Р. а. Устанавливаемая с его помощью зависимость искомой величины от величин, определяющих исследуемое явление, находится с точностью до пост. коэфф. Для получения точных количественных соотношений нужны дополнит. данные. Поэтому Р. а. не явл. универсальным методом. Он нашёл плодотворное применение в тех областях физики (гидравлике, аэродинамике и др.), где строгое решение задачи часто наталкивается на значит. трудности, в частности из-за большого числа параметров, определяющих физ. явление. При решении сложных задач на основе Р. а. большую роль сыграла теорема (её наз. p-теоремой), согласно к-рой всякое соотношение между нек-рым числом размерных величин, характеризующих данное физ. явление, можно представить в виде соотношения между меньшим числом безразмерных комбинаций, составленных из этих величин. Эта теорема связывает Р. а. с теорией физ. подобия, в основе к-рой лежит утверждение, что если все соответствующие безразмерные характеристики (подобия\критерии) для двух явлений одинаковы, то эти явления физически подобны (см. Подобия теория),
• Бриджмен П. В., Анализ размерностей, пер. с англ., Л.—М., 1934; Коган Б. Ю., Размерность физической величины, М., 1968; Сена Л. А., Единицы физических величин и их размерности, 2 изд.,М., 1977; Седов Л. И., Методы подобия и размерности в механике, 9 изд., М., 1981.
РАЗМЕРНОСТЕЙ ТЕОРИЯ, см. Размерностей анализ.
РАЗМЕРНОСТЬ единицы физической величины, выражение, показывающее, во сколько раз изменится единица данной величины при изменении единиц величин, принятых в данной системе за основные. Р. представляет собой одночлен, составленный из произведения обобщённых символов осн. единиц в различных (целых или дробных, положительных или отрицательных) степенях, к-рые наз. показателями Р. (подробнее см. Размерностей анализ).
РАЗМЕРНЫЕ ЭФФЕКТЫ, явления в тв. телах, наблюдающиеся в условиях, когда размеры исследуемого образца сравнимы с одной из характерных длин — длиной свободного пробега l носителей заряда, длиной волны де Бройля l, диффузионной длиной и т. п. Различают классич. и квант. Р. э. Классич. Р. э. наблюдаются в поведении статич. электропроводности тонких металлич. и полупроводниковых плёнок и проволок, толщина d к-рых сравнима с длиной l свободного пробега эл-нов. При уменьшении d уд. сопротивление r монотонно возрастает, что связано с дополнит. рассеянием эл-нов на границах образца. Величина r существенно зависит от характера рассеяния (зеркального или диффузного). Во внеш. сильном магн. поле Р. э. могут возникать, когда d сравнимо с размерами орбиты эл-нов проводимости в магн. поле Н, т. к. в зависимости от величины напряжённости поля Н орбита может укладываться либо не укладываться в образце. В последнем случае Р. э. проявляются в виде осцилляции электропроводности при изменении магн. поля. Аналогичные эффекты возможны и на высоких частотах (радиочастотные Р. э.).
Квант. Р. э. обнаруживаются в случае, когда толщина плёнки или диаметр проволоки сравнимы с де-бройлевской длиной волны l эл-на. Р. э. связаны с квантованием квазиимпульса эл-на, вследствие чего энергетич. зоны электронного спектра расщепляются на подзоны (см. Зонная теория). Квант. Р. э. проявляются в осцилляционной зависимости уд. сопротивления r и др. характеристик (кинетич. коэфф.) от толщины образца d.
Анизотропные Р. э. наблюдаются в анизотропных проводниках (как при естеств. анизотропии, так и наведённой магн. полем, давлением и т. д.) с неск. группами носителей заряда (эл-ны и дырки, эл-ны разных «долин» энергетич. спектра и т. п.). Пропускание тока через образец сопровождается пространств. разделением носителей, относящихся к разным группам, в направлении, перпендикулярном к току. Если диффузионная длина носителей сравнима с поперечными размерами образца, такое разделение носителей приводит к существенной размерной зависимости электропроводности и др. кинетич. коэффициентов.
• Л а р с е н Д. К., Размерные эффекты в электропроводности тонких металлических пленок и проволок, в кн.: Физика тонких пленок, пер. с англ., т. 6, М., 1973; Абрикосов А. А., Введение в теорию нормальных металлов, М., 1972; Р а ш б а Э. И., Грибников 3. С., Кравченко В. Я., Анизотропные размерные эффекты в полупроводниках и полуметаллах, «УФН», 1976, т. 119, в. 1, с. 3—47.
Э. М. Эпштейн,
614
РАЗНОСТНЫЙ МЕТОД ИЗМЕРЕНИЙ, см. Дифференциальный метод измерений.
РАЗНОСТНЫЙ ТОН, комбинационный топ с частотой w1-w2, возникающий в нелинейной акустич. системе при воздействии на неё двух звуковых колебаний с частотами w1 и w2.
РАЗНОСТЬ ПОТЕНЦИАЛОВ между двумя точками стационарного электрич. или гравитац. поля измеряется работой, совершаемой силами поля при перемещении единичного положит. заряда или, соответственно, единичной массы из точки с большим потенциалом в точку с меньшим потенциалом. Если j1 и j2 — потенциалы нач. и конечной точек траектории заряда (или массы), то Р. п. u=j1-j2; изменение потенциала Dj=j2-j1=-u.
Работой произвольного электрич. поля по перемещению единичного положит. заряда из одной точки в другую измеряется электрическое напряжение между этими точками; в случае потенциального поля напряжение совпадает с Р. п.
РАЗНОСТЬ ХОДА лучей, разность оптических длин путей двух световых лучей, имеющих общие нач. и конечную точки. Понятие Р. х. играет осн. роль в описании интерференции света и дифракции света.
РАЗРЕЖЕННЫХ ГАЗОВ ДИНАМИКА, см. Динамика разреженных газов.
РАЗРЕШАЮЩАЯ СПОСОБНОСТЬ (разрешающая сила) оптических приборов, характеризует способность этих приборов давать раздельное изображение двух близких друг к другу точек объекта. Наименьшее линейное (или угловое) расстояние между двумя точками, начиная с которого их изображения сливаются и перестают быть различными, наз. линейным (или угловым) пределом разрешения. Обратная ему величина служит количеств. мерой Р. с. оптич. приборов. Идеальное изображение точки, как элемента предмета, может быть получено от волновой сферич. поверхности. Реальные оптич. системы имеют входные и выходные зрачки конечных размеров, ограничивающие волновую поверхность. Благодаря дифракции света даже при отсутствии аберраций и ошибок изготовления оптич. система изображает точку в монохроматич. свете в виде светлого пятна, окружённого попеременно тёмными и светлыми кольцами. Пользуясь теорией дифракции, можно вычислить наименьшее расстояние, разрешаемое оптич. системой, если известно, при каких распределениях освещённости приёмник (глаз, фотослой) воспринимает изображение раздельно. В соответствии с условием, введённым англ. учёным Дж. У. Рэлеем (1879), изображения двух точек можно видеть раздельно, если центр дифракц. пятна каждого из них пересекается с краем первого тёмного кольца другого (рис.).
Если точки предмета самосветящиеся и излучают некогерентные лучи, выполнение критерия Рэлея соответствует тому, что наименьшая освещённость между изображениями разрешаемых точек составит 74% от освещённости в центре пятна, а угловое расстояние между центрами дифракц. пятен (максимумами освещённости) определится выражением Dj=1,21l/D, где l — длина волны света, D — диаметр входного зрачка оптич. системы (см. Диафрагма в оптике).
Распределение освещённости Е в изображении двух точечных источников света, расположенных так, что угловое расстояние между максимумами освещённости Dj равно угловой величине радиуса центрального дифракц. пятна Dq(Dj=Dq — условие Рэлея).
Если оптич. система имеет фокусное расстояние f, то линейная величина предела разрешения d=l,21lf/D. Предел разрешения телескопов и зрительных труб выражают в угловых секундах и определяют по формуле d=140/D (при l=560 нм и D в мм) (о Р. с. микроскопов см. в ст. Микроскоп). Приведённые формулы справедливы для точек, находящихся на оси идеальных оптич. приборов. Наличие аберраций и ошибок изготовления снижает Р. с. реальных оптич. систем. Р. с. реальной оптич. системы падает также при переходе от центра поля зрения к его краям. Р. с. оптич. прибора Rоп, включающего комбинацию оптич. системы и приёмника (фотослой, катод электронно-оптического преобразователя и др.), связана с Р. с. оптич. системы прибора Rос и приёмника Rп приближённой формулой 1/Rоп=1/Rос+1/Rп, из к-рой следует, что целесообразно применение лишь таких сочетаний, когда Rос и Rп одного порядка. Р. с. прибора может быть оценена по его аппаратной функции.
• Тудоровский А. И., Теория оптических приборов, 2 изд., т. 1, М.—Л., 1948; Ландсберг Г. С., Оптика, 5 изд.. М., 1976.
Л. Н. Капорский.
РАЗРЕШЁННАЯ ЗОНА, область значений энергии, к-рые может принимать квантовая система. См. Зонная теория.
РАЗРЕШЁННЫЕ ЛИНИИ, спектральные линии, возникающие при излучат. квантовых переходах, для к-рых выполняются отбора правила (в отличие от запрещённых линий).
РАЗРЫВНЫЕ КОЛЕБАНИЯ, колебания, при к-рых наряду со сравнительно медленными изменениями величин, характеризующих состояние колебат. системы, в нек-рые моменты происходят столь быстрые изменения этих величин, что их можно рассматривать как скачки, а весь колебат.
процесс в целом — как последовательность медленных изменений состояния системы, начинающихся и кончающихся мгновенным его изменением (скачками или разрывами). Релаксационные колебания часто рассматривают как Р. к.
РАЗРЯД С ПОЛЫМ КАТОДОМ, разряд с катодом (чаще всего в виде полого цилиндра), рабочая поверхность к-рого охватывает часть разрядного пространства. Р. с п. к. характеризуется в несколько раз большей концентрацией заряженных и возбуждённых ч-ц по сравнению с их концентрацией при обычной форме катода. Это обусловлено специфической конфигурацией электрического поля внутри катода (рис.).
Движение электрона в полом катоде.
Эл-ны, эмитируемые внутр. поверхностью цилиндра, ускоряются в области катодного падения потенциала и, пролетев плазму, попадают в поле противоположного направления, отражаются назад в плазму и т. д. В результате время жизни эл-на внутри полого катода оказывается большим, что и приводит к более эффективным возбуждению и ионизации атомов.
• Москалев Б. И., Разряд с полым катодом, М., 1969.
Л. А. Сена.
РАЗРЯДЫ В ГАЗАХ, см. Электрические разряды в газах.
РАМAHA ЭФФЕКТ (комбинационное рассеяние света), рассеяние света в-вом, сопровождающееся изменением его длины волны. Открыт в 1928 Г. С. Ландсбергом и Л. И. Мандельштамом на кристаллах и инд. физиками Ч. В. Раманом и К. С. Кришнаном на жидкостях. Термин «Р. э.» распространён в зарубежной лит-ре. Подробнее см. Комбинационное рассеяние света.
РАМЗАУЭРА ЭФФЕКТ, в узком смысле — высокая «проницаемость» атомов или молекул газа для медленных эл-нов; в более общем смысле — аномальный (с позиций классич. физики) характер вз-ствия эл-нов с нейтральными атомами (молекулами) нек-рых газов. Открыт в 1921 нем. физиком К. Рамзауэром (С. Ramsauer) при изучении рассеяния эл-нов в аргоне.
Р. э. выражается в наличии глубокого минимума в эфф. сечении столкновений эл-нов с атомами. Для атомов Ar минимум наблюдается при энергиях эл-нов ок. 1 эВ (так, что эл-ны проходят сквозь газ не рассеиваясь) с последующим возрастанием до максимума при энергии ок. 12 эВ. Это явление, необъяснимое в рамках клас-
615
сич. механики ч-ц, истолковывается при рассмотрении с позиций квант. механики тем, что в процессах вз-ствия с атомами медленные эл-ны ведут себя как волны (см. Волны де Бройля). Квантовомеханич. расчёты обосновали экспериментально установленный Р. э. в Ar и др. более тяжёлых инертных газах и его отсутствие в Н2, Не, Ne и др. газах.
• Арцимович Л. А., Элементарная физика плазмы, 3 изд., М., 1969; Месси Г., Б а р х о п В., Электронные и ионные столкновения, пер. с англ., М., 1958.
РАМОЧНАЯ АНТЕННА, антенна в виде одного или неск. витков провода. Р. а. эквивалентна магн. диполю и имеет соответствующую ему тороидальную диаграмму направленности. Для повышения эффективности Р. а. снабжают ферромагн. сердечниками.
РАСПРЕДЕЛЁННАЯ СИСТЕМА, то же, что система с распределёнными параметрами.
РАСПРОСТРАНЕНИЕ РАДИОВОЛН, процесс передачи эл.-магн. колебаний радиодиапазона (см. Радиоволны) в пространстве от одного места к другому, в частности от передатчика к приёмнику. В естеств. условиях Р. р. происходит в разл. средах, напр. в атмосфере, космической плазме, в поверхностном слое Земли.
Общие закономерности Р. р. Скорость Р. р. в свободном пространстве в вакууме равна скорости света с. Полная энергия, переносимая радиоволной, остаётся постоянной, а плотность потока энергии убывает с увеличением расстояния r от источника обратно пропорционально r2. Р. р. в др. средах происходит с фазовой скоростью, отличающейся от с и в равновесной среде сопровождается поглощением эл.-магн. энергии. Оба эффекта объясняются возбуждением колебаний эл-нов и ионов среды под действием электрич. поля волны. Если напряжённость поля E гармонич. волны мала по сравнению с напряжённостью поля, действующего на заряды в самой среде (напр., на эл-н в атоме), то колебания происходят также по гармонич. закону с частотой w пришедшей волны. Колеблющиеся эл-ны излучают вторичные радиоволны той же частоты, но с др. амплитудами и фазами. В результате сложения вторичных волн с приходящей формируется результирующая волна с новой амплитудой и фазой. Сдвиг фаз между первичной и переизлучёнными волнами приводит к изменению фазовой скорости. Потери энергии при взаимодействии волны с атомами явл. причиной поглощения радиоволн.
Амплитуда волны убывает с расстоянием по закону А =(A0/r)ехр(-(w/c)cr) ,
а фаза волны по закону y=wt-(w/c)n,
где c — показатель поглощения, n — преломления показатель; n и c зависят от диэлектрической проницаемости e среды, её проводимости о и частоты волн w:
Фазовая скорость vф=c/n, коэфф. поглощения b=(w/c)c. Среда ведёт себя
как диэлектрик, если (4ps/we)2<<1,
и как проводник при (4ps/we)2>>1.
В первом случае n»Öe, поглощение
мало, во втором n»cÖ(2ps/w).
В среде e и s явл. функциями частоты w (см. Дисперсия волн). Вид частотной зависимости e и s определяется структурой среды. Дисперсия радиоволн особенно существенна в тех случаях, когда частота волны близка к характерным собств. частотам среды (напр., при Р. р. в ионосферной и косм. плазме, см. ниже).
При Р. р. в средах, не содержащих свободных эл-нов (тропосфера, толща Земли), происходит смещение связанных эл-нов в атомах и молекулах среды в сторону, противоположную
полю волны E, при этом n>1, vф<c
(радиосигнал, несущий энергию, распространяется с групповой скоростью vгр<с). В плазме поле волны вызывает смещение свободных эл-нов в направлении E, при этом n<1 и vф>с.
В однородных средах радиоволны распространяются прямолинейно, подобно световым лучам. Процесс Р. р. в этом случае подчиняется законам геометрической оптики. Однако реальные среды неоднородны. В них n, а следовательно, и vф различны в разных участках среды, что приводит к искривлению траектории радиоволны. Происходит рефракция (преломление) радиоволн. В случае плавных (в масштабе l) неоднородностей справедливо приближение геом. оптики. Если n зависит от одной координаты, напр. высоты h (плоскослоистая среда), то при прохождении
волны через каждый плоский слой выполняется Снелля закон преломления: луч, падающий на неоднородную среду в точке с n0=1 под углом j0, в пространстве искривляется так, что в произвольной точке среды h соблюдается соотношение:
n(h)sinj(h)=sinj0. (2)
Если n убывает при увеличении h, то в результате рефракции луч, по
мере распространения, отклоняется от вертикали и на некоторой высоте hm становится параллельным горизонтальной плоскости, а затем распространяется вниз (рис. 1, а). Макс. высота hm, на к-рую луч может углубиться в неоднородную плоскослоистую среду, зависит от угла падения j0 и определяется из условия:
n(hm)=sinj0. (3)
В область h>hm лучи не проникают, и, согласно приближению геом. оптики, волновое поле в этой области должно быть равно 0. В действительности вблизи плоскости h=hm волновое поле возрастает, а при h>hт убывает экспоненциально (рис. 1, б). Нарушение законов геом. оптики при Р. р. связано с дифракцией волн, вследствие к-рой радиоволны могут проникать в область геом. тени. На границе области геом. тени образуется сложное распределение волновых полей. Дифракция радиоволн возникает при наличии на их пути препятствий (непрозрачных или полупрозрачных тел). Дифракция особенно существенна в тех случаях, когда размеры препятствий сравнимы с l.
Если Р. р. происходит вблизи резкой границы (в масштабе X) между двумя средами с разл. электрич. свойствами (напр., атмосфера — поверхность Земли или тропосфера — нижняя граница ионосферы для достаточно длинных волн), то при падении радиоволн на резкую границу образуются отражённая и преломлённая (прошедшая) радиоволны. Если отражение происходит от границы проводящей среды (напр., от поверхностного слоя Земли), то глубина проникновения в него определяется толщиной скин-слоя (см. Скин-эффект).
В неоднородных средах возможно , волноводное Р. р., при к-ром происходит локализация потока энергии между определёнными поверхностями, за счёт чего волновые поля между ними убывают с расстоянием медленнее, чем в однородной среде (атмосферный волновод). В средах с плавными неоднородностями локализация связана с рефракцией, а в случае резких границ — с отражением.
В среде, содержащей случайные локальные неоднородности, вторичные волны излучаются беспорядочно в
Рис. 1. а — рефракция радиоволн в плоскослоистой среде; б — зависимость квадрата амплитуды напряжённости электрич. поля радиоволны от высоты h.
616
разл. направлениях. Рассеянные волны частично уносят энергию исходной волны, что приводит к её ослаблению. При рассеянии на неоднородностях размером l<<l (т. н. рассеяние Рэлея; см. Рэлея закон) рассеянные волны распространяются почти изотропно. В случае рассеяния на крупномасштабных прозрачных неоднородностях рассеянные волны распространяются в направлениях, близких к исходной волне. При l»l возникает сильное резонансное рассеяние.
Влияние поверхности Земли на Р. р. зависит от расположения относительно неё передатчика и приёмника. Р. р.— процесс, захватывающий большую область пространства, но наиболее существенную роль в Р. р.
Рис. 2. Эллипсоидальная область пространства, существенная при распространении радиоволн (радиотрасса); А — излучатель; В — приёмник.
играет область, ограниченная поверхностью, имеющей форму эллипсоида вращения, в фокусах к-рого А и В на расстоянии r расположены передатчик и приёмник (радиотрасса, рис.2). Большая ось эллипсоида равна r+(p/4)l, а малая ось ~Ö(lr/2). Ширина трассы уменьшается с убыванием l. Если высоты z1 и z2, на к-рых расположены антенны передатчика и приёмника над поверхностью Земли, велики по сравнению с l, то эллипсоид не касается поверхности Земли, и она не влияет на Р. р. (рис. 2, а). При понижении обеих или одной из конечных точек радиотрассы эллипсоид коснётся поверхности Земли (рис. 2, б). Отражение радиоволн от земной поверхности близко к зеркальному, если на ней внутри эллипсоида уложится неск. первых зон Френеля, а проводимость s почвы достаточно высока. При этом радиоволна в точке приёма определяется интерференцией прямой и отражённой волн (см. Интерференция волн). Интерференц. максимумы и минимумы обусловливают лепестковую структуру поля в зоне приёма, к-рая характерна для метровых и более коротких радиоволн. Если (z1/l)<1 и (z2/l)>1, то радиотрасса выделяет участок поверхности Земли,
ограниченный эллипсом с осями r+(p/4)l
и Ö(lr/2). Качество радиосвязи в этом случае определяется проводимостью а почвы именно в этой области, причём особенно большую роль играют оба конечных участка радиотрассы. Почвы, образующие поверхностный
слои земной коры, а также воды морей и океанов обладают значит. электропроводностью. Напр., для осадочных пород в поверхностном слое земной коры s~107—108 См. Но т. к. n и c — функции частоты w, то для сантиметровых волн все виды земной поверхности имеют свойства диэлектрика. Для метровых и более длинных волн Земля обычно проводник, в к-рый волны проникают на глубину
скин-слоя толщиной d=(1/2p)Ö(cl0/s)
(l0 — длина волны в вакууме). Поэтому для подземной и подводной радиосвязи используются в основном длинные и сверхдлинные волны.
Выпуклость земной поверхности ограничивает расстояние, на к-ром из
Pис. 3. Дальность прямой видимости r ограничена выпуклостью земной поверхности; R0 — радиус Земли, z1 и z2 — высоты передающей A и приёмной В антенн.
точки приёма В «виден» передатчик А (область «прямой видимости», рис. 3). Однако радиоволны могут проникать в область тени на большее расстояние
~3ÖR20l (R0 — радиус Земли), огибая Землю, в результате дифракции. Практически в эту область за счёт дифракции могут проникать только километровые и более длинные волны (рис. 4). За горизонтом поле растёт
Рис. 4. График, иллюстрирующий связь дальности r распространения от величины W= 20lg|E/E*|, где Е — напряжённость поля радиоволны в реальных условиях распространения с учётом огибания выпуклости земной поверхности (излучатель расположен на поверхности Земли), Е* — напряжённость поля без учёта дифракции, для разных частот.
с увеличением высоты z1, на к-рую поднят излучатель, и быстро (почти экспоненциально) уменьшается при удалении от него.
Влияние рельефа земной поверхности на Р. р. зависит от высоты неровностей h, их горизонтальной протяжённости I, l и угла q падения волны на поверхность. Если неровности достаточно малы и пологи, так что khcosq<1 (k — волновое число) и выполняется т. н. критерий Рэлея: k2l2cosq<1, то они слабо влияют на Р. р. Влияние неровностей зависит также от поляризации волн. Напр., для горизонтально поляризованных
волн оно меньше, чем для волн, поляризованных вертикально. Когда неровности не малы и не пологи, энергия радиоволны может рассеиваться (радиоволна отражается от них). Высокие горы и холмы с h>l, «возмущают» волновое поле, образуя затенённые области. Дифракция радиоволн на горных хребтах иногда приводит к усилению волны из-за интерференции прямых и отражённых волн. Вершина горы служит естеств. ретранслятором. Это существенно при распространении метровых радиоволн в гористой местности (рис. 5).
Фазовая скорость радиоволн, распространяющихся вдоль земной поверхности (земных волн) вблизи излучателя, зависит от её электрич.
Рис. 5. Траектории радиоволн при дифракции на непологих неровностях.
свойств. Однако на расстоянии в неск. l, от излучателя vф»c. Если радиоволны распространяются над электрич. неоднородной поверхностью, напр. сначала над сушей, а затем над морем, то при пересечении береговой линии резко изменяется амплитуда и направление Р. р. (береговая рефракция, рис. 6).
Рис. 6. Изменение напряжённости электрич. поля волны при пересечении береговой линии.
Р. р. в тропосфере. Тропосфера -область атмосферы между поверхностью Земли и т. н. тропопаузой (рис. 7), в к-рой темп-ра воздуха обычно убывает с высотой h. Высота тропопаузы на земном шаре не одинакова, она больше над экватором, чем над полюсами, а в средних широтах, где существует система сильных западных ветров, меняется скачкообразно. Тропосфера состоит из смеси газов и паров воды; её проводимость для радиоволн с l > неск. см пренебрежимо мала.
617
Рис. 7. Зависимость темп-ры Т воздуха и концентрации N эл-нов от высоты h.
Тропосфера обладает свойствами, близкими к вакууму, т. к. у поверхности Земли n=Öe=1,0003 и vф лишь немного меньше с. С увеличением высоты плотность воздуха надает, а поэтому e и n уменьшаются, ещё более приближаясь к 1. Это приводит к отклонению траекторий радиолучей к Земле (рис. 1, а). Такая т. н. нормальная тропосферная рефракция способствует Р. р. за пределы прямой видимости, т. к. за счёт рефракции волны могут огибать выпуклость Земли. Практически этот эффект может играть роль только для УКВ. Для более длинных волн преобладает огибание выпуклости Земли за счёт дифракции.
Метеорологич. условия могут ослаблять или усиливать рефракцию по сравнению с нормальной, т. к. плотность воздуха зависит от давления, темп-ры и влажности. Обычно в тропосфере давление газов и темп-ра с высотой уменьшаются, а давление водяного пара увеличивается. Однако при нек-рых метеорологич. условиях (напр., при движении нагретого над сушей воздуха над морем) темп-ра воздуха с высотой увеличивается (и н в е р с и я т е м п - р ы). Особенно велики отклонения летом на высоте 2—3 км, когда часто образуются температурные инверсии и облачные слои. При этом преломление радиоволн в тропосфере может стать столь сильным, что вышедшая под небольшим углом к горизонту радиоволна на нек-рой высоте изменит направление и вернётся обратно к Земле. В пространстве, ограниченном снизу земной поверхностью, а сверху — рефрагирующим слоем тропосферы, волна может распространяться на очень большие расстояния (в о л н о в о д н о е р а с п р о с т р а н е н и е).
В тропосферных волноводах, как правило, могут распространяться волны с l<1 м (рис. 8).
Поглощение радиоволн в тропосфере пренебрежимо мало для всех радиоволн вплоть до сантиметрового диапазона. Поглощение сантиметровых и более коротких волн резко увеличивается, когда частота волны w совпадает с одной из собств. частот колебаний молекул воздуха (резонансное поглощение). Молекулы получают от приходящей волны энергию, к-рая превращается в теплоту и только частично передаётся вторичным волнам. Известен ряд линий резонансного поглощения в тропосфере: l=1,35 см, 1,5 см, 0,75 см (поглощение в парах воды) и l=0,5 см,
Рис. 8. Траектории УКВ в тропосферном волноводе.
0,25 см (поглощение в кислороде). Между резонансными линиями лежат области более слабого поглощения (о к н а п р о з р а ч н о с т и).
Ослабление радиоволн может быть также вызвано рассеянием на неоднородностях, возникающих при турбулентном движении воздушных масс (см. Турбулентность). Рассеяние резко увеличивается, когда в воздухе
Рис. 9. Рассеяние радиоволн на мелкомасштабных неоднородностях.
присутствуют капельные неоднородности в виде дождя, снега, тумана. Почти изотропное рассеяние Рэлея на мелкомасштабных неоднородностях делает возможной радиосвязь на расстояниях, значительно превышающих прямую видимость (рис. 9). Т. о., тропосфера существенно влияет на распространение УКВ. Для декаметровых и более длинных волн тропосфера практически прозрачна и на их распространение влияет земная поверхность и более высокие слои атмосферы.
Р. р. в ионосфере. Ионосферу образуют верхние слои земной атмосферы, в к-рой газы частично (до 1%) ионизированы под влиянием УФ, рентгеновского и корпускулярного солнечного излучения. Ионосфера электрически нейтральна, она содержит равное количество положит. и отрицат. ч-ц, т. е. является плазмой. Достаточно большая ионизация, оказывающая влияние на Р. р., начинается на высоте 60 км (слой D), увеличивается до высоты 300—400 км, образуя слои E, F1, F2, и затем медленно убывает (рис. 7). В гл. максимуме концентрация эл-нов N достигает 106 см-3. Зависимость N от высоты меняется со временем суток, года, с солнечной активностью, а также с широтой и долготой. Ионизированный слой между 200 и 400 км состоит в основном из равного количества ионов O+ и эл-нов. Эти ч-цы погружены в нейтральный газ с концентрацией 108 см-3, состоящий в основном из ч-ц О2, О, N2 и Не.
В многокомпонентной плазме, содержащей эл-ны, ионы и нейтральные молекулы и пронизанной магн. полем Земли (см. Земной магнетизм), могут возникать разл. виды собств. колебаний, имеющих разные частоты. Напр., плазменные (ленгмюровские)
частоты эл-нов w0=Ö(4pNe2/m) и ионов W0=Ö(4pNe2/M), гиромагнитные
частоты эл-нов wH=eH0/mc и ионов WH =eH0/Mc, где m, М — массы эл-на
и иона, е — их заряд, N — концентрация, Н0 — напряжённость магн. поля Земли. Т. к. М>>m, то w0>>W0, wH>>WH. Напр., для эл-нов wH/2p= 1,4 МГц, а для ионов атомарного кислорода WH/2p=54 Гц.
В зависимости от частоты w радиоволны осн. роль в Р. р. играют те или др. виды собств. колебаний, поэтому электрич. свойства ионосферы различны для разных участков радиодиапазона. При высоких w ионы не успевают следовать за изменениями поля, и в Р. р. принимают участие только эл-ны. Вынужденные колебания свободных эл-нов ионосферы происходят в противофазе с действующей силой и вызывают поляризацию плазмы в сторону, противоположную электрич. полю волны Е. Поэтому диэлектрич. проницаемость ионосферы e<1. Она уменьшается с уменьшением частоты: e=1-w20/w2. Учёт соударений эл-нов с атомами и ионами даёт более точные формулы для e и s
ионосферы: e=1-w20/(w2+v2); s=w20v/4p(w2+n2). Здесь n - эффективная частота соударений. Для декаметровых и более коротких волн в большей части ионосферы w2>>v2 и показатели преломления n и поглощения к приближённо равны: n»Ö(1-w20/w2), c»2ps/wÖe. Т. к. n<1,
то фазовая скорость Р. р. vф=c/n>с,
групповая скорость vгр=cn<с.
Поглощение в ионосфере пропорционально v, т. к. чем больше число столкновений, тем большая часть энергии, получаемой эл-ном из волны, переходит в тепло. Поэтому поглощение больше в нижних областях ионосферы (слой D), где v больше, т. к. выше плотность газа. С увеличением частоты поглощение уменьшается. Короткие волны испытывают слабое поглощение и могут распространяться на большие расстояния.
Рефракция радиоволн в ионосфере. В ионосфере могут распространяться
618
только радиоволны с частотой w>w0. При w<w0 n становится чисто мнимым и эл.-магн. поле экспоненциально убывает в глубь плазмы. Радиоволна с частотой w, падающая на ионосферу вертикально, отражается от уровня, на к-ром w=w0 и n=0. В нижней части ионосферы электронная концентрация и w0 увеличиваются с высотой, поэтому с увеличением и посланная с Земли волна всё глубже проникает в ионосферу. Макс. частота радиоволны, к-рая отражается от слоя ионосферы при вертикальном падении, наз. к р и т и ч. ч а с т о т о й с л о я: wкр=w0макс=Ö(4pe2Nмакс/m). Критич. частота
слоя F2 (гл. максимума) изменяется в течение суток и года в широких пределах (от 3—5 до 10 МГц). Для волн с w>wкр (F2) показатель преломления не обращается в ноль и падающая вертикально волна проходит через ионосферу, не отражаясь.
Рис. 10. Схематич. изображение радиолучей определённой частоты при разл. углах падения на ионосферу.
При наклонном падении волны на ионосферу происходит рефракция, как в тропосфере. В нижней части ионосферы vф увеличивается с высотой (вместе с увеличением N). Поэтому траектория луча отклоняется по направлению к Земле (рис. 10). Радиоволна, падающая на ионосферу под углом j0, поворачивает к Земле на высоте h, для к-рой выполнено условие (3). Макс. частота волны, отражающейся от ионосферы при падении под углом j0 (т. е. для данной дальности трассы), равна: wмпч=wкрseсj0>wкр и наз. макс. применимой частотой (МПЧ). Волны с w<wмпч, отражаясь от ионосферы, возвращаются на Землю, что используется для дальней радиосвязи. Вследствие сферичности Земли величина угла j0 ограничена и дальность связи при однократном отражении от ионосферы £3500—4000км. Связь на большие расстояния осуществляется за счёт неск. последоват. отражений от ионосферы и Земли «скачков» (рис. 11, а). Возможны и более сложные, волноводные траектории, возникающие за счёт горизонтального градиента N или рассеяния на неоднородностях ионосферы при Р. р. с частотой w>wмпч. В результате рассеяния угол падения луча на слой F2 оказывается больше, чем при обычном распространении.
Рис. 11. Распространение коротких волн между Землёй и ионосферой: а — многоскачковая траектория; б — скользящая траектория.
Луч испытывает ряд последоват. отражений от слоя F2, пока не попадёт в область с таким градиентом N, к-рый вызовет отражение части энергии назад к Земле (рис. 11, б).
Влияние магн. поля Земли Н0. В магн. поле Н0 на эл-н, движущийся со скоростью V, действует Лоренца сила F=-e/c[vH0], под влиянием к-рой
он вращается по окружности в плоскости, перпендикулярной H0, с гироскопич. частотой wH. Траектория каждой заряженной ч-цы — винтовая линия с осью вдоль Н0. Действие силы Лоренца приводит к изменению хар-ра вынужденных колебаний эл-нов под действием электрич. поля волны, а следовательно, к изменению электрич. свойств среды. В результате ионосфера становится анизотропной гиротропной средой, электрич. свойства к-рой зависят от направления Р. р. и описываются не скалярной величиной г, а тензором диэлектрич. проницаемости eij. Падающая на такую среду волна испытывает двойное лучепреломление, т. е. расщепляется на две волны, отличающиеся скоростью и направлением распространения, поглощением и поляризацией. Если направление P. p. ^H0, то падающую волну можно представить себе в виде суммы двух линейно поляризованных волн с Е^Н0 и Е║Н0. Для первой «необыкновенной» волны (е) характер вынужденного движения эл-нов под действием поля волны E изменяется (появляется компонента ускорения, перпендикулярная E) и поэтому изменяется п. Для второй (о) «обыкновенной» волны вынужденное движение остаётся таким же, как и без поля Н0 (при v║H0 сила Лоренца равна 0). Для этих двух волн (без учёта соударений) квадраты показателей преломления равны:
При Р. р. вдоль Н0:
В последнем случае обе волны имеют круговую поляризацию, причём у необыкновенной волны вектор Е вращается в сторону вращения эл-на, а у обыкновенной — в противоположную сторону. При произвольном направлении Р. р. (относительно Н0) поляризация нормальных волн эллиптическая.
По мере Р. р. в ионосфере увеличивается сдвиг фаз между волнами и изменяется поляризация суммарной волны. Напр., при Р. р. вдоль Н0 это приводит к повороту плоскости поляризации (Фарадея эффект), а при Р. р. перпендикулярно Н0 — к периодич. чередованию линейной и круговой поляризаций (см. Коттона — Мутона эффект). Т. к. показатели преломления волн различны, отражение их происходит на разной высоте (рис. 12). Направление волнового вектора k при Р. р. в ионосфере может отличаться от vгр.
Рис. 12. Расщепление радиоволны в результате двойного лучепреломления в ионосфере.
Низкочастотные волны в ионосфере.
Осн. часть энергии низкочастотных (НЧ) и очень низкочастотных (ОНЧ) радиоволн практически не проникает в ионосферу. Волны отражаются от её нижней границы (днём — вследствие сильной рефракции в D-слое, ночью — от Е-слоя, как от границы двух сред с разными электрич. свойствами). Распространение этих волн хорошо описывается моделью, согласно к-рой однородные и изотропные Земля и ионосфера образуют приземный волновод с резкими сферич. стенками, в к-ром и происходит Р. р. Такая модель объясняет наблюдаемое убывание поля с расстоянием и возрастание амплитуды поля с высотой. Последнее связано со скольжением волн вдоль вогнутой поверхности волновода, приводящим к своеобразной «фокусировке» поля. Это явление аналогично открытому Рэлеем в акустике эффекту «шепчущей галереи». Амплитуда радиоволн значительно возрастает в антиподной по отношению к источнику точке Земли. Это объясняется сложением радиоволн, огибающих Землю по всем направлениям и сходящихся на противоположной стороне.
619
Влияние магн. поля Земли обусловливает ряд особенностей распространения НЧ волн в ионосфере: сверхдлинные волны могут выходить из приземного волновода за пределы ионосферы, распространяясь вдоль силовых линий геомагн. поля между сопряжёнными точками А и В Земли (рис. 13). Из формулы (5) видно,
что при w<<wH в случае продольного распространения n2e»w20/wwH нигде не обращается в 0, т. е. волна проходит через ионосферу без отражения. В ночной атмосфере прибл. геом. оптики нарушается и частичное прохождение есть при любом угле падения. Разряды молний в атмосфере — естеств. источник НЧ волн. В диапазоне 1—10 кГц они приводят к образованию т. н. свистящих атмосфериков, к-рые распространяются указанным образом и создают на выходе приёмника сигнал с характерным свистом.
При Р. р. инфразвуковых частот с w<<WH важную роль играют колебания ионов, и ионосфера ведёт себя, как проводящая нейтральная жидкость, движение к-рой описывается ур-ниями магнитной гидродинамики. В ионосфере возможно распространение неск. типов магнитогидродинамич. волн, в частности альфвеновских волн, распространяющихся вдоль геомагн. поля с характерной скоростью vA=H0/Öp4pr, где r — плотность газа, и магнитозвуковых волн, к-рые распространяются изотропно (подобно звуку).
Нелинейные эффекты при Р. р. в ионосфере проявляются уже для радиоволн сравнительно небольшой интенсивности и связаны с нарушением линейной зависимости поляризации среды от электрич. поля волны (см. Нелинейная оптика). «Нагревная» нелинейность играет осн. роль, когда характерные размеры возмущённой электрич. полем области плазмы во много раз больше длины свободного пробега эл-нов. Т. к. длина свободного пробега эл-нов в плазме значительна, эл-н успевает получить от поля заметную энергию за время одного пробега. Передача энергии при столкновениях от эл-на к ионам, атомам и молекулам затруднена из-за большого различия в их массах. В результате эл-ны плазмы сильно «разогреваются» уже в сравнительно слабом электрич. поле, что изменяет эффективную частоту соударений. По-
этому e и s плазмы становятся зависящими от поля Е волны, и Р. р. приобретает нелинейный характер. «Возмущение» диэлектрич. проницаемости: De~(Е/Еp)2, где Ер=Ö(3(Ттd/е2)(w2+v2)) — характерное «плазменное» поле, Т — абс. темп-ра плазмы, б — ср. доля энергии, теряемая эл-ном при одном соударении с тяжёлой ч-цей, v — частота соударений. Т. о., нелинейные эффекты становятся заметными, когда поле волны Е сравнимо с Ер, к-рое в зависимости от частоты волны и области ионосферы составляет ~10-4—10-1 В/см.
Нелинейные эффекты могут проявляться как самовоздействие волны и как вз-ствие волн между собой. Самовоздействие мощной волны приводит к изменению её поглощения и глубины модуляции. Поглощение мощной радиоволны нелинейно зависит от её амплитуды. Частота соударений v с увеличением темп-ры эл-нов может как расти (в нижних слоях, где осн. роль играют соударения с нейтральными ч-цами), так и убывать (при соударении с ионами). В первом случае поглощение резко возрастает с увеличением мощности волны («насыщение» поля в плазме). Во втором случае поглощение падает (т. н. п р о с в е т л е н и е плазмы для мощной радиоволны). Из-за нелинейного изменения поглощения амплитуда волны нелинейно зависит от амплитуды падающего поля, поэтому её модуляция искажается (автомодуляция и демодуляция волны). Изменение n в поле мощной волны приводит к искажению траектории луча. При распространении узконаправленных пучков радиоволн это может привести к самофокусировке пучка аналогично самофокусировке света и к образованию волноводного канала в плазме.
Рис. 14. Ионосферная кроссмодуляция происходит в области пересечения лучей.
Вз-ствие волн в условиях нелинейности приводит к нарушению суперпозиции принципа. В частности, если мощная волна с частотой w1 модулирована по амплитуде, то благодаря изменению поглощения эта модуляция может передаться др. волне с частотой w2, проходящей в той же области ионосферы (рис. 14). Это явление, наз. к р о с с м о д у л я ц и е й, или Л ю к с е м б у р г - г о р ь к о в с к и м э ф ф е к т о м, имеет практич. значение при радиовещании в диапазоне средних волн.
Нагрев ионосферы в поле мощной волны в коротковолновом диапазоне может вызвать тепловую параметрич. неустойчивость в ионосфере, к-рая
приводит к аномально большому поглощению радиоизлучения и расслоению плазмы (см. Параметрический резонанс). В области резонанса w=Ö(w20+w2H) образуются сильно вытянутые вдоль Н0 неоднородности ионосферы (с продольным масштабом 1 км, поперечным — 0,5—100 м), к-рые перспективны для дальней связи в диапазоне УКВ. В поле очень мощных радиоволн эл-ны столь сильно разогреваются, что возникает электрич. пробой газа.
Если размеры возмущённой полем волны области плазмы много меньше длины свободного пробега эл-нов, н а г р е в н а я н е л и н е й н о с т ь становится слабой. Это имеет место при коротких импульсах и узких пучках радиоволн. В этом случае осн. роль играет т. н. с т р и к ц и о н н а я н е л и н е й н о с т ь, связанная с тем, что неоднородное переменное электрич. поле волны оказывает давление на эл-ны, вызывающее сжатие плазмы. Концентрация эл-нов N, а следовательно, e и s становятся зависящими от амплитуды поля. Стрикционная нелинейность приводит к изменению диэлектрич. проницаемости Deс»e2E2/8Tmw2, меньше нагревного изменения DeH на неск. порядков (при той же мощности волны). Стрикционная нелинейность играет важную роль в параметрич. неустойчивости ионосферы.
Р. р. в косм. условиях. За исключением планет и их ближайших окрестностей большая часть в-ва во Вселенной ионизована. Параметры косм. плазмы меняются в широких пределах. Напр., концентрация электронов и ионов вблизи орбиты Земли ~1 —10 см-3, в ионосфере Юпитера ~105 см-3, в солнечной короне ~108 см-3,а в недрах звёзд ~1027 см-3. Из косм. пространства к Земле приходит широкий спектр эл.-магн. волн, к-рые на пути из - космоса должны пройти через ионосферу и тропосферу. Через атмосферу Земли без заметного затухания распространяются волны двух осн. частотных диапазонов: «радиоокно» соответствует диапазону от ионосферных критич. частот wкр до частот сильного поглощения аэрозолями и газами атмосферы (10 МГц — 20 ГГц), «оптич. окно» охватывает диапазон видимого и ИК излучения (1 ТГц — 103 ГГц). Атмосфера также частично прозрачна в диапазоне низких частот (<300 кГц), где распространяются свистящие атмосферики и магнитогмдродинамич. волны.
В косм. условиях источник радиоволн и их приёмник часто быстро движутся относительно друг друга. В результате Доплера эффекта это приводит к изменению w на Dw= (kv), где v — относит. скорость. Понижение частоты при удалении корреспондентов (красное смещение) свойственно излучению удаляющихся от
620
нас далёких галактик. Радиоволны в косм. плазме подвержены рефракции, связанной с неоднородностью среды (рис. 15). Напр., вследствие рефракции в атмосфере Земли источник радиоволн виден выше над горизонтом, чем в действительности. Для определения расстояния до пульсаров и при интерпретации результатов радиолокации Солнца и планет необходимо учитывать, что в косм. плазме vф¹с.
Рис. 15. Траектории радиолучей с l=5 м в солнечной короне.
Возможности радиосвязи с объектами, находящимися в косм. пространстве или на др. планетах, разнообразны и связаны с наличием и строением их атмосфер. Если косм. плазма находится в магн. поле (магнитосфера Юпитера, области солнечных пятен, магнитосферы пульсаров), то она явл. гиротропной средой, подобно Земной ионосфере. Для всех планет с атмосферами общая трудность радиосвязи состоит в том, что при входе косм. аппарата в плотные слои атмосферы вокруг него создаётся плотная плазменная оболочка, затрудняющая прохождение радиоволн. На планетах типа Меркурия и Луны, практически не имеющих атмосферы и ионосферы, на Р. р. оказывает влияние только поверхность планеты. Из-за отсутствия отражения от ионосферы дальность связи вдоль поверхности такой планеты невелика (рис. 16) и может быть увеличена только при помощи ретрансляции через спутник.
Рис. 16. Зависимость дальности r радиосвязи на поверхности Луны от частоты w/2p.
Распространение радиоволн разных диапазонов. Радиоволны очень низких (3-30 кГц) и. низких (30—300 кГц) частот огибают земную поверхность вследствие волноводного распространения и дифракции, сравнительно слабо проникают в ионосферу и мало поглощаются ею. Отличаются высокой фазовой стабильностью и способностью равномерно покрывать большие площади, включая полярные районы. Это обусловливает возможность их использования для устойчивой дальней и сверхдальней радиосвязи и радионавигации, несмотря на высокий уровень атм. помех. Полоса
частот от 150 кГц до 300 кГц используется для радиовещания. Большое число геофиз. исследований выполняется путём наблюдений за сигналами естеств. происхождения, к-рые генерируются, напр., молниевыми разрядами и ч-цами радиационных поясов Земли. Трудности применения этого частотного диапазона связаны с громоздкостью антенных систем с высоким уровнем атм. помех, с относит. ограниченностью скорости передачи информации.
С р е д н и е в о л н ы (300 кГц — 3000 кГц) днём распространяются вдоль поверхности Земли (земная или прямая волна). Отражённая от ионосферы волна практически отсутствует, т. к. волны сильно поглощаются в слое D ионосферы. Ночью из-за отсутствия солнечного излучения слой D исчезает, появляется ионосферная волна, отражённая от слоя Е и дальность приёма возрастает. Сложение прямой и отражённой волн влечёт за собой сильную изменчивость поля, поэтому ионосферная волна — источник помех для многих служб, использующих распространение земной волны. Ср. волны используются в радиовещании, радиотелеграфной и радиотелефонной связи, радионавигации.
Короткие волны (3 МГц — 30 МГц) слабо поглощаются D- и Е-слоями и отражаются от слоя F, когда их частоты w<wмпч. В результате их отражения от ионосферы возможна связь как на малых, так и на больших расстояниях при значит. меньшем уровне мощности передатчика и гораздо более простых антеннах, чем в более низкочастотных диапазонах. Этот диапазон применяется для радиотелефонной и радиотелеграфной связи, радиовещания, а также для радиолюбит. связи. Особенность радиосвязи в этом диапазоне — наличие замираний (ф е д и н г а) сигнала из-за изменений условий отражения от ионосферы и интерференц. эффектов. Коротковолновые линии связи подвержены влиянию атм. помех. Ионосферные бури вызывают прерывание связи.
Для очень высоких частот и УКВ (30—1000 МГц) преобладают Р. р. внутри тропосферы и проникновение сквозь ионосферу. Роль земной волны падает. Поля помех в низкочастотной части этого диапазона всё ещё могут определяться отражениями от ионосферы, и до частоты 60 МГц ионосферное рассеяние продолжает играть значит. роль. Все виды Р. р., за исключением тропосферного рассеяния, позволяют передавать сигналы с шириной полосы частот в неск. МГц. В этой части спектра возможно очень высокое качество звукового радиовещания при дальности 50—100 км. Радиовещание с частотной модуляцией работает на частотах вблизи 100 МГц. В этом же диапазоне частот ведётся телевизионное вещание. Для радио-
астрономии выделено неск. узких спектральных полос, к-рые используются также для косм. связи, радиолокации, метеорологии, кроме того для любительской связи.
Волны УВЧ и СВЧ (1000 МГц ¾ 10000 МГц) распространяются в основном в пределах прямой видимости и характеризуются низким уровнем шумов. В этом диапазоне при Р. р. играют роль известные области макс. поглощения и частоты излучения хим. элементов (напр., линии водорода вблизи от 1420 МГц). В этом диапазоне размещены многоканальные системы широкополосной связи для передачи телефонных и телевизионных сигналов. Высокая направленность антенн позволяет использовать низкий уровень мощности в радиорелейных системах, а тропосферное рассеяние обеспечивает дальность радиосвязи ~800 км. Этот диапазон используется в радионавигац. и радиолокац. службах. Для радиоастрономии выделены полосы частот для наблюдения за атомарным водородом, радикалом ОН и континуальным излучением. Для косм. радиосвязи полоса частот ~1000—10 000 МГц — наиболее важная часть радиодиапазона.
Волны СВЧ (>10 ГГц) распространяются только в пределах прямой видимости. Потери в этом диапазоне неск. выше, чем на более низких частотах, причём на их величину сильно влияет кол-во осадков. Рост потерь на этих частотах частично компенсируется возрастанием эффективности антенных систем. СВЧ используются в радиолокации, радионавигации и метеорологии. На линиях связи между поверхностью Земли и космосом могут использоваться частоты <20 ГГц. Для связи в космосе могут применяться значительно более высокие частоты. При этом отсутствуют взаимные помехи между косм. и некосм. службами. Диапазон СВЧ важен также для радиоастрономии.
• Г и н з б у р г В. Л., Распространение электромагнитных волн в плазме, 2 изд., М., 1967; Ф о к В. А., Проблемы диффракции и распространения электромагнитных волн, М., 1970; Б р е х о в с к и х Л. М., Волны в слоистых средах, 2 изд., М., 1973; Татарский В. И,, Распространение волн в турбулентной атмосфере, М., 1967; Гуревич А. В., Шварцбург А. Б., Нелинейная теория распространения радиоволн в ионосфере, М., 1973; Железняков В. В., Электромагнитные волны в космической плазме, М., 1977; Долуханов М. П., Распространение радиоволн, 4 изд., М., 1972.
П. А. Беспалов, М. Б. Виноградова, Т. А. Гайлит.
РАССЕЯНИЕ ЗВУКА, возникновение дополнит. звуковых полей в результате дифракции звука на препятствиях, помещённых в среду, на неоднородностях среды, а также на неровных и неоднородных границах сред, Р. з. имеет место, если препятствия отличаются от среды либо сжимаемостью, либо плотностью, либо
621
тем и другим. При Р. з. результирующее звуковое поле можно представить в виде суммы первичной звуковой волны (существовавшей в отсутствии препятствий) и рассеянной (вторичной) волны, возникшей в результате вз-ствия первичной волны с препятствиями. При наличии многих препятствий волны, рассечённые каждым из них, рассеиваются повторно и многократно др. препятствиями.
Рассеивающую способность препятствия характеризуют сечением рассеяния s — отношением мощности рассеянных волн к плотности потока энергии в первичной волне. Для препятствий, сравнимых с длиной волны или больших её, s по порядку величины равно площади S поперечного сечения тела перпендикулярно направлению падения первичной волны. Для малых препятствий величина а мала по сравнению с S и отношение s/S~(ka)4, где k — волновое число звука, а — линейный размер тела. Особый случай — Р. з. на газовом пузырьке в жидкости при его резонансных пульсационных колебаниях: в этом случае s>>S.
Р. з. на случайных неоднородностях среды вызывает расплывание звукового пучка, что приводит к затуханию звука по мере его распространения. На высоких частотах Р. з. на кристаллитах в поликрист. телах позволяет обнаруживать области крупнозернистости, создающие мешающий фон (т. н. структурный шум) при УЗ дефектоскопии. В гидроакустике существенно Р. з. на неоднородностях водной среды, на рыбах, планктоне и др. биол. объектах в водной толще, а также на неровной поверхности волнующегося моря и на неровном и неоднородном дне (объёмная, поверхностная и донная реверберация). Морская реверберация может маскировать акустич. сигнал, отражающийся от обнаруживаемого объекта при гидролокации.
При падении плоской волны на плоскую периодически неровную или периодически неоднородную поверхность, помимо зеркально отражённой волны, образуются рассеянные плоские волны, бегущие в дискретных направлениях, определяемых углом падения первичной волны, её длиной К и периодом неровности или неоднородности А. Если L<l/2, рассеянные волны отсутствуют и влияние неровностей или неоднородностей проявляется лишь в нек-ром возмущении суммарного поля падающей и зеркально отражённой волны вблизи поверхности, а также в нек-ром изменении фазы отражённой волны. Для статистически неровных или неоднородных поверхностей Р. з. происходит по всем направлениям.
• Исакович М. А., Общая акустика, ., 1973; Акустика океана, под ред. Л. М. Бреховских, М., 1974. М. А. Исакович.
РАССЕЯНИЕ МИКРОЧАСТИЦ, процесс столкновения ч-ц, в результате к-рого меняются импульсы ч-ц (у п р у г о е р а с с е я н и е) или наряду с изменением импульсов меняются также внутр. состояния ч-ц (к в а з и- у п р у г и е п р о ц е с с ы) либо образуются др. ч-цы (н е у п р у г и е п р о ц е с с ы).
Одна из осн. количеств. хар-к как упр. рассеяния, так и неупр. процессов, — эффективное сечение процесса — величина, пропорциональная вероятности процесса. Измерение сечений процессов позволяет изучать законы вз-ствия ч-ц, исследовать их структуру.
Классическая теория рассеяния. Согласно законам классич. нерелятив. механики, задачу рассеяния двух ч-ц с массами m1 и m2 можно свести путём перехода к системе центра инерции (с. ц. и.) сталкивающихся ч-ц к задаче рассеяния одной ч-цы с приведённой массой m=m1m2/(m1+m2) на неподвижном силовом центре. Траектория ч-цы, проходящей через силовое поле (с центром О), искривляется — происходит рассеяние. Угол между нач. (pнач) и конечным (pкон) импульсами рассеиваемой ч-цы наз. у г л о м р а с с е я н и я. Угол рассеяния зависит от вз-ствия между ч-цами и от прицельного параметра r — расстояния, на к-ром ч-ца пролетала бы от силового центра, если бы вз-ствие отсутствовало (рис. 1).
На опыте обычно направляют на Мишень из исследуемого в-ва пучок ч-ц. Число ч-ц dN, рассеянных в ед. времени на углы, лежащие в интервале q, q+dq, равно числу ч-ц, проходящих в ед. времени через кольцо с площадью ,2prdr. Если n — плотность потока падающих ч-ц, то dN=2prdr•n, а сечение упр. рассеяния da определяется как отношение dNln и равно:
Полное сечение рассеяния 0 получается интегрированием (1) по всем прицельным параметрам. Если а — миним. прицельный параметр, при к-ром ч-ца не рассеивается, то s=pа2.
Квантовая теория рассеяния.
В квант. теории упр. рассеяние и неупр. процессы описываются матричными элементами S-матрицы, или матрицы рассеяния (амплитудами процессов),— комплексными величинами, квадраты модуля к-рых пропорц. сечениям соответств. процессов. Через матричные элементы S-матрицы выражаются физ. величины, непосредственно измеряемые на опыте: сечение, поляризация частиц, асимметрия, компоненты тензора корреляции поляризаций и т. д. С др. стороны, эти матричные элементы могут быть вычислены при определённых предположениях о виде вз-ствия. Сравнение результатов опыта с теор. предсказаниями позволяет проверить теорию.
Общие принципы инвариантности (инвариантность относительно вращений, пространственной инверсии, обращения времени и др.) существенно ограничивают возможный вид матричных элементов процессов и позволяют получить проверяемые на опыте соотношения. Напр., из инвариантности относительно вращений и пространств. инверсии, к-рым отвечают законы сохранения момента кол-ва движения и чётности, следует, что поляризация конечной ч-цы, возникающая при рассеянии неполяризованных ч-ц, направлена по нормали к плоскости рассеяния (плоскости, проходящей через нач. и конечный импульсы ч-цы). Т. о., измеряя направление вектора поляризации, можно выяснить, сохраняется ли чётность во вз-ствии, обусловливающем процесс. Изотопическая инвариантность сильного вз-ствия приводит к соотношениям между сечениями разл. процессов, а также к запрету нек-рых процессов. Напр., при столкновении двух дейтронов не могут образоваться a-ч-ца и p°-мезон. Эксп. исследование этого процесса подтвердило справедливость изотопич. инвариантности.
Условие унитарности S-матрицы, являющееся следствием сохранения полной вероятности, также накладывает ограничения на матричные элементы процессов. Так, из этого условия вытекает оптическая теорема.
Из общих принципов квант. теории (микропричинности условия, релятивистской инвариантности и др.) следует, что элементы S-матрицы — аналитич. ф-ции в нек-рых областях комплексных переменных. Аналитичность S-матрицы позволяет получить I ряд соотношений между определяемыми из опыта величинами — дисперсионные соотношения, Померанчука теорему и др.
В случае упр. рассеяния бесспиновых ч-ц решение Шрёдингера уравнения для волн. ф-ции y(r) при r®¥ имеет вид:
Здесь r — расстояние между ч-цами, k=plћ — волновой вектор, р — импульс в с. ц. и. сталкивающихся ч-ц, q — угол рассеяния, f(q) — амплитуда рассеяния, зависящая от угла рассеяния и энергии столкновения. Первый член в этом выражении описывает падающие ч-цы, второй — рассеянные. Дифф. сечение рассеяния оп-
622
ределяется как отношение числа ч-ц, рассеянных за ед. времени в элемент телесного угла dW, к плотности потока падающих ч-ц. Сечение рассеяния на угол q (в с. ц. и.) в единичный телесный угол равно:
ds/dW=│f(q)│2. (3)
Амплитуду рассеяния обычно разлагают в ряд по п а р ц и а л ь н ы м в о л н а м — состояниям с определённым орбит. моментом l:
Здесь Plcos(q) — полином Лежандра, Sl — комплексные ф-ции энергии, зависящие от хар-ра вз-ствия и явл. элементами S-матрицы (в представлении, в к-ром диагональны энергия, момент импульса и его проекция). Если число падающих на центр ч-ц с моментом l равно числу идущих от центра ч-ц с тем же моментом (упр. рассеяние), то │Sl│=1. В общем случае |Sl|£1. Эти условия — следствие условия унитарности S-матрицы. Если возможно только упр. рассеяние, то Sl=e2idl и рассеяние в состояние с данным l характеризуется только одним веществ. параметром dl — ф а з о й р а с с е я н и я. Если dl=0 при нек-ром l, то рассеяние в состояние с орбит. моментом l отсутствует. Полное сечение упр. рассеяния равно:
где slупр — парц. сечение упр. рассеяния ч-ц с орбит. моментом l, l=1/k — дл. волны де Бройля ч-цы. При Sl=-1 сечение slупр достигает максимума и равно:
при этом dl=p/2 (резонанс в рассеянии). Т. о., при резонансе сечение процесса определяется де-бройлевской длиной волны l и для медл. ч-ц, для к-рых l>>R0, где R0—радиус действия сил, намного превосходит величину pR20 (классич. сечение рассеяния). Это явление (необъяснимое с точки зрения классич. теории рассеяния) обусловлено волн. природой микрочастиц.
Др. проявлением волн. природы микрочастиц явл. д и ф р а к ц и о н н о е р а с с е я н и е — упр. рассеяние быстрых ч-ц на малые углы q~l/R0 (при l<<R0), обусловленное отклонением де-бройлевских волн налетающих ч-ц в область геом. тени, возникающей за рассеивающей ч-цей (см. рис. в ст. Сечение). Т. о., дифракц. рассеяние аналогично явлению дифракции света.
Зависимость сечения рассеяния от энергии вблизи резонанса определяется ф-лой Брейта — Вигнера:
где Е0 — энергия, при к-рой сечение достигает максимума (положение резонанса), а Г — ширина резонанса. При E=E0+1/2Г сечение sl равно
1/2slмакс.
Полное сечение всех неупр. процессов равно:
sнеупр=S¥l=0slнеупр, (9)
slнеупр=pl2(2l+1)(1-| Sl |2). (10)
Условие унитарности ограничивает величину парц. сечения для неупр. процессов:
slнеупр£pl2(2l+1). (11)
Для короткодействующих потенциалов вз-ствия осн. роль играют фазы рассеяния с /l£R0/l, где R0 — радиус действия сил; величина /Я определяет миним. расстояние, на к-рое может приблизиться к центру сил свободная ч-ца с моментом l (прицельный параметр в квант. теории). При R0/l<<1 (малые энергии) следует учитывать только парц. волну с l=0 (S-волну). Амплитуда рассеяния в этом случае равна,:
и сечение рассеяния не зависит от q — рассеяние сферически симметрично. При малых энергиях
kctgd0 »-1/a+1/2r0k2. (13)
Параметры а и r0 наз. соотв. д л и н о й р а с с е я н и я и эффективным радиусом рассеяния. Их находят из опыта, и они явл. важными хар-ками сил, действующих между ч-цами. Длина рассеяния равна по величине и противоположна по знаку амплитуде рассеяния при k=0. Полное сечение рассеяния при k=0 равно: s0=4pа2.
Если у ч-ц имеется связ. состояние с малой энергией связи, то их рассеяние при R0/l<<1 носит резонансный хар-р. Типичный пример — рассеяние нейтронов протонами в состоянии с полным спином /=1, в к-ром система нейтрон — протон имеет связ. состояние (дейтрон). В этом случае длина рассеяния а отрицательна, а сечение рассеяния зависит только от энергии связи.
Если параметр R0/l невелик, фазы рассеяния могут быть получены из измеряемых на опыте сечений, поляризаций и др. величин. Эта процедура наз. ф а з о в ы м а н а л и з о м. Найденные фазы рассеяния сравниваются с предсказаниями теории и позволяют получить важную информацию о хар-ре вз-ствия.
Один из осн. приближённых методов теории рассеяния — возмущений теория. Если падающая плоская волна, описывающая нач. ч-цы, слабо возмущается потенциалом вз-ствия, то применимо т. н. б о р н о в с к о е п р и б л и ж е н и е (первый член ряда теории возмущений). Амплитуда упр. рассеяния в борновском приближении равна:
где q=2ksin(q/2), V(r) — потенциал вз-ствия.
Для описания процессов рассеяния при высоких энергиях используются методы квант. теории поля, в частности метод Фейнмана диаграмм. Напр., упр. рассеяние эл-нов (е-) протонами (р) в низшем порядке теории возмущений обусловлено обменом фотоном между эл-ном и протоном (диаграмма Фейнмана, рис. 2). В выражении для сечения этого процесса входят зарядовый и магнитный формфакторы протона — величины, характеризующие распределение электрич. заряда и магн. момента протона. Информация о них может быть получена непосредственно из эксп. значений сечения упр. рассеяния эл-нов протонами. При достаточно высоких энергиях наряду с упругим е-р-рассеянием становятся возможными неупр. процессы образования адронов. Если на опыте регистрируются только рассеянные эл-ны, то тем самым измеряется сумма сечений всех возможных процессов е-+р®е++Х (сечение инклюзивного процесса), где X — любая возможная совокупность образующихся в реакции адронов. Эти опыты позволили получить важную информацию о структуре нуклона.
• Ландау Л. Д.. Л и ф ш и ц Е. М., Краткий курс теоретической физики, кн. 2 — Квантовая механика, М., 1972; С и т е н к о А. Г., Лекции по теории рассеяния, К., 1971. См. также лит. при ст. Квантовая механика.
С. М. Биленький.
РАССЕЯНИЕ СВЕТА, изменение к.-л. хар-ки потока оптического излучения (с в е т а) при его вз-ствии с в-вом. Этими хар-ками могут быть пространств. распределение интенсивности, частотный спектр, поляризация света. Часто Р. с. наз. только явление несобств. свечения среды, обусловленное рассеянием на пространств. неоднородностях среды.
Последоват. описание Р. с. возможно в рамках квант. теории вз-ствия излучения с в-вом, основанной на квантовой электродинамике и квант. представлениях о строении в-ва. В этой теории единичный акт Р. с. рассматривается как поглощение ч-цей в-ва падающего фотона с энергией ћw, импульсом (кол-вом движения) ћk и поляризацией m, а затем испускание фотона с энергией ћw', импульсом ћk' и поляризацией m'. Здесь w и w' — частоты падающего и рассеянного излучений, k и k' — волновые векторы. Если энергия испущенного фотона равна энергии поглощённого (т. е. при w=w'), Р. с. наз. р э л е е в с к и м, или у п р у г и м. При w¹w' Р. с. сопровождается перераспределением энергии между излучением и в-вом и его наз. неупругим.
623
Во мн. случаях оказывается достаточным описание Р. с. в рамках волн. теории излучения. С точки зрения этой теории падающая световая волна возбуждает в ч-цах среды вынужденные колебания электрич. зарядов («токи»), к-рые становятся источниками вторичных световых волн.
Количеств. хар-кой Р. с. при классич. и при квант. описании явл. д и ф ф е р е н ц и а л ь н о е с е ч е н и е р а с с е я н и я ds, определяемое как отношение потока излучения dJ, рассеянного в малый элемент телесного угла dW, к величине J0 падающего потока: da=dJ/J0. П о л н о е с е ч е н и е р а с с е я н и я s есть сумма da по всем направлениям, т. е. по всем dW (сечение имеет размерность см2). При упругом рассеянии можно считать, что s — размер площадки, «не пропускающей свет» в направлении его первоначального распространения. Неполной, но наглядной хар-кой Р. с. служит индикатриса рассеяния — кривая, графически отображающая зависимость интенсивности рассеянного света от угла рассеяния.
Вследствие разнообразия факторов, определяющих Р. с., трудно развить единый детальный способ его описания для разл. случаев. Поэтому рассматривают идеализированные ситуации с разной степенью адекватности самому явлению.
Р. с. о т д е л ь н ы м э л е к т р о н о м с большой точностью явл. упругим процессом, для к-рого s не зависит от w (т. н. т о м с о н о в с к о е Р. с.): s=(8p/3)r20=6,65•10-25см2(где r0=e2/mc2 — т. н. классич. радиус эл-на, много меньший длины волны света; e и m — заряд и масса эл-на). Индикатриса рассеяния неполяризованного света в этом случае такова, что интенсивность света, рассеянного вперёд или назад (под углами 0° и 180°), вдвое больше, чем под углом 90°.
Осн. особенность Р. с. о т д. а т о м о м — сильная зависимость сечения рассеяния от частоты. Если частота w падающего света мала по сравнению с частотой w0 собств. колебаний ат. эл-нов (соответствующей частоте собств. поглощения атома), то s~w4 или s~l-4 (l — длина волны света). Эта зависимость, найденная на основе представления об атоме как об электрич. диполе, колеблющемся в поле световой волны, наз. Рэлея законом. При w»w0 сечения резко возрастают, достигая при резонансе w=w0) очень больших значений s~l2~10-10 см2. Резонансное Р. с. по существу явл. р е з о н а н с н о й ф л у о р е с ц е н ц и е й (см. Люминесценция). Индикатриса рассеяния неполяризованного света атомами аналогична описанной для свободных
эл-нов. Р. с. отд. атомами наблюдается в разреженных газах.
При Р. с. м о л е к у л а м и наряду с рэлеевскими (несмещёнными) линиями в спектре рассеяния появляются линии неупругого Р. с. (с м е щ ё н н ы е по ч а с т о т е). Относит. смещения |w-w0'|/w~10-3—10-5, а интенсивность смещённых линий составляет лишь 10-3—10-6 интенсивности рэлеевской. Неупругое Р. с. молекулами наз. комбинационным рассеянием света.
Р. с. мелкими частицами обусловливает класс явлений, к-рые можно описать на основе теории дифракции света на диэлектрич. ч-цах. Мн. характерные особенности Р. с. ч-цами удаётся проследить в рамках строгой теории, разработанной для сферич. ч-ц англ. учёным А. Лявом (1889) и нем. учёным Г. Ми (1908, т е о р и я М и). Когда радиус ч-цы r много меньше длины волны света ln в в-ве, Р. с. на ней аналогично нерезонансному Р. с. атомом. Сечение (и интенсивность) Р. с. в этом случае сильно зависит от r и от разности диэлектрических проницавмостей e и e0 рассеивающего в-ва и окружающей среды: s~ln-4r6(e-e0)2 (англ. физик Дж. У. Рэлей, 1871). С увеличением r до r~ln и более (при условии e>1) в индикатрисе рассеяния появляются резкие максимумы и минимумы • вблизи т. н. р е з о н а н с о в М и (2r=mln, m=1, 2, 3, . . .) сечения сильно возрастают и становятся равными 6pr2; рассеяние вперёд усиливается, назад — ослабевает; зависимость поляризации света от угла рассеяния значительно усложняется.
Р. с. б о л ь ш и м и ч а с т и ц а м и (r>>ln) рассматривают на основе законов геометрической оптики с учётом интерференции лучей, отражённых и преломлённых на поверхностях ч-ц. Важная особенность этого случая — периодический (по углу) характер индикатрисы рассеяния и периодич. зависимость сечения от параметра r/ln. Р. с. на крупных ч-цах обусловливает ореолы, радуги, гало и др. явления, происходящие в аэрозолях, туманах и пр.
Р. с. средами, состоящими из большого числа ч-ц, существенно отличается от Р. с. отд. ч-цами. Это связано, во-первых, с интерференцией волн, рассеянных отд. ч-цами, между собой и падающей волной; во-вторых, во мн. случаях важны эффекты многократного рассеяния (переизлучения), когда свет, рассеянный одной ч-цей, вновь рассеивается другими; в-третьих, вз-ствие ч-ц друг с другом не позволяет считать их движения независимыми.
Л. И. Мандельштам показал (1907), что принципиально необходимым для Р. с. в сплошной среде явл. нарушение её оптич. однородности, при к-ром преломления показатель среды не постоянен, а меняется от точки к точке.
В безграничной и полностью однородной среде волны, упруго рассеянные отд. ч-цами по всем направлениям, не совпадающим с направлением первичной волны, взаимно «гасятся» в результате интерференции. Оптич. неоднородностями (кроме границ среды) явл. включения инородных ч-ц, а при их отсутствии — флуктуации плотности, анизотропии и концентрации, к-рые возникают в силу статистич. природы теплового движения ч-ц.
Если фаза рассеянной волны однозначно определяется фазой падающей волны, Р. с. наз. к о г е р е н т н ы м, в противном случае — н е к о г е р е н т н ы м. По ист. традиции Р. с. отд. молекулой (атомом) часто наз. когерентным, если оно рэлеевское, и некогерентным, если оно неупруго. Такое деление условно: рэлеевское Р. с. может являться некогерентным процессом так же, как и комбинационное. Строгое решение вопроса о когерентности при Р. с. тесно связано с понятием квантовой когерентности и статистикой излучения (см. Статистическая оптика). Резкое различие в пространств. распределении когерентного и некогерентного рассеянного света обусловлено тем, что при некогерентном Р. с. вследствие нерегулярного, случайного распределения неоднородностей в среде фазы вторичных волн случайны по отношению друг к другу; поэтому при интерференции не происходит полного взаимного гашения волн, распространяющихся в произвольном направлении.
Впервые на Р. с. тепловыми флуктуациями (его наз. м о л е к у л я р н ы м Р. с.) указал польск. физик М. Смолуховский в 1908. Он развил теорию мол. Р. с. разреженными газами, в к-рых положение каждой отд. ч-цы можно с хорошей степенью точности считать не зависящим от положений др. ч-ц, что явл. причиной случайности фаз волн, рассеянных каждой ч-цей. Вз-ствием ч-ц между собой в ряде случаев можно пренебречь. Это позволяет считать, что интенсивность света, некогерентно рассеянного коллективом ч-ц, есть простая сумма интенсивностей света, рассеянного отд. ч-цами. Суммарная интенсивность пропорциональна плотности газа. В оптич. тонких средах (см. Оптическая толщина) Р. с. сохраняет мн. черты, свойственные Р. с. отд. молекулами (атомами). Так, в атмосфере Земли сечение рассеяния солнечного света на флуктуациях плотности характеризуется той же зависимостью s~l-4, что и нерезонансное Р. с. отд. ч-цами. Этим объясняется цвет неба: высокочастотную (голубую) составляющую спектра лучей Солнца атмосфера рассеивает гораздо сильнее, чем низкочастотную (красную). [В оптически плотных средах чрезвычайно существенным становится многократное рассеяние (переизлучение).] Весьма сложная картина воз-
624
никает при резонансной флуоресценции в том случае, когда в объёме, равном l3, находится большое число ч-ц. В этих условиях коллективные эффекты становятся определяющими; Р. с. может происходить по необычному для газа типу, напр. приобретает характер металлич. отражения от поверхности газа.
Мол. Р. с. чистыми, без примесей, тв. и жидкими средами отличается от нерезонансного Р. с. газами вследствие коллективного характера флуктуации показателя преломления (обусловленных флуктуациями плотности и темп-ры среды при наличии достаточно сильного вз-ствия ч-ц друг с другом). Теорию упругого Р. с. жидкостями развил в 1910, исходя из идей М. Смолуховского, А. Эйнштейн. Эта теория основывалась на предположении, что размеры оптич. неоднородностей в среде малы по сравнению с длиной волны света. Вблизи к р и т и ч е с к и х т о ч е к (см. Критическое состояние) фазовых переходов интенсивность флуктуации значительно возрастает и размеры областей неоднородностей становятся сравнимы с длиной волны света, что приводит к резкому усилению Р. с. средой -опалесценции критической, осложнённой явлением переизлучения.
В растворах дополнит. причиной Р. с. явл. флуктуации концентрации; на поверхности раздела двух несмешивающихся жидкостей — флуктуации этой поверхности (Мандельштам, 1913). Вблизи критич. точек (точки осаждения в первом случае, точки расслоения во втором) возникают явления, родственные критич. опалесценции.
Движение областей неоднородностей среды приводит к появлению в спектрах Р. с. смещённых по частоте линий. Типичным примером может служить Р. с. на упругих волнах плотности (гиперзвуке) — т. н. Мандельштама — Бриллюэна рассеяние.
Всё сказанное выше относилось к Р. с. сравнительно малой интенсивности. В 60—70-е гг. 20 в. после создания сверхмощных источников оптич. излучения узкого спектрального состава (лазеров) стало возможным изучение рассеяния чрезвычайно сильных световых потоков, к-рому свойственны характерные отличия. Так, напр., при резонансном рассеянии сильного монохроматического света на отд. атоме вместо рэлеевских линий появляются дублеты — две близко расположенные линии (в данном случае свет рассеивает атом, состояние к-рого уже изменено действием сильного эл.-магн. поля). Др. особенность рассеяния сильного света заключается в интенсивном характере т. н. вынужденных процессов в в-ве, резко меняющих хар-ки Р. с. (подробнее см. в статьях Вынужденное рассеяние света и Нелинейная оптика).
Явление Р. с. широко используется при самых разнообразных исследованиях в физике, химии, в разл. областях техники. Спектры Р. с. позволяют определять мол. и ат. хар-ки в-в, их упругие, релаксационные и др. постоянные. В ряде случаев эти спектры явл. единственным источником информации о запрещённых переходах (см. Запрещённые линии) в молекулах. На Р. с. основаны мн. методы определения размеров и формы мелких ч-ц, что особенно важно, напр., при измерении атм. видимости и при исследовании полимерных растворов. Процессы вынужденного Р. с. лежат в основе лазерной спектроскопии и широко используются в лазерах с перестраиваемой частотой.
• Ландсберг Г. С., Оптика, 5 изд., М., 1976; Волькенштейн М. В., Молекулярная оптика, М.— Л., 1951; Хюлст Г., Рассеяние света малыми частицами, пер. с англ., М., 1961; Ф а б е л и н с к и й И. Л., Молекулярное рассеяние света, М., 1965; Пантел Р., П у т х о ф Г., Основы квантовой электроники, пер. с англ., М., 1972. С. Г. Пржибельский,
РАССЕЯНИЯ КОЭФФИЦИЕНТ в оптике, безразмерное отношение потока излучения, рассеиваемого данным телом, к падающему на него потоку излучения. См. также Рассеяние света.
РАССЕЯНИЯ ПОКАЗАТЕЛЬ среды в оптике, величина, обратная расстоянию, на к-ром поток излучения в виде параллельного пучка лучей ослабляется за счёт рассеяния света в среде в 10 (десятичный Р. п.) или в е (натуральный Р. п.) раз. Р. п. существенно зависит от l, (частоты n) рассеиваемого оптического излучения. См. Рассеяние света.
РАСТР (растровая система) (от лат. rastrum — грабли, мотыга), система, состоящая из большого числа однотипных элементов (отверстий, линз, призм, частичек в-ва и т. д.), определённым образом расположенных на к.-л. поверхности и служащая для структурного преобразования направленного пучка света. В зависимости от вида элементов Р. подразделяются на щелевые, линзовые, призматические и т. д. Поверхность Р. может быть плоской, конич., сферич. и др. формы. По хар-ру распределения растровых элементов различают Р. р е г у л я р н ы е, в к-рых элементы расположены в определённом порядке, и н е р е г у л я р н ы е. Регулярные Р. подразделяются на параллельные, радиальные, круговые, сотовые (гексагональные) и др. Р. с элементами, не изменяющими хода падающих на них лучей, наз. механическими (щелевые). Р., фокусирующие лучи, наз. о п т и ч е с к и м и (зеркальные, линзовые). По хар-ру вз-ствия со световым пучком Р. подразделяются на светопропускающие (прозрачные Р.) и светоотражающие (отражающие Р.). Наиб. широко применяются оптич. плоские Р. со сферич., цилиндрич. или конич. линзовыми элементами.
На практике используются следующие осн. св-ва Р.: м н о ж а щ е е, позволяющее получать большое число одинаковых оптич. изображений одного и того же предмета (рис.); а н а л и з и р у ю щ е е, заключающееся в способности Р. разлагать оптич. изображение на большое число элем. частей (точек, линий и т. п.); и н т е г р и р у ю щ е е, обратное анализирующему, определяющее способность Р. воссоздавать одно (целостное) пространств. изображение предмета из его элем. частей.
Схема, поясняющая множащее св-во растра. Растр позволяет получать изображение объекта в пр-ве изображений (на экране) и в пр-ве предметов.
Р. применяется в полиграфии для печатания полутоновых чёрно-белых и цветных изображений; в фотографии — для получения стереоскопич. и (или) цветных изображений; в науч. фотографии, напр. для высокоскоростной растровой фоторегистрации, и во мн. др. областях науки и техники.
Осн. методы изготовления Р.— механический и фотографический. Первый состоит в прессовке или отливке пластмассы (часто на стеклянной подложке) с помощью заранее подготовл. матрицы. При фотогр. методе растры изготавливают путём задубливания светочувствит. желатины, политой на стекло.
• Валюс Н.А., Растровые оптические приборы, М., 1966.
РАСТРОВЫЙ ЭЛЕКТРОННЫЙ МИКРОСКОП, см. Электронный микроскоп.
РАСТЯЖЕНИЕ (сжатие), простейшая деформация, возникающая в призматич. брусе, когда к его концу (торцу) приложена система сил, приводящая к силе F, направленной вдоль оси бруса. При Р. поперечные сечения остаются плоскими, а норм. напряжения а в поперечном сечении распределены равномерно и равны: s=F/S, где S — площадь поперечного сечения. Удлинение Dl бруса длины l при упругих деформациях определяется ф-лой Dl= Fl/ES, где ES — жёсткость при Р., Е — модуль упругости. При удлинении бруса его поперечное сечение уменьшается. Отношение относит. уменьшения поперечного сечения e' к относит. удлинению e упругого бруса численно равно к о э ф ф и ц и е н т у П у а с с о н а v. Зависимость между s и e служит механич. хар-кой материала; она находится из
625
опытов на испытат. машинах. В пределах линейной упругости s=Еe. Если 0 больше предела текучести ss, зависимость между s и e более сложная (см. Пластичность).
И. В. Кеппен.
РАСХОД жидкости (газа), количество жидкости (газа), протекающее в единицу времени через поперечное сечение потока. Если кол-во в-ва измеряется по объёму протекающей жидкости, то Р. наз. объёмным (Q0), если же по массе жидкости, то массовым (Qм). Для установившегося потока Р. определяется выражениями Q0=vS и Qм=rQ0, где S — пл. поперечного сечения потока, r — плотность в-ва, v — ср. скорость в сечении. Для потока, протекающего по трубопроводу, объёмный Р. несжимаемой жидкости постоянен во всех сечениях, а для сжимаемой жидкости неизменен вдоль потока массовый Р.
РАСХОДИМОСТИ, краткое наименование матем. трудностей аппарата квантовой теории поля (КТП), заключающихся в том, что выражения для нек-рых наблюдаемых на опыте физ. величин, вычисленные по теории возмущений, получаются бесконечно большими. Существуют два типа Р.: инфракрасные Р., возникающие при интегрировании по четырёхмерным импульсам р (т. е. трёхмерным импульсам и энергиям) в области малых р, и ультрафиолетовые Р.— в области больших р. Инфракрасные Р. типичны для вз-ствий, в к-рых участвуют безмассовые дальнодействующие поля, напр. электромагнитное, и отражают трудности классич, электродинамики, обусловленные медл. спаданием эл.-магн. потенциалов на больших расстояниях от источника. Ультрафиолетовые Р. присущи всем вз-ствиям релятив. полей и обусловлены их локальным хар-ром (см. Локальное взаимодействие). Эти Р. явл. отражением и обобщением трудностей классич. электродинамики при описании точечных зарядов (напр., бесконечная собств. энергия точечного эл-на). Наличие ультрафиолетовых Р. в своё время было значит. препятствием для развития КТП, в частности квантовой электродинамики. Корректная их трактовка и исключение из теор. выражений для наблюдаемых на опыте величин стали возможными в результате создания в кон. 40-х гг. метода перенормировок.
Д. В. Ширков.
РЕАКТОР-РАЗМНОЖИТЕЛЬ (бридер), ядерный реактор, в к-ром число образовавшихся делящихся ядер больше числа уничтоженных, т. е. осуществляется расширенное воспроизводство делящихся ядер. Циклы воспроизводства осн. на двух группах ядерных реакций. В ураново-плутониевом цикле неделящееся медленными нейтронами ядро 238U превращается в делящееся ядро 239Pu:
Р.-р. характеризуется коэфф. воспроизводства Кв — отношением скорости образования делящихся ядер к скорости уничтожения. Для получения Kв>1 необходимо, чтобы на одно поглощение нейтрона ядром 239Pu приходилось больше двух рождающихся нейтронов (n>2). Из-за поглощения нейтронов в конструкц. материалах и продуктах деления необходимо n>2,2—2,3 (см. Ядерные цепные реакции). Когда ядро 239Pu поглощает медленный нейтрон, возникает n=2,0 нейтрона; если оно поглощает быстрый нейтрон (500 кэВ), n=2,7 нейтрона. Ядра 238U делятся нейтронами с энергией ξ>1,5 МэВ; возникшие при этом нейтроны (n~2,5) вносят дополнит. вклад в Кв. Наиболее перспективными оказались Р.-р. на быстрых нейтронах с уран-плутониевым циклом: Кв=1,2—1,6. Пока в реакторах на быстрых нейтронах используют в качестве горючего 239U, но в будущем в них будет сжигаться смесь 238U и 239Pu.
В ториевом цикле ядро неделящегося 232Th, захватывая нейтрон, превращается в итоге в делящееся ядро
233U:
Для Р.-р. на тепловых нейтронах и ториево-урановом цикле Kв=1,0 —1,1. Для получения необходимого кол-ва 233U реактор должен начать работу на 235U или 239Pu.
В Р.-р. активная зона окружена слоем из воспроизводящего вещества, наз. зоной воспроизводства. Через реактор прокачивается жидкий Na, к-рый практически не замедляет быстрых нейтронов, но хорошо отводит тепло. Проектируемые Р.-р. с гелиевым теплоносителем будут обладать наивысшими Кв. Мощность Р.-р. может регулироваться перемещением стержней с 238U.
Если ядерные реакторы на тепловых нейтронах могут «сжечь» 0,5—1% урана, то использование Р.-р. увеличивает это число в десятки раз. Тем самым создаётся более надёжная сырьевая база для развития ядерной энергетики.
• Сиборг Г., Блум Д., Быстрые бридерные реакторы, пер. с англ., «УФН», 1972, т. 106, в. 1, с. 85—99; Казачковский О. Д. [и др.], Программа и состояние работ по быстрым реакторам в СССР, «Атомная энергия», 1977, т. 43, №5, с. 343; Петросьянц А. М., Ядерная энергетика, 2 изд., М., 1981.
А. Д. Галанин.
РЕАКЦИИ СВЯЗЕЙ, для связей, осуществляемых с помощью к.-н. тел (см. Связи механические),— силы воздействия этих тел на точки механич. системы. В отличие от активных сил, Р. с. явл. величинами заранее неизвестными; они зависят не только от вида связей, но и от действующих на систему активных сил, а при движении — ещё и от закона движения системы и определяются в результате решения соответствующих задач механики.
Направления Р. с. в нек-рых случаях определяются видом связей. Так, если в силу наложенных связей точка
Рис. 1. Примеры связей R, наложенных на тело Р: а — гладкая поверхность; б — гладкая опора; в — нерастяжимая гибкая нить.
Рис. 2. Примеры реакции связи: а — с двумя, б — с тремя неизвестными составляющими.
системы вынуждена всё время оставаться на заданной гладкой (лишённой трения) поверхности, то Р. с. R направлена по нормали n к этой поверхности (рис. 1). На рис. 2 показаны: а -гладкий цилиндрич. шарнир (подшипник), для к-рого неизвестны две (Rx и Ry), и б — гладкий сферич. шарнир, 'для к-рого неизвестны все три (Rx, Ry, Rz) составляющие P. c. Для шероховатой поверхности Р. с. имеет две составляющие: нормальную и касательную, называемую силой трения.
В общем случае при решении задач динамики пользуются принципом освобождаемости, т. е. несвободную механич, систему рассматривают как свободную, прилагая к её точкам нек-рые силы, подобранные так, чтобы во всё время движения системы выполнялись условия, налагаемые на неё связями; эти силы и наз. Р. с.
С. М. Тарг.
РЕАКЦИЯ ИЗЛУЧЕНИЯ (радиационное трение), сила, действующая на электрон или др. заряженную частицу со стороны создаваемого им поля электромагнитного излучения. Движение заряда с ускорением приводит к излучению эл.-магн. волн, поэтому система движущихся с ускорением зарядов не явл. замкнутой — в ней не сохраняются энергия и импульс, Такая система ведёт себя как механич. система при наличии сил трения (диссипативная система), к-рые вводятся для описания факта несохранения энергии в системе вследствие её вз-ствия со средой. Аналогично передачу энергии (и импульса) заряж ч-цей эл.-магн. полю излучения можно
626
описать как «лучистое трение». Зная теряемую в ед. времени энергию (интенсивность излучения; см. Излучение), можно определить силу трения. Для эл-на, движущегося в огранич. области пр-ва со ср. скоростью, малой по сравнению со скоростью света в вакууме с, сила трения выражается ф-лой (полученной впервые голл. физиком X. Лоренцем): F=(2e2/3c3)da/dt, где а — ускорение. Р. и. приводит к затуханию колебаний заряда, что проявляется в уширении спектр. линии излучения (т. н. естеств. ширина линии).
Р. и. представляет собой часть силы, действующей на заряд со стороны созданного им эл.-магн. поля (самодействия). Необходимость её учёта приводит к принцип. трудностям, тесно связанным с проблемой структуры эл-на, природы его массы и др. При строгой постановке задачи следует рассматривать динамич. систему из зарядов и эл.-магн. поля, к-рая описывается двумя системами ур-ний: ур-ниями движения ч-ц в поле и ур-ниями поля, определяемого расположением и движением заряж. ч-ц. Однако практически имеет смысл лишь приближённая постановка задачи методом последоват. приближений. Напр., сначала находится движение эл-на в заданном поле (без учёта собств. поля), затем — поле заряда по его заданному движению и далее, в кач-ве поправки,— влияние этого поля на движение заряда, т. е. Р. и. Такой метод даёт хорошие результаты для излучения с длиной волны l>>r0=е2/mc2 (где m — масса эл-на, r0»2•10-13 см — его «классич. радиус»). Реально уже при l порядка комптоновской длины волны эл-на ћ/mc~10-11 см необходимо учитывать квантовые эффекты. Поэтому приближённый метод учёта Р. и. справедлив во всей области применимости классической электродинамики.
В квант. электродинамике — тот же подход к проблеме (осн. на методе последоват. приближений, т. е. методе возмущений теории), но её методы позволяют учесть Р. и. практически с любой степенью точности, причём не только «диссипативную» часть Р. и. (обусловливающую уширение спектр. линий), но и «потенц.» часть — эфф. изменение внеш. поля, в к-ром движется эл-н. Это проявляется в изменении уровней энергии, а также эфф. сечений процессов столкновений ч-ц (см. Сдвиг уровней, Радиационные поправки).
• Л а н д а у Л. Д., Л и ф ш и ц Е. М., Теория поля, 6 изд., М., 1973 (Теоретическая физика, т. 2).
В. Б. Берестецкий.
РЕАЛЬНЫЙ ГАЗ, газ, св-ва к-рого (в отличие от идеального газа) зависят от вз-ствия молекул. В обычных условиях, когда ср. потенц. энергия межмолекулярного взаимодействия много меньше ср. кинетич. энергии молекул, св-ва Р. г. и идеального различаются незначительно (см. Газ).
Св-ва этих газов резко различны при высоких давлениях и низких темп-рах, когда начинают проявляться квант. эффекты.
РЕВЕРБЕРАЦИОННАЯ КАМЕРА, помещение для акустич. измерений, в к-ром звук по возможности полностью отражается от ограждающих поверхностей и в каждой точке к-рого звук. давление в среднем одинаково, а приход звук. волн с разных направлений равновероятен. Для увеличения отражения внутр. поверхность Р. к. облицовывают материалами с мин. звукопоглощением. Диффузность звук. поля достигается неправильностью формы Р. к., созданием неровностей на стенах, а также развешиванием в случайном порядке отражающих элементов. Обычно Р. к. изолируют от внеш. шумов и вибраций.
В Р. к. производят измерения коэфф. звукопоглощения материалов, градуировку измерит. микрофонов и шумомеров, измерения мощности излучения громкоговорителей, акустич. излучения машин и др. источников шума, субъективные исследования слуха. Две смежные Р. к. с общим проёмом в одной из стен применяются для изучения звукоизолирующих св-в разл. материалов и конструкций в архитектурной и строит. акустике. Качество Р. к. характеризуется временем реверберации и равномерностью звук. поля.
• Блинова Л. П., Колесников А. Е., Ланганс Л. Б., Акустические измерения, М., 1971.
РЕВЕРБЕРАЦИЯ (позднелат. reverberatio — отражение, от лат. reverbero — отбиваю, отбрасываю), процесс постепенного затухания звука в закрытых помещениях после выключения его источника. Возд. объём помещения представляет собой колебат. систему с очень большим числом собств. частот. Каждое из собств. колебаний характеризуется своим коэфф. затухания, зависящим от поглощения звука при его отражении от ограничивающих поверхностей и при его распространении. Поэтому возбуждённые источником собств. колебания разл. частот затухают неодновременно. Р. оказывает значит. влияние на слышимость речи и музыки в помещении, т. к. слушатели воспринимают прямой звук на фоне ранее возбуждённых колебаний возд. объёма, спектр к-рых изменяется во времени в результате постепенного затухания отдельных собств. колебаний.
Длительность Р. характеризуется в р е м е н е м р е в е р б е р а ц и и, т. е. временем, в течение к-рого интенсивность звука уменьшается в 106 раз, а его уровень на 60 дБ. Время Р.— важнейший фактор, определяющий акустич. качество помещения (см. также Архитектурная акустика). Оно тем больше, чем больше объём помещения (или время свободного пробега звука) и чем меньше поглощение на ограничивающих поверхностях. Измеряют время Р., записывая процесс убывания уровня звукового давления после выключения источника; для этого применяют самописцы с логарифмич. шкалой.
Р. наз. также послезвучание, наблюдаемое в море в результате отражения и рассеяния исходного звука от дна (донная Р.), взволнованной поверхности (поверхностная Р.) и неоднородностей водной среды, рыб и др. биол. объектов (объёмная Р.).
• Беранек Л., Акустические измерения, пер. с англ., М., 1952; Ф у р д у е в В. В., Акустические основы вещания, М., 1960.
РЕДЖЕ ПОЛЮСОВ МЕТОД (комплексных угловых моментов метод), в квант. механике и в квант. теории поля (КТП) — метод описания и исследования рассеяния элем. ч-ц, основанный на формальном аналитич. продолжении парциальных амплитуд из области физ. значений момента кол-ва движения M=ћJ, J= 0, 1, 2, ..., в область комплексных значений J. Р. п. м. был введён итал. физиком Т. Редже (Т. Regge) при изучении аналитич. св-в квантовомеханич. амплитуды рассеяния. Матем. исследования процесса рассеяния показали, что резонансы и связанные состояния в амплитуде рассеяния появляются сериями, каждую из к-рых характеризует нек-рая функцион. зависимость между моментом I и квадратом массы (в энергетич. единицах) t:J=a(t). При этом резонансы данной серии возникают только при тех массах, для к-рых ф-ция a(t) равна целому неотрицат. числу (0, 1, 2, ...), выступающему как спин резонанса. Эта функцион. зависимость была названа т р а е к т о р и е й п о л ю с а Р е д ж е вследствие того, что в парциальной амплитуде рассеяния это явление описывается слагаемыми, имеющими вид полюса:
b(t)1/(J-a(t)), (1)
где b(t) — вычет полюса Редже. В области значений t, где a(t) действительна, целочисл. значения a(t) соответствуют стабильным связанным состояниям. При больших значениях t, превышающих границу сплошного спектра в задаче рассеяния (кинетич. энергия ч-цы ξкин>0), ф-ция a(t) становится комплексной: a(t)=Rea(t)+iIma(t) (где Re — действительная, Im — мнимая часть). В этом случае ф-ла (1) приобретает вид брейт-вигнеровского резонанса, причём Rea(t) продолжает определять положение теперь уже резонансного уровня, а Ima(t) оказывается пропорц. полной ширине уровня Г, т. е. определяет время жизни резонанса. Эта же ф-ция a(t) определяет и асимптотику продолжения амплитуды рассеяния в область больших нефиз. значений квадрата переданного четырёхмерного им-
627
пульса (4-импульса) s (при фиксированном значении квадрата энергии t):
f(t,s)~b(t)(-s)a(t). (2)
В КТП Р. п. м. не имеет строгого теор. обоснования и используется как феноменологич. схема. В силу специфич. св-ва КТП — перекрёстной симметрии Р. п. м. приобретает более
глубокое физ. содержание. Если амплитуду процесса а+с~®b~+d (рис. 1, а), зависящую от квадрата полной энергии в системе центра инерции (с. ц. и.) ч-ц а и с t=(pa+pc~)2 и квадрата передачи 4-импульса s= (ра-pb~)2, аналитически продолжить в область нефиз. больших значений s, то она описывает асимптотику перекрёстного процесса в s-канале, т. е. a+b®c+d c квадратом энергии в с. ц. и. s= (ра+рb)2 и квадратом передачи 4-импульса t=(ра-рс)2 (рис. 1,б). Отсюда следует, что в области больших энергий (s>>1ГэВ2) дифф. сечение:
где a(t) — продолжение траектории Редже в физ. область процесса а+b®c+d (т. е. в область отрицат. квадратов масс t). Графически это изображается так, как будто ч-цы, рассеиваясь, обмениваются некой квазичастицей — т.н. реджеоном (R), спин к-рой зависит от передачи квадрата импульса (рис. 2).
Если частицы а и с обладают изотопическим спином (I), странностью (S), барионным зарядом (В) и т. д., то возможны неск. траекторий Редже, также различающихся этими квант. числами. Асимптотич. же поведение сечения процесса определяется передачей квант. чисел в t-канале (т. е. квант. чисел в системе ас) соответствующих самой верхней при t=0
(«ведущей») траектории. Напр., процесс p+р-рассеяния назад, p++р®р+p+ (рис. 3), может идти как с передачей изотопич. спина DI=3/2, так и с DI=1/2, т. к. в перекрёстном t-канале в системе p-р существуют барионные резонансы с I=3/2 (D-реэонансы) и с I=1/2 (N-резонансы). Однако из опыта известно, что D-траектория лежит выше N-траектории (рис. 4), поэтому асимптотика процесса будет определяться именно траекторией D. Асимптотика же процесса перезарядки: p-+p®p°+n, к-рый идёт с DI=1, определяется обменом
r-мезонной траекторией [рис. 4; там же показано, насколько хорошо «сшивается» траектория в области резонансов (t>0) и в области рассеяния (t<0)]. Эксперим. точки в области t<0 получены в результате обработки по ф-ле (3) данных по перезарядке. Р. п. м. позволяет разбить все процессы с небольшой передачей импульса на неск. классов, отличающихся разной передачей квант. чисел и, следовательно, разной асимптотикой: а) процессы с обменом квант. числами вакуума (DI=0, DB=0 и т. д.) или с обменом т. н. особенностью Померанчука (к-рая не связана с к.-л. резонансами и, в отличие от других траекторий, не явл. полюсом; вопрос о её природе нельзя считать окончательно решённым). Эти процессы характеризуются постоянными (точнее, слабо растущими) сечениями. Примерами явл. все процессы упругого рассеяния. Этой же особенностью в соответствии с оптической теоремой (sполн ~Imf(s, t=0)/s) определяется и поведение полных сечений.
б) Процессы с обменом мезонными траекториями (r, w, К*, p, h, К и др.). Сечения этих процессов с разной скоростью падают с ростом энергии в зависимости от того, какая из траекторий оказывается ведущей. К таким процессам относится рассмотренный выше процесс перезарядки.
в) Процессы с обменом барионными траекториями (напр., D, N, L, S). Сечения таких процессов также падают с ростом энергии.
г) Процессы с «экзотическим» обменом квант. числами (напр., DB=2 или DI=2), т. е. обменом такими квант. числами, к-рые не могут реализоваться в системе из кварка и антикварка или из трёх кварков (напр., р+р~®р~+р). Сечения их очень быстро падают с ростом энергии. Др. важное предсказание Р. п. м.—
сужение дифракц. пика. Экспериментально известно, что сечение квазиупругих процессов а+b®с+d имеет резкий пик в области малых квадратов передач 4-импульса,│t│<0,1 (ГэВ/с)2 (дифракц. пик), и быстро падает с ростом │t|. Это падение обычно апроксимируют экспоненц. зависимостью:
ds/dt»eB(t)f(s), (4)
а величину В называют наклоном дифракц. конуса. Если учесть, что в области малых 4 a(t)=a0+a'(t), где a0 — высота траектории при (=0, а a' — тангенс угла её наклона к оси t (это приближение оправдано, т. к. траектории Редже, как видно из рис. 4, почти прямолинейны), то ф-лу (3) можно привести к виду (4), причём величина В с увеличением энергии будет логарифмически расти: В (s)=B0+2a'lns, т. е. рассеянные ч-цы с ростом энергии сосредоточиваются во всё более узкой области передач импульса, так, как будто эфф. радиус r сталкивающихся ч-ц растёт: r2=r20+2a'lns (B0 и r0 — величина наклона и радиус при s=1ГэВ2). Это явление особенно чётко наблюдалось в процессах типа б — г (см., напр., эксперим. точки в области t<0 на рис. 4).
Р. п. м. нашёл широкое применение и в описании множественных процессов. В частности, в рамках этого метода естественно описываются такие явления, как скейлинг Фейнмана (см. Масштабная инвариантность), корреляция двух вторичных ч-ц. Одна из загадок физики элем. ч-ц — наблюдаемая в эксперименте прямолинейность всех траекторий Редже и прибл. одинаковые их наклоны.
• Ширков Д. В., Свойства траекторий полюсов Редже, «УФН», 1970, т. 102, в. 1; Коллинз П. Д. Б., С к в а й р Э. Дж., Полюса Редже в физике частиц, пер. с англ., М., 1971.
А. В. Ефремов, Д. В. Ширков.
РЕДУЦИРОВАННЫЕ ФОТОМЕТРИЧЕСКИЕ ВЕЛИЧИНЫ (наз. также эффективными), характеризуют оптическое излучение по его воздействию на заданный селективный приёмник. При любом спектр. составе излучения одинаковым реакциям селективного приёмника соответствуют равные значения Р. ф. в. В этом их осн. удобство, особенно при оценке излучения, применяемого в практич. целях. Каждая из Р. ф. в. есть интеграл от произведения спектральной плотности соответствующей энергетич. величины, характеризующей излучение, на спектральную чувствительность данного приёмника. В систему СИ из Р. ф. в, включены только световые величины.
Д. Н. Лазарев
РЕЗЕРФОРД (Рд, Rd), внесистемна устаревшая ед. активности нуклидов (изотопов) в радиоактивных источниках. Названа в честь англ. физик Э. Резерфорда (Е. Rutherford). 1 Рд равен активности изотопа, в к-rм за 1 с происходит 106 распадов, т. е. 1 Рд=106 Бк=1/37000 кюри
628
РЕЗЕРФОРДА ФОРМУЛА, ф-ла для эффективного сечения рассеяния нерелятив. заряж. точечных ч-ц, взаимодействующих по закону Кулона; получена англ. физиком Э. Резерфордом в 1911. В системе центра инерции сталкивающихся ч-ц Р. ф. имеет вид:
где ds/dW — сечение рассеяния в единичный телесный угол, q — угол рассеяния, m=m1m2/(m1+m2) — приведённая масса (m1 и m2 — массы сталкивающихся ч-ц), v — их относит. скорость, Z1e и Z2e — электрич. заряды ч-ц (е — элем. электрич. заряд). Р. ф. справедлива как в классич., так и в квант. теориях. Ф-ла (*) была использована Резерфордом при интерпретации опытов по рассеянию a-частиц тонкими металлич. пластинками на большие углы (q>90°). В результате этих опытов он пришёл к выводу, что почти вся масса атома сконцентрирована в малом положительно заряж. ядре. Этим открытием были заложены основы совр. представлений о строении атома.
С. М. Биленький.
РЕЗОНАНС (франц. resonance, от лат. resono — звучу в ответ, откликаюсь), относительно большой селективный (избирательный) отклик колебательной системы (осциллятора) на периодич. воздействие с частотой, близкой к частоте её собств. колебаний. При Р. происходит резкое возрастание амплитуды вынужденных колебаний осциллятора. Р. как механич. и акустич. явление впервые описан итал. учёным Г. Галилеем, а в эл.-магн. системах — на примере колебательного контура—англ. учёным Дж. Максвеллом (1868). Различают Р., возникающий в результате воздействия внеш. периодич. силы на осциллятор, и параметрич. Р., возникающий вследствие периодич. изменения одного из энергоёмких параметров осциллятора. Данная статья посвящена первому случаю Р.; о параметрич. Р. см. Параметрический резонанс.
Р. линейных систем. В простейшем случае Р. наступает, когда внеш.
Рис. 1. Пример гармонич. осцилляторов: а— маятник; б— масса на пружине; в — колебательный контур.
периодич. сила F изменяется с частотой со, равной частоте w0 собств. колебаний системы (w=w0). В ходе раскачки осциллятора (напр., груза с массой m, подвешенного на нити или пружине,— рис. 1, а, б) его скорость v направлена в ту же сторону, что и сила F, поэтому он получает за период приращение энергии, пропорциональное размаху колебаний. В результате размах колебаний изменяется от периода к периоду в арифметич. прогрессии — линейно (рис. 2, а).
Однако в реальных условиях всегда существуют факторы, ограничивающие амплитуду колебаний и определяющие возможность существования Р. Это прежде всего диссипация энергии (трение) в системе и неточное совпадение вынуждающей силы с собств. частотой осциллятора (т. н. расстройка частоты).
Рис. 2. Нарастание колебаний при w®w0: а — неограниченное; б — при наличии диссипации энергии.
При точном соблюдении условия w=w0 раскачка осциллятора ограничивается диссипацией энергии (рис. 2, б). Колебания нарастают до тех пор, пока внеш. сила не уравновесится силой трения Fтр=-gv (где g — постоянный коэфф.). Если же частота внеш. силы несколько отличается от собств. частоты осциллятора (существует расстройка Р.), то даже при отсутствии трения колебания нарастают лишь до тех пор, пока фазовый сдвиг Dj между скоростью осциллятора и внеш. силой не возрастёт до я/2. Амплитуда вынужденных колебаний в этом случае будет определяться расстройкой Р., т. е. величиной w-w0. Т. о., Р. возможен, когда между внеш. силой и вынужденными колебаниями устанавливаются такие фазовые соотношения, при к-рых в систему поступает наибольшая мощность, т. к. скорость системы оказывается в фазе с внеш. силой.
Колебания осциллятора под действием периодич. силы F=F0coswt в общем случае при наличии диссипации энергии и расстройки можно описать дифф. ур-нием:
где в случае маятника (рис. 1, а) w20=g/l, a=g/m, f0=F0/m,
l — длина подвеса, g — ускорение силы тяжести; для колебат. контура, возбуждаемого электродвижущей силой ξ=ξ0coswt (рис. 1, в), w20=1lLc, a=R/L, f0=ξ0/L.
Решение ур-ния (1), описывающее установившиеся вынужденные колебания, имеет вид:
x=x0cos(wt+j), где tgj=aw/(w20-w2),
а стационарная амплитуда этих колебаний
Зависимость амплитуды колебаний x0 от частоты внеш. силы w (рис. 3) наз. р е з о н а н с н о й к р и в о й. Ширина этой кривой (т. н. ширина линии Р.) Dw представляет собой интервал расстроек Р., внутри к-рого x20 отличается от макс. значения не больше, чем вдвое. Ширина линии Р. тем уже, чем больше добротность осциллятора Q=w/a, поскольку Dw=w0/Q.
Рис. 3. a — резонансные кривые линейных осцилляторов при разл. добротности Q (Q3>Q2>Q1); б — зависимость фазы j от частоты при резонансе.
Р. нелинейных систем. При большой амплитуде колебаний осциллятор становится нелинейным, его собств. колебания несинусоидальны, а частота собств. колебаний w0 зависит от их амплитуды x0. Вследствие этого Р. нелинейного осциллятора отличается тем, что в ходе его раскачки внеш. силой расстройка Р. изменяется. Если это изменение больше ширины линии Р. Dw (при достаточно большой амплитуде силы; рис. 4), то, чтобы из-
Рис. 4. Резонансная кривая нелинейного осциллятора (схематически) в зависимости от амплитуды внеш. силы: а — при малой, б — при умеренной, в — при большой; штрих-пунктиром дана связь между размахом колебаний x0 и собств. частотой осциллятора w0; пунктиром — неустойчивое значение амплитуды колебаний осциллятора; стрелки — изменение амплитуды при перестройке частоты.
бежать выхода из Р., необходимо подстраивать частоту со внеш. силы вслед за частотой осциллятора w0(x0). Макс. амплитуда, к-рую таким образом можно придать осциллятору, определяется, как и для линейных осциллято-
629
ров, балансом между диссипацией энергии и её поступлением от источника внеш. силы. Зависимость стационарной амплитуды осциллятора от частоты может оказываться в этом случае неоднозначной (верхняя кривая на рис. 4); при перестройке частоты внеш. силы имеют место скачкообразные изменения амплитуды колебании осциллятора, а конкретное значение амплитуды в области неоднозначности зависит от того, в какой последовательности перестраивалась частота силы при раскачке осциллятора (имеет место гистерезис).
Особую группу нелинейных колебат. систем составляют системы, в к-рых происходит компенсация диссипативных потерь благодаря притоку энергии от внеш. постоянного источника. В таких системах устанавливаются незатухающие колебания с вполне определёнными амплитудой и частотой автоколебания. Внешняя периодич. сила малой амплитуды не может существенно повлиять на амплитуду автоколебаний, но может «навязать» генератору свою частоту w, если последняя принадлежит узкому интервалу частот, включающему частоту автоколебаний w0; этот интервал тем больше, чем больше амплитуда внешней силы. Это резонансное явление наз. синхронизацией колебаний.
Р. может наступить не только при совпадении частоты внеш. воздействия с частотой собств. колебаний осциллятора, но и при кратном или дробном соотношении частот (т. н. комбинац. P.): pw=qw0, где р и q — любые целые положит. числа. В простейшем случае р и q — это номера обертонов (гармоник), представленных соответственно во внеш. силе и в собств. колебаниях осциллятора.
Р. в системах с неск. степенями свободы. В системах с числом степеней свободы n³2 и в распределённых системах Р. сохраняет все осн. черты Р. в системе с одной степенью свободы. В линейном приближении собств. колебания этих систем представляют собой набор нормальных колебаний (мод). Если отклик системы представляет собой суммарный отклик всех степеней свободы, резонансная кривая будет наложением резонансных кривых отд. норм. колебаний и может иметь сложный характер. Так, в системе с двумя степенями свободы, ввиду того что собств. колебания могут происходить с двумя разл. частотами, Р. наступает при совпадении частоты гармонич. внеш. воздействия как с одной, так и с другой норм. частотой системы (рис. 5). Подбором параметров норм. колебаний можно создать резонансную кривую практически любой формы, что широко используется, напр. в радиотехнике, для создания фильтров частот.
Для резонансного возбуждения к.-л. моды в системе с большим числом степеней свободы необходимо не только обеспечить резонансное соотношение между частотой этой моды и частотой
Рис. 5. Резонансная кривая колебат. системы с двумя степенями свободы при сильно разнесённых (a) и при близких друг к другу (б) частотах норм. колебаний w1 и w2.
внеш. силы, но и создать такие условия, чтобы воздействие силы на разные элементы системы не оказалось взаимно скомпенсированным (чтобы внеш. сила не была ортогональна норм. колебанию). Напр., при воздействии на струну в точке, где находится узел данного норм. колебания, резонансное возбуждение струны не происходит, т. к. внеш. сила, приложенная к неподвижной точке струны, работы не совершает, колебание струны не возникает и Р. не наблюдается. Резонансные взаимодействия. В системах с мн. степенями свободы явления резонансного характера могут происходить не только вследствие внеш. воздействия, но и в процессе собств. колебаний системы. Напр., в системе, представляющей собой две слабовзаимодействующие колебат. подсистемы с близкими частотами, может происходить резонансная перекачка энергии из одной подсистемы в другую. В др. случаях моды системы, независимые при малой амплитуде колебаний, с ростом амплитуды могут начать взаимодействовать (обмениваясь энергией) из-за нелинейности системы, если частоты мод wi (i=1, 2, 3, ...) удовлетворяют комбинац. резонансным условиям типа рw1=qw2 или рw1=qw2+rw3 (р, q, r=1, 2, 3, ...).
Согласно законам квантовой механики, энергия атомов и молекул может принимать дискретные значения. Совокупность этих значений энергии ξi — энергетич. спектр — определяет спектр частот системы wij=(ξi-ξj)/ћ, где i и j — номера энергетических уровней. При совпадении частоты внешнего воздействия (обычно эл.-магн. поля) с одной из частот wij возможен Р. Примерами таких резонансных вз-ствий могут служить электронный парамагнитный резонанс, ядерный магнитный резонанс, ферромагнитный резонанс
и др. Резонансные спектры атомов, молекул и их соединений служат основой спектроскопич. анализа самых разнообразных в-в (см. Спектроскопия). Резонансный отбор энергии у систем возбуждённых осцилляторов (атомов, молекул, эл-нов, колеблющихся в магн. поле, и т. п.) с помощью перем. эл.-магн. полей — основа действия генераторов когерентного эл.-магн. излучения — мазеров и лазеров. Р. играет большую роль в природе, науке и технике. Р. сооружений и машин при периодич. внешних воздействиях может явиться причиной катастроф. Чтобы избежать резонансного воздействия, подбирают соответствующим образом свойства системы или используют успокоители колебаний, основанные на явлении антирезонанса. В радиотехнике благодаря Р. можно отделить сигналы одной (нужной) радио- или телестанции от всех других.
• Хайкин С. Э., Физические основы механики, 2 изд., М., 1971; Горелик Г. С., Колебания и волны, 2 изд., М., 1959; Стрелков С. П., Введение в теорию колебаний, 2 изд., М., 1964; Ден-Гартог Дж. П., Механические колебания, пер. с англ., М., 1960,
РЕЗОНАНСНОЕ ПОГЛОЩЕНИЕ ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЯ, избирательное поглощение g-квантов атомными ядрами, обусловленное квантовыми переходами ядер в возбуждённое состояние. При облучении в-ва g-квантами наряду с обычными процессами вз-ствия с в-вом (см. Гамма-излучение) возможно Р. п. г.-и., когда g-квант исчезает, а ядро возбуждается. Для Р. п. г.-и. необходимо, чтобы энергия g-кванта равнялась разности внутр. энергий ядра в возбуждённом и основном состояниях. Это условие как будто бы должно автоматически удовлетворяться, если излучающее и поглощающее ядра одинаковы. Однако квант с энергией ξg=ћw (w — частота излучения) обладает импульсом p=ћw/c. В соответствии с законом сохранения импульса, при излучении или поглощении g-кванта ядром последнее воспринимает этот импульс -- испытывает отдачу. Свободное покоящееся ядро массы М, получив импульс, приобретает кинетическую энергию: Dξ=p2/2M=ћ2w2/2Mc2. Такая же энергия Dξ отбирается у ядра при испускании. При этом линии испускания и поглощения оказываются смещёнными друг относительно друга на величину 2Dξ, значительно превосходящую ширину линии g-излучения. В результате Р. п. г.-и. не наблюдается. Для наблюдения Р. п. г.-и. искусственно увеличивают перекрытие линий испускания и поглощения. Для этого используют сдвиг линий за счёт Доплера эффекта при встречном движении излучающего и поглощающего ядер. Необходимая скорость (сотни м/с) сообщается либо перемещение» источника или поглотителя, либо за счёт отдачи, испытываемой ядром при a- или b-распадах, предшествующих излучению g-кванта, либо нагревани-
630
ем источника и поглотителя (увеличивается перекрытие линий из-за доплеровского уширения, возникающего при тепловом движении атомов; при комн. темп-ре перекрытие линий незначительно). Более эфф. метод наблюдения Р. п. г.-и., связанный с исключением потерь энергии на отдачу, был обнаружен нем. физиком Р. Мёссбауэром.
• См. лит. при ст. Мёссбауэра эффект.
Н. Н. Делягин.
РЕЗОНАНСНОЕ СВЕТОВОЕ ДАВЛЕНИЕ, см. Световое давление.
РЕЗОНАНСНЫЕ УСКОРИТЕЛИ, ускорители заряж. ч-ц, в к-рых ускорение производится ВЧ электрич. полем благодаря многократному прохождению ч-ц через ускоряющие промежутки в резонанс с полем, т. е. в той фазе, когда поле производит ускоряющее действие. См. Ускорители. РЕЗОНАНСЫ (резонансные частицы), короткоживущие возбуждённые состояния адронов. В отличие от др. нестабильных элем. ч-ц, Р. распадаются в осн. за счёт сильного взаимодействия. Поэтому их времена жизни лежат в интервале 10-22—10-24 с, что по порядку величины близко к характерному яд. времени (~10-23 с). На кривой зависимости полных эфф. сечений а от энергии e Р. часто проявляются в виде колоколообразного (т. н. брейт-вигнеровского) максимума:
s(ξ)=s0(Г/2)2/((ξ0-ξ)2+(Г/2)2) (1)
(форма к-рого совпадает, напр., с зависимостью квадрата амплитуды колебаний от частоты для механич. системы в окрестности резонансной частоты). Энергия ξ0, соответствующая максимуму сечения, сопоставляется с массой Р. М=ξ0/с2. Полная ширина Г «колокола» на половине его высоты определяет время жизни Р.: t»ћ/Г (в соответствии с неопределённостей соотношением между энергией и временем). Для определения спина Р., как правило, необходим более тщат. анализ угл. зависимости дифф. сечения упругого рассеяния с целью нахождения той парц. амплитуды, в которой появляется этот максимум (см. Рассеяние микрочастиц).
Первый Р. был открыт в нач. 50-х гг. итал. физиком Э. Ферми с сотрудниками при изучении вз-ствия p+-мезонов с протонами. В совр. обозначениях это был P. D1++ или D33 (1232), где цифры индекса обозначают удвоенный изотопич. спин I (первое число) и удвоенный спин J (второе число) Р., а в скобках указана масса Р. в МэВ. Ширина этого Р. составила Г=116МэВ (т.е. t=5,7•10-23 с). В дальнейшем эа тот же P. (D1+) был обнаружен и в системе (рg). Осн. часть Р. была открыта в 60-х гг. в экспериментах на протонных ускорителях.
Р. делятся на две группы: б а р и о н н ы е Р., обладающие барионным зарядом (B=1) и распадающиеся на мезоны и один стабильный барион, и м е з о н н ы е Р. (B=0), распадающиеся на мезоны. Р. с ненулевой странностью наз. с т р а н н ы м и. К 1981 открыто более 300 Р., к-рые группируются примерно в 40 барионных и 30 мезонных изотопич. мультиплетов (см. Изотопическая инвариантность). Массы барионных Р. лежат в интервале от 1,2 до 4 ГэВ, мезонных — от 0,7 до 2 ГэВ. Исключение составляют новые мезонные Р., массы к-рых достигают 9—10 ГэВ (см. «Очарованные» частицы, Ипсилон-частицы).
Массовые спектры Р. группируются в семейства двух типов: мультиплеты группы унитарной симметрии SU(3), а также ещё и семейства, лежащие на т. н. т р а е к т о р и я х Р е д ж е. Унитарные мультиплеты объединяют Р. и стабильные адроны с одинаковыми значениями барионного заряда, спина и чётности (Р) и разными значениями изотопич. спина, странности (S) и т. д. Относит. разность масс ч-ц внутри мультиплета ок. 10%. Закономерности массовых спектров и распадных св-в Р. в унитарных мультиплетах привели к гипотезе кваркового строения адронов (см. Элементарные частицы).
Реджевские семейства характеризуются определённой зависимостью между спином и массой, J=a(M2), названной траекторией Редже. Остальные квант. числа Р. реджевского семейства (В, Р, I, S и т. д.) одинаковы. Примечательно, что стабильные и квазистабильные адроны (N, p, К и др.) оказываются членами соответствующих реджевских семейств, что также указывает на составную природу этих адронов (см. Редже полюсов метод).
Р., лежащие в верхней части спектра масс, обладают большими спинами и ширинами. Наибольший надёжно установленный спин J=11/2 [Р.D3,11 (2400)]. Эти Р. могут распадаться мн. способами. Кол-во возможных каналов распада быстро увеличивается с ростом массы Р. Важная особенность многочастичных каналов распада тяжёлых Р.— их каскадность, т. е. многоступенчатость. Напр., в распаде барионного Р. D4, или D3,7 (1950), доминирует канал D3,7 ®p+p+N, однако этот процесс идёт через распад на D3,3 и p-мезон с последующим распадом D3,3 на пион и нуклон.
• Зельдович Я. Б., Классификация элементарных частиц и кварки «в изложении для пешеходов», «УФН», 1965, т. 86, в. 2; М а н д е л ь с т а м С., Растущие траектории Редже и динамика резонансов, пер. с англ., там же, 1970, т. 101, в. 3; Ширков Д. В., Свойства траекторий полюсов Редже, там же, 1970, т. 102, в. 1.
Д. В. Ширков.
РЕЗОНАТОР (от лат. resono — звучу в ответ, откликаюсь), колебательная система, способная совершать колебания макс. амплитуды (резонировать) при воздействии внеш. силы определ. частоты и формы. В большинстве случаев Р. отзываются на гармонические (синусоидальные) воздействия, частота к-рых близка к частоте их собств. колебаний. Под действием несинусоидальных сложных воздействий Р. совершает колебания сложного вида, однако при этом в спектре колебаний Р. особенно выделяются колебания тех частот, которые наиболее близки к частотам его собственных колебаний. Примерами Р. могут служить колебательный контур, объёмный резонатор, оптический резонатор, открытый резонатор, резонатор акустический. См. также Резонанс.
РЕЗОНАТОР АКУСТИЧЕСКИЙ (резонатор Гельмгольца), сосуд, сообщающийся с внеш. средой через небольшое отверстие или трубку (горло). Характерная особенность Р. а. в том, что длина волны его низкочастотных собств. колебаний значительно больше размеров Р. а. Собств. частота Р. а. с горлом f0=(с/2p)Ö(S/lV), где с — скорость звука в воздухе, S — площадь поперечного сечения, l — длина трубки, V — объём сосуда. Если Р. а. поместить в гармонич. звук. поле с частотой f0, в нём возникают колебания с амплитудой, во много раз превышающей амплитуду поля (резонанс). В негармонич. звук. поле Р. а. реагирует только на колебания с частотой f0. Поэтому набор резонаторов с различными собств. частотами может применяться для анализа звука. При наличии трения в горле резонатора в нём возникает сильное поглощение звука на частоте f0, что используется для создания т. н. резонансных звукопоглотителей в архитектурной акустике. Р. а., помещённые на стенках звукопроводов, применяются как элементы резонансных отражателей для уменьшения передачи НЧ шума по звукопроводам. Пузыри в жидкости и возд. полости в нек-рых др. средах (напр., резине) также явл. Р. а., поэтому наличие большого числа пузырей в воде вызывает сильное поглощение звука, что препятствует распространению звук. волн.
Теория Р. а. была разработана нем. учёным Г. Гельмгольцем (I860) и англ. учёным Дж. Рэлеем (1877—78).
РЕЙНОЛЬДСА ЧИСЛО [по имени англ. учёного О. Рейнольдса (О. Reynolds)], один из подобия критериев для течений вязких жидкостей и газов, характеризующий соотношение между инерц. силами и силами вязкости: Re=rvl/m, где r — плотность, m — коэфф. динамич. вязкости жидкости или газа, v — характерная скорость потока, l — характерный линейный размер. Так, при течении в длинных цилиндрич. трубах обычно l=d, где d — диаметр трубы, a v=vср — средняя по поперечному сечению скорость течения; при обтекании тел l — длина или поперечный размер тела, а
631
v = v¥ — скорость невозмущённого потока, набегающего на тело.
Р. ч. является также одной из характеристик течения вязкой жидкости (газа). Для каждого вида течения существует такое критич. Р. ч. REкр, что при Re<Reкр возможно только ламинарное течение, а при Re>Reкр течение может стать турбулентным. Напр., для течения вязкой несжимаемой жидкости в круглой цилиндрич. трубе Reкр=2300.
РЕЙНОЛЬДСА ЧИСЛО МАГНИТНОЕ, см. в ст. Магнитная гидродинамика.
РЕКОМБИНАЦИЯ (от лат. re — снова, опять и позднелат. combinatio -соединение), 1) Р. ион-электронная, элем. акт воссоединения положит. иона (с зарядом Z+1) и свободного эл-на, приводящий к образованию иона с зарядом Z. В частном случае (при Z=0) образуется нейтр. атом (или молекула). Известно неск. каналов Р.
При р а д и а ц и о н н о й Р. иона A(Z+1), обычно рассматриваемого в осн. состоянии, с эл-ном, обладающим кинетич. энергией ξ, образуется ион A (Z, g) в состоянии g (основном или возбуждённом), а избыточная энергия излучается в виде кванта hn=Еgи+ξ, где n — частота излучения, а Egи— энергия ионизации из состояния у:
A (Z+1)+е ®A(Z, g)+hv.
В случае д и э л е к т р о н н о й Р. происходит возбуждение иона и одновременно захват им эл-на на уровень энергии, превышающий норм. энергию ионизации, так что образующийся ион A (Z, g') оказывается в автоионизованном состоянии g'. Такая Р. может быть устойчива, если эл-н достаточно быстро переходит после захвата на более низкий уровень 7 с испусканием кванта hn=Eg'-Eg:
A (Z+1)+<®A (Z, g') ®(Z, g)+hn.
Д и с с о ц и а т и в н а я Р. происходит, если рекомбинирующий ион явл. молекулярным и в результате захвата им эл-на образуется молекула в неустойчивом состоянии Г, к-рая затем диссоциирует. Напр.:
АВ++е<®АВ(Т)®А(g1)+В(g2).
При тройном вз-ствии иона A(Z+1), эл-на и к.-л. третьей ч-цы (эл-на, атома, иона), когда избыточная энергия уносится этой третьей ч-цей, происходит ударная Р. Напр.:
A(Z+1)+е+е®A(Z, g)+е.
Акты Р. происходят как в объёме плазмы, так и на поверхности стенок, ограничивающих этот объём. В первом случае они наряду с ионизацией и процессами переноса (см. Переноса явления) определяют баланс заряж. ч-ц в объёме плазмы. Эффективность
того или иного канала Р. зависит от условий (плотности, энергии ч-ц, их состава, внеш. воздействий и т. д.). В разреженной плазме (плотность n£1013 см-3) при отсутствии многозарядных ионов наиболее эффективны процессы радиац. Р. По мере роста n всё большую роль играют процессы ударной Р. и при n>1017 см-3 они явл. определяющими. Диссоциативная Р. важна в мол. низкотемпературной плазме, а диэлектронная — в «горячей» плазме, когда имеются многозарядные ионы.
Объёмная Р. существенно влияет на скорость деионизации среды в разрядном промежутке и потому должна учитываться при выборе конструкции и режима работы газоразрядных приборов. Искусственно ускоряя Р., можно получить инверсию населённости возбуждённых уровней атомов (ионов), что используется для создания лазеров на рекомбинирующей плазме (см. Газовый лазер).
• Атомные и молекулярные процессы, под ред. Д. Бейтса, пер. с англ., М., 1964; Гордиец Б. Ф., О с и п о в А. И., Шепепин Л. А., Кинетические процессы в газах и молекулярные лазеры, М., 1980.
В. Н. Колесников.
2) Р. электронов и дырок в ПП, исчезновение пары электрон проводимости — дырка в результате перехода эл-на из зоны проводимости в валентную зону. Избыток энергии может выделяться в виде излучения (излучательная Р.); возможна также безызлучательная Р., при к-рой энергия расходуется на возбуждение колебаний крист. решётки или передаётся подвижным носителям заряда при тройных столкновениях (ударная Р.). Р. может происходить как при непосредств. столкновении эл-нов и дырок, так и через примесные центры (центры Р.), когда эл-н сначала захватывается из зоны проводимости на примесной уровень в запрещённой зоне, а затем переходит в валентную зону. Скорость Р. (число актов Р. в ед. времени) определяет концентрацию неравновесных носителей заряда, создаваемых внеш. воздействием (светом, быстрыми заряж. ч-цами и т. п.), а также время восстановления равновесной концентрации после выключения этого воздействия. Излучательная Р. проявляется в люминесценции кристаллов и лежит в основе действия полупроводниковых лазеров и светоизлучающих диодов.
• См. лит. при ст. Полупроводники.
Э. М. Эпштпейн.
РЕКРИСТАЛЛИЗАЦИЯ, процесс образования и роста (или только роста) структурно более совершенных кристаллич. зёрен поликристалла за счёт менее совершенных зёрен той же фазы. Скорость Р. экспоненциально возрастает с повышением темп-ры и сильно зависит от хим. и фазового состава материала. Р. протекает особенно интенсивно в пластически деформированных (на 1—10%) материалах. Различают 3 стадии Р.: первичную, когда в деформированном материале образуются новые неискажённые зёрна, которые растут, поглощая зёрна, искажённые деформацией; собирательную Р.— неискажённые зёрна растут за счёт друг друга, вследствие чего средняя величина зерна увеличивается, и вторичную Р., к-рая отличается от собирательной тем, что способностью к росту обладают только немногие из неискажённых зёрен. В ходе вторичной Р. структура характеризуется разл. размерами зёрен.
Р. устраняет структурные дефекты, изменяет размеры и ориентацию зёрен и иногда их кристаллографич. ориентацию (текстуру). Р. переводит в-во в состояние с большей термодинамич. устойчивостью: при собирательной и вторичной Р.— за счёт уменьшения суммарной поверхности границ между зёрнами, при первичной Р.— также за счёт уменьшения искажений, внесённых деформацией. Р. изменяет все структурно-чувствительные свойства материала и часто восстанавливает исходную структуру, текстуру и свойства (до деформации). Иногда структура и текстура после Р. отличаются от исходных, соответственно отличаются и свойства.
• Горелик С. С., Рекристаллизация металлов и сплавов, 2 изд., М., 1978.
С. С. Горелик.
РЕЛАКСАЦИОННЫЕ КОЛЕБАНИЯ, колебания, возникающие в нелинейных системах, в к-рых существенную роль играют диссипативные силы: внеш. или внутр. трение — в механич. системах, сопротивление - в электрических. Обычно о Р. к. говорят применительно к автоколебат. системам. Каждый период Р. к. может быть разделён на неск. резко разграниченных этапов, соответствующих медленным и быстрым изменениям состояния системы, в к-рой происходят Р. к., что позволяет рассматривать Р. к. как разрывные колебания.
Простейший пример электрич. Р.к.— колебания, возникающие в схеме с газоразрядной лампой, к-рая обладает св-вом зажигаться при нек-ром напряжении UЗ и гаснуть при более низком напряжении UГ. В этой схеме периодически осуществляется зарядка конденсатора С от источника тока Е через сопротивление R до напряжения зажигания лампы, после чего лампа зажигается, и конденсатор быстро разряжается через лампу до напряжения гашения лампы. В этот I момент лампа гаснет и процесс начинается вновь. В течение каждого периода этих Р. к. происходят два медленных изменения силы тока I при заряде и разряде конденсатора и два I быстрых — скачкообразных — изменения тока Iс, когда лампа зажигается и гаснет (рис.).
Упрощённое рассмотрение механизма возникновения Р.к. основано) на пренебрежении параметрами системы, влияющими на характер бы-
632
стрых движений. Методы нелинейной теории колебаний позволяют исследовать не только медленные, но и быстрые движения, не пренебрегая параметрами, от к-рых характер быстрых движений существенно зависит, и не прибегая к спец. постулатам о характере быстрых движений. В зависимости от св-в системы возможно
большое разнообразие форм Р. к. от близких к гармоническим до скачкообразных и импульсных.
Электрич. Р. к. применяются в измерит. технике, телеуправлении, автоматике и др. разделах электроники. Для их создания существуют разнообразные генераторы Р. к., напр. блокинг-генераторы, мультивибраторы, RC-генераторы.
•Андронов А. А., В и т т А. А., Хайкин С. Э., Теория колебаний, [2 изд.], М., 1981, гл. 4, 9; М е е р о в и ч Л. А., Зеличенко Л. Г., Импульсная техника, 2 изд., М., 1954, гл. 14; Капчинский И. М., Методы теории колебаний в радиотехнике, М.— Л., 1954.
РЕЛАКСАЦИЯ (от лат. relaxatio -ослабление, уменьшение), процесс установления равновесия термодинамического в макроскопич. физ. системах (газах, жидкостях, тв. телах). Состояние макроскопич. системы определяется большим числом параметров, и установление равновесия по каждому из параметров может протекать различно. Количеств. хар-кой Р. служит в р е м я р е л а к с а ц и и. Строго говоря, время t, необходимое для установления полного термодинамич. равновесия, бесконечно велико, т. к. в процессе Р. всегда наступает период т. н. линейной Р., когда параметры Xi, описывающие состояние системы (плотность r, темп-ра Т и др.), лишь незначительно отличаются от своих равновесных значений X~i, а скорости их изменения со временем X.i=dXi/dt, пропорц. отклонениям Хi от Х~i:
за времена ti малые отклонения параметров X; от равновесных значений уменьшаются в е раз; ti наз. временами P., a 1/ti=ni — частотами Р. Значения ti определяются св-вами системы, зависят от её состояния и внеш. условий. Напр., эл-ны проводников приходят в состояние равновесия за 10-13 — 10-14 с, а приближение к равновесию крист. структур в земной коре длится геол. эпохи. Физ. система может, достигнув равновесного состояния по одним параметрам, остаться неравновесной по другим, т. е. находиться в состоянии
частичного равновесия. Релаксирующая система проходит, как правило, через состояния частичного равновесия.
Все процессы Р.— неравновесные процессы, сопровождающиеся возрастанием энтропии системы, их исследованием занимается кинетика физическая.
Микроскопическая теория Р. базируется на молекулярно-кинетической теории, рассматривающей процессы в макроскопич. системах как проявление движения и вз-ствия атомных и субатомных ч-ц. Теория Р. наиб. разработана применительно к газам, в к-рых равновесие устанавливается благодаря столкновению ч-ц газа. При столкновениях ч-цы обмениваются энергиями и импульсами. Частоты столкновений и эффективность обмена выражаются через вероятности столкновений. Вероятности обмена энергиями и импульсами при столкновениях для ч-ц разл. сортов могут существенно отличаться, что сказывается на релаксац. процессах в системе. В электронно-ионной плазме, напр., различие масс эл-нов и ионов приводит к тому, что эти ч-цы легко обмениваются импульсами, но обмен энергией между подсистемами эл-нов и ионов затруднён. В самих же подсистемах (при электрон-электронных и ион-ионных столкновениях) обмен импульсами и энергиями идёт в одном темпе. В результате быстро устанавливается равновесие в ионной и электронной подсистемах плазмы в отдельности, но равновесие в плазме в целом устанавливается медленнее. Аналогичная ситуация наблюдается в газах из многоатомных молекул, где подсистемами явл. поступат. и внутр. степени свободы. Обмен энергией между этими видами степеней свободы затруднён. Быстрее всего устанавливается равновесие по поступат. степеням свободы, потом — по внутренним и медленнее всего — между поступат. и внутренними. В этих условиях частично равновесное состояние может быть описано введением разл. темп-р подсистем. Самый медленный процесс— выравнивание темп-р подсистем -последний этап Р. Хар-ками столкновений в газе явл. ср. время свободного пробега ч-ц tпр и его длина l=vtпр (v — ср. скорость ч-ц). По порядку величины tпр совпадает с временем установления локального равновесия в объеме газа ~l3 (б ы с т р а я Р.). Локально-равновесное состояние описывается макроскопич. параметрами (Т, r и др.), к-рые различны для разных локально-равновесных частей системы, но выравниваются, когда система приходит в полное равновесие. Газ можно считать макроскопич. системой, если l << L, где L — характерное расстояние (напр., размер сосуда). Переход от локального к полному равновесию (выравниванию темп-р, плотности) требует макроскопически большого числа столкновений (м е д л е н н а я Р.) и из-за
случайности столкновений имеет диффузионный хар-р. Этот этап Р. описывается ур-ниями гидродинамики, диффузии, теплопроводности и т. п., содержащими релаксац. и кинетич. коэффициенты. Кинетич. коэфф. могут быть выражены через частоты Р. и длины свободного пробега (или через вероятности столкновений). Так, напр., время выравнивания темп-ры tT»L2/c, где c~lv — коэфф. температуропроводности; ф-ле можно придать вид tT » tпр(L/l)2, из к-рого следует, что Р. темп-ры происходит в результате (L/l)2 столкновений.
Медленная Р. в жидкостях и тв. телах также описывается ур-ниями гидродинамики, диффузии, теплопроводности и т. д., однако релаксац. и кинетич. коэфф. в случае обычных жидкостей не могут быть в общем случае выражены через вероятности микроскопич. процессов. В случае квантовых жидкостей и кристаллов кинетич. коэфф. выражаются через вероятности столкновений квазичастиц. Напр., теплопроводность диэлектрика пропорц. длине свободного пробега фононов, а электропроводность металлов и ПП — длине пробега эл-нов проводимости. Квазичастицы имеют конечные времена жизни, к-рые могут служить для оценки времён Р. в тв. телах (напр., время Р. полупроводника после выключения освещения определяется временем рекомбинации эл-нов и дырок).
Связь между кинетич. коэфф. и хар-ками столкновений ч-ц и квазичастиц устанавливается на основе ур-ний (кинетического уравнения Больцмана, в сложных случаях — квантового кинетич. ур-ния, ур-ния для матрицы плотности, с привлечением метода функций Грина и т. п.).
Релаксация и резонансное поглощение энергии. Р. в экспериментах проявляется, как правило, косвенно в затухании макроскопич. движений, в ограничении потоков ч-ц и теплоты, возникающих в телах под воздействием внеш. сил, а также в зависимости кинетич/ коэфф. (электропроводности, внутр. трения и др.) от частоты (о, если вынуждающая сила периодически изменяется во времени. Частотная зависимость (дисперсия) кинетич. коэфф.— одно из наиболее непосредств. проявлений релаксац. процессов. Сопротивление среды (её стремление остаться в состоянии равновесия, несмотря на воздействие внеш. силы) приводит к уменьшению эффективности воздействия с ростом w. Если при статич. силе fi отклонение Xi от положения равновесия составляет DXi=tifi, то при перем. силе той же амплитуды, fi(t)~ficoswt, отклонение DXi=
633
Эфф. уменьшение воздействия с ростом частоты w и сдвиг по фазе между fi и DХi приводят, как правило, к немонотонной зависимости от w поглощённой за период энергии Q(w) ~wti/(1+(wti)2). Наличие у Q(w) максимума при wti=1 наз. к и н е м а т и ч е с к и м (релаксационным) р е з о н а н с о м. Исследование кинематич. резонанса — удобный метод измерения времени Р. Обнаружение неск. максимумов на кривой Q(w) свидетельствует о существовании неск. механизмов Р. Связь Р. с частотной зависимостью кинетич. коэфф. проявляется особенно отчётливо в тех случаях, когда в системе наблюдается резонансное поглощение эл.-магн. или звук. энергии: ширина резонансной кривой Dw пропорц. частоте Р. резонирующего параметра (Dw~ni).
Релаксация и фазовые переходы. Р. может сопровождаться фазовым переходом. Если переход из неравновесного в равновесное состояние -фазовый переход I рода, то сначала система перейдёт в метастабильное состояние, выйти из к-рого она может, только преодолев межфазовый потенц. барьер путём образования и роста (вплоть до критич. размеров) зародышей стабильной фазы. Необходимость достижения критич. зародышами макроскопич. размеров часто делает Р. из метастабильной фазы в стабильную столь медл. процессом, что метастабильные фазы ведут себя как равновесные (см. Аморфное состояние, Неупорядоченные системы).
С приближением к точке фазового перехода II рода (происходящего при темп-ре Тс] параметр порядка h, характеризующий различие св-в фаз, стремится к нулю, что приводит к увеличению его времени P. (th®¥ при Т -Tc®0). Замедление релаксац. процессов вблизи Тс накладывает отпечаток на все кинетич. хар-ки тел в этой области темп-р (см. Критические явления).
Магнитная Р. Сравнительно слабая связь спинов атомных и субатомных ч-ц с движением ч-ц (колебаниями крист. решётки, орбитальным движением эл-нов проводимости в кристалле) делает систему спинов квазинезависимой подсистемой тела. В силу этого равновесие внутри спиновой системы магнитоупорядоч. сред (ферро- и антиферромагнетиков) наступает, как правило, раньше, чем всё тело приходит в состояние равновесия. В этих условиях спиновой подсистеме можно приписать темп-ру (спиновая темп-ра), к-рая будет отличаться от темп-ры тела, обусловленной движением атомов и молекул. Процесс установления равновесия в спиновой подсистеме тела наз. м а г н и т и о й Р. Магн. Р. усложняется существованием сил
разл. природы, действующих между спинами. Обменные силы (см. Обменное взаимодействие), наибольшие по величине, не могут изменить ср. магн. момента системы, даже если он имеет неравновесное значение, но выравнивают темп-ру в спиновой подсистеме. Релятив. силы вз-ствия между спинами (спин-орбитальные, магнитодипольные и др., см. Ферромагнетизм) ответственны за Р. ср. магн. момента, причём разные компоненты магн. момента релаксируют с разной скоростью.
Р. в парамагнетиках компонента магн. момента, к-рый перпендикулярен приложенному магн. полю, связана со спин-спиновым вз-ствием (время P. t1), а Р. продольного компонента — со спин-решёточным (спин-фононным) вз-ствием (время Р. t2). Обычно t1>t2, а разл. природа Р. проявляется не только в числ. различии времён Р., но и в разных зависимостях от темп-ры. Магн. Р. яд. спинов обладает особенностями, обусловленными их сравнительно слабым вз-ствием с др. степенями свободы тв. тела и друг с другом. Из-за этого время ядерной Р., как правило, превосходит др. времена Р.
Магн. Р. проявляется в процессах намагничивания и перемагничивания (см. Магнитная вязкость), она определяет ширину линий магн. резонансов и дисперсию магн. восприимчивости. Магн. Р. ограничивает применимость магнетиков в технике и в физ. эксперименте. Т. к. магн. Р. (как и др. релаксац. процессы) существенно зависит от структуры тела и его хим. состава (в кристаллах — от наличия дислокаций и др. дефектов), то время магн. Р. можно изменять технологич. обработкой (легированием, закалкой и т. п.).
• Зубарев Д. Н., Неравновесная статистическая термодинамика, М., 1971; Фудзита С., Введение в неравновесную квантовую статистическую механику, пер. с англ., М., 1969; Лифшиц Е. М., Питаевский Л. П., Физическая кинетика, М., 1979.
М. И. Наганов.
РЕЛАКСАЦИЯ АКУСТИЧЕСКАЯ, внутренние процессы восстановления термодинамич. равновесия среды, нарушаемого сжатиями и разрежениями в звук. волне (см. Релаксация). Энергия поступат. движения ч-ц среды в звук. волне переходит на их внутр. степени свободы, возбуждая их, в результате чего уменьшается энергия, приходящаяся на поступат. движение. Поэтому Р. а. всегда сопровождается поглощением звука, а также дисперсией звука.
Характерный механизм Р. а. в газах — обмен энергией между поступательными и внутр. степенями свободы молекул. Р. а. может быть колебательной и вращательной, при этом звук. энергия расходуется на возбуждение соответственно колебат. и вращат. степеней свободы молекул. В газах и жидкостях возможна также электронная Р. а., при к-рой возбуждаются электронные уровни молекул; структурная, когда под действием УЗ происходит перестройка внутр. структуры жидкости; химическая, при к-рой под действием УЗ протекают хим. реакции, и т. п. В тв. телах, напр., при распространении УЗ в полупроводниках и металлах акустич. волна нарушает равновесное распределение эл-нов проводимости, что приводит к дополнит. поглощению волны.
Релаксац. процесс обычно характеризуется временем релаксации т, к-рое зависит от микроскопич. свойств в-ва, таких, как число соударений молекул газа в ед. времени и эффективность передачи энергии при этих соударениях. В газе при заданной темп-ре время т прямо пропорц. числу соударений, необходимых для возбуждения соответствующих степеней свободы. Величина т зависит от темп-ры и давления, поскольку при изменении этих величин изменяется частота соударений между молекулами.
Влияние релаксац. процессов на акустич. волну зависит от соотношения между её периодом Т и величиной т: чем меньше отношение t/Т, тем полнее успевает восстановиться нарушенное равновесие; чем это отношение больше, тем в меньшей степени равновесие восстанавливается. Наиболее заметно влияние Р. а. на акустич. волну проявляется на частотных зависимостях скорости и поглощения звука: вблизи т. н. частот релаксации wр=1/t наблюдаются сильная дисперсия скорости звука и максимум коэфф. поглощения звука на длину волны.
• Мандельштам Л. И., Леонтович М. А., К теории поглощения звука в жидкостях, «ЖЭТФ», 1937, т. 7, в. 3; Физическая акустика, под ред. У. Мэзона, пер. с англ., т. 2, ч. А и Б, М., 1968—69; Михайлов И. Г., С о л о в ь е в В. А., Сырников Ю. П., Основы молекулярной акустики, М., 1964.
A. Л. Полякова.
РЕЛАКСАЦИЯ НАПРЯЖЕНИЙ, в механике деформируемого тв. тела явление самопроизвольного уменьшения напряжения с течением времени при неизменной деформации. Напр., в растянутой проволоке при неизменном удлинении растягивающая сила со временем уменьшается, стремясь к [ нек-рому предельному значению. Скорость Р. н. возрастает при повышении темп-ры. См. также Релаксация.
B. С. Ленский.
РЕЛИКТОВОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ, одна из составляющих общего фона косм. эл.-магн. излучения. Р. и. равномерно распределено по небесной сфере и по интенсивности соответствует тепловому излучению абсолютно чёрного I тела при темп-ре ок. 3 К, обнаружено амер. учёными А. Пензиасом и Р. Уилсоном в 1965 (Нобелевская пр., 1978).
Р. и. является осн. составляющей яркости неба в диапазоне от дециметровых до субмиллиметровых радиоволн (рис.). Оно фактически определяет плотность энергии эл.-магн. излучения во Вселенной, а также плотность числа фотонов (ок. 400 в 1 см3.
634
что соответствует 0,25 эВ/см3). На каждый атом во Вселенной приходится более 100 млн. фотонов Р. и. Св-ва Р. и. хорошо согласуются с предложенной в 1946 амер. физиком Г. А. Гамовым гипотезой т. н. горячей модели Вселенной, согласно к-рой плазма и эл.-магн. излучение на ранних стадиях расширения Вселенной обладали
Спектр эл.-магн. фонового излучения Вселенной. Сплошной линией показаны результаты наблюдений, пунктиром — теор. оценки.
высокой плотностью и темп-рой (>109 К и выше; см. Космология). В ходе космологич. расширения Вселенной темп-ра горячей плазмы и находящегося с ней в термодинамич. равновесии излучения падала. При достижении темп-ры ~ 4000 К произошла рекомбинация протонов и эл-нов, после чего равновесие образовавшегося нейтр. в-ва (водорода и гелия) с излучением нарушилось — кванты излучения уже не обладали необходимой для ионизации в-ва энергией и проходили через него, как через прозрачную среду. Темп-ра обособившегося излучения продолжала снижаться и к нашей эпохе составила ок. 3 К. Т. о., это излучение сохранилось до наших дней как реликт от эпохи рекомбинации и образования нейтр. атомов Н и Не.
Р. и. участвовало и участвует в важнейших крупномасштабных процессах во Вселенной и поэтому должно нести на себе отпечаток этих процессов. Одно из св-в Р. и.— изотропность -показывает, что значительных по величине неоднородностей плотности, способных затем привести к образованию галактик, в момент рекомбинации не было (давление излучения мешало конденсации в-ва). Если бы на ранних стадиях развития Вселенной заметную роль играли процессы, сопровождающиеся значит. энерговыделением (аннигиляция пар и др.), то они исказили бы хар-р спектра Р. и., близкий к спектру излучения абсолютно чёрного тела. Обнаружение таких особенностей в спектре Р. и. позволило бы уточнить тепловую эволюцию Вселенной. В совр. эпоху Р. и. благодаря своей высокой плотности определяет время существования релятив. эл-нов и др. ч-ц космических лучей со сверхвысокими энергиями в межгалактич. пр-ве. Эл-ны, сталкиваясь с фотонами
Р. и., отдают им энергию и тормозятся. Энергия реликтовых фотонов при этом возрастает во много раз (обратный Комптона эффект), и они могут попасть в рентг. диапазон. Таково, возможно, происхождение косм. фонового рентг. излучения. При столкновении с фотонами Р. и. протонов и ядер косм. лучей ядра расщепляются, а соударения с протонами приводят к рождению электрон-позитронных пар, p-мезонов и др. ч-ц. С этими процессами связывают практич. отсутствие в косм. лучах ч-ц с энергией ³1020 эрг, а также малое кол-во тяжёлых ядер. Эксперименты показали, что темп-ра Р. и. практически не зависит от направления наблюдения. Однако обнаружен эффект, связанный с движением Солнечной системы и Галактики относительно фона Р. и. Вследствие Доплера эффекта фотоны Р. и., летящие навстречу наблюдателю, кажутся более энергичными, чем догоняющие наблюдателя. На небесной сфере удалось выделить две диаметрально противоположные области, в к-рых отмечается относит. повышение и понижение темп-ры Р. и., вызванное движением Солнца относительно системы координат, связанной с Р. и. Оказалось, что Солнце движется со скоростью 390±60 км/с в направлении созвездия Льва. В связи с этим Р. и. можно рассматривать как своеобразную выделенную систему координат во Вселенной.
• Зельдович Я. Б., Новиков И. Д., Строение и эволюция Вселенной, М., 1975; Вайнберг С., Первые три минуты, пер. с англ., М., 1981; Физика космоса, М., 1976 (Маленькая энциклопедия).
РЕЛЯТИВИСТСКАЯ ИНВАРИАНТНОСТЬ (лоренц-инвариантность), инвариантность (неизменность) законов природы относительно преобразований Лоренца, вытекающая из относительности теории. Р. и. выражает равноправие всех инерциальных систем отсчёта; в силу Р. и. ур-ния, описывающие любые физ. процессы, имеют во всех таких системах одинаковый вид. Р. и. жёстко ограничивает класс допустимых физ. ур-ний и поэтому играет фундам. роль при поисках новых физ. закономерностей.
РЕЛЯТИВИСТСКАЯ КВАНТОВАЯ МЕХАНИКА, раздел теор. физики, в к-ром рассматриваются релятив. квант. законы движения микрочастиц (эл-нов и др.) в т.н. о д н о ч а с т и ч н о м п р и б л и ж е н и и. Релятив. эффекты велики при энергиях ч-цы, сравнимых с её энергией покоя. При таких энергиях может происходить рождение ч-ц (реальных или виртуальных), поэтому рассмотрение одной ч-цы в общем случае неправомерно. Последоват. описание свойств релятив. квант. ч-ц возможно только в рамках квантовой теории поля. Однако в нек-рых задачах образование ч-ц можно не учитывать и использовать волн. ур-ния, описывающие движение одной ч-цы (одночастичное приближение). Так находят, напр.,
релятив. поправки к ат. уровням энергии (определяющие тонкую структуру). Такой подход явл. логически незамкнутым, поэтому Р. к. м., в к-рой рассматриваются задачи подобного типа, в отличие от релятив. квант. теории поля и нерелятив. квант. механики, не существует как последоват. теория. Основой расчётов в Р. к. м. служат релятив. обобщения Шрёдингера уравнения: Дирака уравнение для эл-нов и др. ч-ц со спином 1/2 (в ед. ћ) и Клейна — Гордона — Фока уравнение для ч-ц со спином 0. И. Ю. Кобзарев.
РЕЛЯТИВИСТСКАЯ МЕХАНИКА, раздел теор. физики, рассматривающий классич. законы движения тел (ч-ц) при скоростях движения v, сравнимых со скоростью света с. Р. м. основана на спец. теории относительности. Осн. ур-ния Р. м.— релятив. обобщение 2-го закона Ньютона и релятив. закон сохранения энергии-импульса — удовлетворяют требованиям принципа относительности Эйнштейна. Из них, в частности, следует, что скорость матер. объектов не может превышать с. При v<<с Р. м. переходит в классич. механику Ньютона. См. Относительности теория.
РЕЛЯТИВИСТСКАЯ СКОРОСТЬ, скорость v, близкая к скорости света с. Ч-ца, движущаяся с Р. с., наз. р е л я т и в и с т с к о й. Энергия свободной релятивистской частицы ξ=m0c2Ö(1-v2/с2) сравнима или больше удвоенной энергии покоя ч-цы: ξ³2 m0c2(m0 — масса покоя ч-цы); если ξ>>m0c2, ч-ца наз. у л ь т р а р е л я т и в и с т с к о й.
РЕЛЯТИВИСТСКИЕ ЭФФЕКТЫ, физ. явления, наблюдаемые при скоростях тел (ч-ц) v, сравнимых со скоростью света с. К ним относятся: релятив. сокращение продольных (в направлении движения тела) длин, релятив. замедление времени, увеличение массы тела с ростом его энергии и т. п., рассматриваемые в частной (специальной) относительности теории. Для квант. систем ч-ц (атомов, ат. ядер и др.), в к-рых относит. движение ч-ц происходит со скоростями v <<с, Р. э. дают поправки к уровням энергии, пропорц. степеням отношения v/c (см. Спин-орбитальное взаимодействие). Релятивистскими наз. также эффекты общей теории относительности (релятив. теории тяготения), напр. эффект замедления течения времени в сильном гравитац. поле (см. Тяготение).
РЕНОРМАЛИЗАЦИОННАЯ ИНВАРИАНТНОСТЬ, требование самосогласованности процедуры перенормировки, состоящее в том, что наблюдаемые физ. величины, вычисленные с помощью первоначальных и ренормированных параметров, должны совпадать. Ренормированные параметры можно вводить по-разному (см. Пере-
635
нормировка); переходы от одного способа введения параметров к другому составляют р е н о р м а л и з а ц и о н н у ю г р у п п у.
А. В. Ефремов.
РЕНОРМИРОВКА, то же, что перенормировка.
РЕНТГЕН (Р, R), внесистемная ед. экспозиц. дозы рентг. и гамма-излучений, определяемая по их ионизирующему действию на сухой атм. воздух. Названа в честь нем. физика В. К. Рентгена (W. К. Rötgen). При дозе 1 Р в объёме воздуха 1 см3 образуется такое число положит. и отрицат. ионов, что суммарно они несут 1 ед. заряда СГС каждого знака. 1 Р= 2,57976•10-4 Кл/кг.
РЕНТГЕНОВСКАЯ КАМЕРА, прибор для изучения и контроля ат. структуры образца путём регистрации на фотоплёнке картины, возникающей при дифракции рентгеновских лучей на исследуемом образце. Применяется в рентгеновском структурном анализе, рентгенографии материалов, рентгеновской топографии. Назначение Р. к.— обеспечить выполнение условий дифракции рентг. лучей согласно Брэгга — Вульфа условию и получение рентгенограмм.
Источником излучения для Р. к. Служит рентгеновская трубка. Р. к. конструктивно различны в зависимости от их назначения (камеры для исследования монокристаллов, поликристаллов, для рентг. топографии, для получения малоугловых рентгенограмм и др.). Все Р. к. (см. приведённые ниже рис.) содержат коллиматор, узел установки образца, кассету (плоскую или цилиндрическую) с фотоплёнкой, механизм движения образца (а иногда и кассеты).
Рис. 1. Гониометрич. головка: О — образец; Д—дуговые направляющие для наклона образца во взаимно перпендикулярных направлениях; МЦ — механизм центрировки образца, служащий для выведения центра дуг, в к-ром находится образец, на ось вращения камеры.
Коллиматор формирует рабочий пучок первичного излучения. Вместо него иногда применяется кристалл-монохроматор, к-рый создаёт узкий пучок рентг. излучения определённых длин волн (монохроматич. излучение). В качестве монохроматора используют также селективно поглощающие фильтры.
Узел установки образца служит для закрепления образца в держателе и задания ему определённого положения относительно первичного пучка, для выведения образца на ось вращения (центрировки), а в Р. к. для исследования монокристаллов — для наклона образца на гониометрич. головке (рис. 1).
Рис. 2. Осн. схемы рентг. камер для исследования поликристаллов: а — дебаевская камера; б — фокусирующая камера с изогнутым кристаллом - монохроматором для исследования образцов «на просвет»
(область малых углов дифракции); в — фокусирующая камера для обратной съёмки (большие углы дифракции) на плоскую кассету. Стрелками показаны направления прямого и дифрагированного пучков. О — образец; F— фокус рентг. трубки; М — кристалл-монохроматор; К — кассета с фотоплёнкой Ф; Л — ловушка, перехватывающая первичный пучок; ФО — окружность фокусировки, по к-рой располагаются дифракц. максимумы; КЛ — коллиматор; МЦ — механизм центрировки образца.
Рис. 3. Схемы осн. типов рентг. камер для исследования монокристаллов: а — камера для исследования неподвижных кристаллов по методу Лауэ; б — камера вращения; вращение образца осуществляют с помощью шестерёнок 1 и 2, колебание — через капоид 3 и рычаг 4; в — рентг. камера для определения размеров и формы элем. ячейки. О — образец; ГГ — гониометрич. головка; v — лимб и ось поворота гониометрич. головки; КЛ — коллиматор; К — кассета с фотоплёнкой Ф; КЭ — кассета для съёмки эпиграмм (обратная съёмка); МД — механизм вращения и колебания образца; Ф — лимб и ось колебания образца; 6 — дуговая направляющая наклонов оси гониометрич. головки.
В Р. к. для исследования поликристаллов (рис. 2) применяют как параллельный первичный пучок (дебаевские Р. к.; см. Дебая — Шеррера метод), так и расходящийся (фокусирующие Р. к.). Р. к. для исследования монокристаллов конструктивно различны в зависимости от назначения (Р. к. для получения лауэграмм, Р. к. вращения-колебания для измерения параметров крист. решётки, Р. к. для определения типа элем. ячейки; рис. 3). Р. к., регистрирующие все дифракц. максимумы (рефлексы) отдельно один от другого (развёртки слоевых линий), наз. рентгеновскими гониометрами. В рентг. гониометрах и Р. к. для рентг. топографии кассета перемещается или вращается синхронно с образцом.
Для исследования аморфных и стеклообразных тел и р-ров применяют Р. к., регистрирующие рассеяние рентг. лучей под малыми углами дифракции (малоугловые Р. к.).
• Уманский М. М., Аппаратура рентгеноструктурных исследований, М., 1960; Гинье А., Рентгенография кристаллов, пер. с франц., М., 1961; Ф и н к е л ь В. А., Высокотемпературная рентгенография металлов, М., 1968; его же, Низкотемпературная рентгенография металлов, М., 1971.
В. В. Зубенко.
РЕНТГЕНОВСКАЯ МИКРОСКОПИЯ, совокупность методов исследования микроскопич. строения объектов с помощью рентгеновского микроскопа. Р. м. находит применение для исследования строения разл. объектов в медицине, минералогии (рис. 1), металловедении (рис. 2) и др. областях науки и техники.
Рис. 1. Рентгеновская микрофотография железной руды: а — силикат железа; б — магнетит. Увеличение в 50 раз.
Рис. 2. Снимки микроструктуры одних и тех же участков сплава алюминия с 5% меди, полученные с помощью оптич. (а) и рентг. (б) микроскопов. Вверху и внизу представлены снимки сплавов, кристаллизовавшихся при разной скорости охлаждения (180 град/мин и 1 град/мин соотв.). Снимок в рентг. излучении выявляет более тонкое строение микрозёрен сплава (микродендриты — тёмные полосы, скопления атомов по границам субзёрен — светлые линии). На верхних снимках увеличение в 250 раз, на нижних — в 100 раз.
636
С помощью рентг. микроскопа можно оценить кач-во окраски или тонких покрытий, оклейки или отделки миниатюрных изделий, получать микрорентгенографии биол. срезов толщиной до 200 нм. Его используют для анализа сплавов лёгких и тяжёлых металлов, при изучении внутр. строения непрозрачных для света и электронов объектов. Образцы при этом не нужно помещать в вакуум: они не подвергаются разрушению.
• См. лит. при ст. Рентгеновский микроскоп.
В. Г. Лютцау.
РЕНТГЕНОВСКАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ, получение рентгеновских спектров испускания и поглощения и их использование в исследованиях электронной энергетич. структуры атомов, молекул и тв. тел. К Р. с. относят также рентгеноэлектронную спектроскопию, исследование зависимости интенсивности тормозного и характеристич. спектров от напряжения на рентг. трубке (метод изохромат), спектроскопию потенциалов возбуждения.
Характеристич. спектры испускания регистрируются рентг. спектрометрами (см. Спектральная аппаратура рентгеновская). Их исследуют по зависимости интенсивности излучения от энергии рентг. фотона. Форма и положение линий в рентг. спектрах испускания несут информацию об энергетич. распределении плотности состояний внеш. эл-нов атома, позволяют экспериментально выявить симметрию их волновых функций и их распределение между сильно связанными локализованными эл-нами атома и коллективизированными эл-нами твёрдого тела.
Исследуя по рентг. спектрам поглощения зависимость коэфф. поглощения от энергии рентг. фотонов, получают сведения об энергетич. распределении плотности свободных электронных состояний. Спектр. положение границы спектра поглощения и максимумов его тонкой структуры позволяют найти кратность зарядов ионов в соединениях (её можно определить во мн. случаях и по смещениям осн. линий спектра испускания). Р. с. даёт возможность также установить симметрию ближнего окружения атома, а также природу хим. связи. Далёкая тонкая структура Р. с., исследуемая с помощью синхротронного излучения, даёт информацию о типе и расположении атомов в ближайшем окружении от того атома, спектр к-рого получают, а также об их расстояниях друг от друга. Рентг. спектры, возникающие при бомбардировке атомов мишени тяжёлыми ионами высокой энергии, дают возможность судить о распределении излучающих атомов по кратности внутр. ионизации. Спектры самих летящих ионов позволяют исследовать динамику распада состояний внутр. ионизации ионов с сильно ободранной
электронной оболочкой. Рентгеноэлектронная спектроскопия находит применение для определения энергии внутренних уровней атомов, для химического анализа и изучения валентных состояний атомов в химических соединениях.
• Баринский Р. Л., Нефедов В. И., Рентгено-спектральное определение заряда атомов в молекулах, М., 1966; Зимкина Т. М., Фомичев В. А., Ультрамягкая рентгеновская спектроскопия, Л., 1971; Немошкаленко В. В., Рентгеновская эмиссионная спектроскопия металлов и сплавов, К., 1972; Azaroff L. V. (ed.), X-ray spectroscopy, N. Y.—[a. o.], 1974; Рентгеновские спектры молекул, под ред. А. В. Николаева, Новосиб., 1977; Майзель А., Леонхардт Г., Capган Р., Рентгеновские спектры и химическая связь, пер. с нем., К., 1981.
М. А. Блохин.
РЕНТГЕНОВСКАЯ ТОПОГРАФИЯ, совокупность рентг. дифракц. методов изучения разл. дефектов строения в почти совершенных кристаллах. К таким дефектам относятся: блоки и границы структурных элементов, дефекты упаковки, дислокации, скопления атомов примесей. Осуществляя дифракцию рентгеновских лучей на кристаллах разл. методами «на просвет» и «на отражение» в спец. рентгеновских камерах, регистрируют дифракц. изображение кристалла — т о п о г р а м м у, расшифровывая к-рую получают информацию о дефектах в кристаллах.
Физ. основу методов Р. т. составляет дифракц. контраст в изображении разл. областей кристалла в пределах о д н о г о д и ф р а к ц и о н н о г о п я т н а. Этот контраст формируется вследствие различий интенсивностей или направлений лучей от разных точек кристалла в соответствии с совершенством или ориентацией крист. решётки в этих точках. Эффект, вызываемый изменением хода лучей, позволяет оценивать размеры и дезориентации элементов субструктуры в кристаллах (фрагментов, блоков), а различие в интенсивностях пучков используется для выявления дефектов упаковки, дислокаций, сегрегации примесей и напряжений. Р. т. отличается от др. рентг. структурных методов (см. Рентгеновский структурный анализ, Рентгенография материалов) высокой разрешающей способностью и чувствительностью, а также возможностью исследования объёмного расположения дефектов в сравнительно крупных (до десятков см), почти совершенных кристаллах.
Линейное разрешение мн. методов Р. т. составляет от 20 до 1 мкм, угл. разрешение — от 1' до 0,01". Чувствительность определяется контрастом в интенсивностях дифрагиров. лучей от «удачно» и «неудачно» ориентированных областей и от «совершенных» и «искажённых» областей кристалла.
Методы Р. т. различаются по области используемых углов дифракции, по хар-ру выявляемых дефектов, степени несовершенства и дефектности кристаллов, чувствительности и разрешающей способности. Преобразование рентг. изображений в видимые с последующей их передачей на телевиз. экран позволяет осуществлять контроль дефектности кристаллов в процессе разл. воздействий на них при технологич. обработке или при исследовании их св-в.
В. Г. Лютцау.
РЕНТГЕНОВСКАЯ ТРУБКА, электровакуумный прибор, служащий источником рентгеновского излучения, к-рое возникает при вз-ствии испускаемых катодом эл-нов с в-вом анода (антикатода). В Р. т. энергия эл-нов, ускоренных электрич. полем, частично переходит в энергию рентг. излучения. Спектр излучения Р. т. представляет собой спектр тормозного рентг. спектра, а при достаточных энергиях эл-нов на него накладывается характеристич. спектр в-ва анода.
Р. т. применяют в рентгеновском структурном анализе, спектральном анализе рентгеновском, дефектоскопии, рентгенотерапии и рентгенодиагностике, рентгеновской микроскопии, микрорентгенографии и рентг. литографии. В зависимости от области применения Р. т. могут различаться по типу конструкции, способу получения и фокусировки пучка эл-нов, вакуумированию, охлаждению анода, размерам и форме фокуса (области
Схема рентгеновской трубки для структурного анализа: 7 — металлич. анодный стакан (обычно заземляется); 2 — окна из бериллия для выхода рентг. излучения; 3 — термоэмиссионный (подогревный) катод; 4 — стеклянная колба; 5 — выводы катода, к к-рым подводится напряжение накала, а также высокое (относительно анода) напряжение; 6 — электростатич. система фокусировки эл-нов; 7 — анод; 8 — патрубки для охлаждающей системы.
излучения на поверхности анода) и др. Наиб. широко применяются т. н. отпаянные Р. т. с термоэмиссионным катодом, водяным охлаждением анода, электростатич. фокусировкой эл-нов (рис.). Термоэмиссионный катод Р. т. обычно представляет собой спираль или прямую нить из вольфрамовой проволоки, накаливаемую электрич. током. Рабочий участок анода — металлич. зерк. поверхность — расположен перпендикулярно или под нек-рым углом к потоку эл-нов. Для получения сплошного тормозного спектра рентг. излучения высоких энергий и интенсивностей применяются аноды из Аи, W; в структурном анализе используются Р. т. с анодами из Ti, Cr, Fe, Co, Ni. Cu, Mo, Ag. Осн. хар-
637
ки Р. т.— предельно допустимое ускоряющее напряжение (1—500 кВ), электронный ток (0,01 мА — 1 А), уд. мощность, рассеиваемая анодом (10—104 Вт/мм2), общая потребляемая мощность (0,002 Вт — 60 кВт). Кпд Р. т. составляет 0,1—3%.
• Тейлор А., Рентгеновская металлография, пер. с англ., М., 1965; У м а н с к и й Я. С., Рентгенография металлов и полупроводников, М., 1969; Шмелев В К., Рентгеновские аппараты, 4 изд., М., 1973.
РЕНТГЕНОВСКИЕ ЛУЧИ, см. Рентгеновское излучение.
РЕНТГЕНОВСКИЕ СПЕКТРЫ, спектры испускания и поглощения рентг. излучения, т. е. эл.-магн. излучения в области длин волн от 10-4 до 103 Å. Для исследования Р. с. применяют спектрометры с диспергирующим элементом (кристаллом-анализатором или дифракц. решёткой) либо бездифракц. аппаратуру, состоящую из детектора (сцинтилляционного, газового пропорционального или полупроводникового счётчика) и амплитудного анализатора импульсов (см. Спектральная аппаратура рентгеновская).
Спектр излучения рентгеновской трубки представляет собой наложение т о р м о з н о г о и х а р а к т е р и с т и ч е с к о г о Р. с. Тормозной Р. с. возникает при торможении заряж. ч-ц, бомбардирующих мишень (см. Тормозное излучение). Интенсивность тормозного спектра быстро растёт с уменьшением массы бомбардирующих ч-ц и достигает значит. величины при возбуждении эл-нами. Тормозной Р. с.— сплошной, он непрерывно распределён по всем дл. волн l вплоть до KB границы l0= hc/eV (здесь е -заряд бомбардирующей ч-цы, V - пройденная ею разность потенциалов).
Рис. 1. Распределение интенсивности I тормозного излучения W по длинам волн l при разл. напряжениях V на рентг. трубке.
С возрастанием энергии ч-ц интенсивность тормозного Р. с. I растёт, а l0 смещается в сторону коротких волн (рис. 1); с увеличением порядкового номера Z атомов мишени I также растёт.
Характеристич. Р. с.— дискретные, их испускают атомы мишени при столкновении с заряж. ч-цей высокой энергии (п е р в и ч н ы е Р. с.) или рентг. фотоном (ф л у о р е с ц е н т н ы е Р. с.). В результате столкновения с одной из внутр. оболочек атома (К-, L-, М-,... оболочек) вылетает эл-н. Состояние атома с вакансией во внутр. оболочке (его нач. состояние) неустойчиво. Эл-н одной из внеш. оболочек может заполнить эту вакансию, и атом при этом переходит в конечное состояние с меньшей энергией, испуская избыток энергии в виде фотона характеристич. излучения. Поскольку энергии начального ξ1 и конечного ξ2 состояний атома квантованы, возникает линия Р. с. с частотой v= (ξ1-ξ2)/h. Все возможные излучательные квант. переходы атома из нач. K-состояния образуют наиболее жёсткую (коротковолновую ) .К-серию.
Рис. 2. Схема К-, L-, М-уровней атома и осн. линии К- и L-серий.
Аналогично образуется L-, М-, N-ceрии (рис. 2). Положение линий характеристич. Р. с. зависит от ат. номера элемента, составляющего мишень (см. Мозли закон).
Каждая серия характеристич. Р. с, возбуждается при прохождении бомбардирующими ч-цами определённой разности потенциалов — потенциала возбуждения Vq (q — индекс возбуждаемой серии, рис. 3). При дальнейшем росте V интенсивность I линий этого спектра растёт пропорционально (V-Vq)2, затем рост интенсивности замедляется и при V »11Vq начинает падать.
Рис. 3. Зависимость интенсивности I тормозного рентгеновского спектра от частоты n вблизи nq.
1 — без поглотителя, 2 — после прохождения поглотителя.
Относит. интенсивности линий одной серии определяются вероятностями квантовых переходов и, следовательно, соответствующими отбора правилами.
Спектр поглощения получают, пропуская рентг. излучение непрерывного спектра через тонкий поглотитель. При этом распределение интенсивности по спектру изменяется — наблюдаются скачки и флуктуации поглощения, к-рые и представляют собой спектры поглощения. Для каждого уровня Р. с. поглощения имеют резкую низкочастотную (длинноволновую) границу nq(hnq=eVq), при к-рой происходит скачок поглощения.
В Р. с. поглощения наблюдаются небольшие флуктуации интенсивности (далёкая тонкая структура), обусловленные вз-ствием эл-на, удалённого из исследуемого атома, с соседними атомами.
Р. с. нашли применение в рентгеновской спектроскопии, спектральном анализе- рентгеновском, рентгеновском структурном анализе.
• См. лит. при ст. Рентгеновское излучение.
РЕНТГЕНОВСКИЙ ГОНИОМЕТР, прибор, с помощью к-рого можно одновременно регистрировать направление дифрагированного на исследуемом образце рентгеновского излучения и положение образца в момент возникновения дифракции. Р. г. может быть самостоят. прибором, регистрирующим на фотоплёнке дифракц. картину; в этом случае он представляет собой рентгеновскую камеру. Р. г. называют также все гониометрич. устройства, являющиеся составной частью рентгеновских дифрактометров и служащие для установки образца в положения, соответствующие условиям возникновения дифракции рентгеновских лучей, и детектора в направлении дифрагир. лучей.
В Р. г. с фоторегистрацией для исследования монокристаллов или текстур выделяют дифракц. конус, соответствующий исследуемой кристаллографич. плоскости. Фотоплёнка и образец движутся синхронно, поэтому одна из координат на плёнке соответствует азимутальному углу дифрагир. луча, вторая — углу поворота образца [так работает Р. г. Вайсенберга (рис. 1) и текстурный Р. г. Жданова]. В Р. г. для дифрактометров может быть использована аналогичная схема, однако угол поворота образца и углы поворота и наклона детектора в этом случае отсчитываются непосредственно по лимбам или датчикам, установленным на соответствующих валах.
Рис. 1. Схема рентг. гониометра типа Вайсенберга. Зубчатые передачи и ходовой винт обеспечивают синхронное движение исследуемого образца (О) и цилиндрич. кассеты (К) с рентг. плёнкой.
Рис. 2. Схема экваториального четырёхкружного гониометра для исследования монокристаллов. Лимб 1 измеряет Ф2— угол поворота кристалла вокруг оси гониометрич. головки; лимб 2 регистрирует c — угол наклона оси Ф; лимб 3 измеряет w — угол вращения относительно гл. оси гониометра; лимб 4 измеряет угол поворота счётчика 2 q.
638
В рентг. дифрактометрах для исследования монокристаллов и текстур применяется т. н. экваториальная геометрия: счётчик перемещается только в одной плоскости, а образец нужно поворачивать вокруг трёх взаимно перпендикулярных осей (рис. 2) т. о., чтобы дифрагир. пучок попал в плоскость движения счётчика. В Р. г. для исследования поликристаллич. образцов используют слегка расходящийся пучок, к-рый после дифракции на объекте сходится в одну точку.
• Уманский М. М., Аппаратура рентгтеноструктурных исследований, М., 1960; Хейкер Д. М., Рентгеновская дифрактометрия монокристаллов, Л., 1973.
Д. М. Хейкер.
РЕНТГЕНОВСКИЙ ДИФРАКТОМЕТР, прибор для измерения интенсивности и направления рентг. пучков, дифрагированных на крист. объекте (см. Дифракция рентгеновских лучей), Р. д. применяется для решения разл. задач рентгеновского структурного анализа, рентгенографии материалов. Он позволяет измерять интенсивность дифрагированного в заданном направлении излучения с точностью до десятых долей % и угол дифракции с точностью до десятых долей мин.
Р. д. состоит из источника рентгеновского излучения, рентгеновского гониометра, в к-рый помещают исследуемый образец, детектора излучения и электронного измерительно-регистрирующего устройства. Детектором в Р. д. служат не фотоматериалы, как в рентгеновской камере, а сцинтилляционные, пропорциональные и ПП счётчики. В процессе измерения счётчик перемещается и регистрирует в каждой точке энергию излучения за определённый интервал времени. Используются также одномерные и двумерные позиционно-чувствительные детекторы, фиксирующие одновременно интенсивность и координаты неск. отражений. По сравнению с рентг. камерами Р. д. обладают более высокой точностью, чувствительностью, большей экспрессностью. Процесс получения информации в Р. д. может быть полностью автоматизирован, поскольку в нём отсутствует необходимость проявления фотоплёнки, причём в автоматич. Р. д. ЭВМ управляют прибором и обрабатывают полученные данные. Универс. Р. д. можно использовать для разл. рентгеноструктурных исследований, заменяя приставки к гониометрич. устройству. В больших лабораториях применяются специализир. Р. д., предназначенные для решения к.-л. одной задачи.
•См. лит. при ст. Рентгеновский гониометр.
Д. М. Хейкер.
РЕНТГЕНОВСКИЙ МИКРОСКОП, микроскоп, предназначенный для исследования микроструктуры объектов в рентгеновском излучении. Предел разрешения Р. м. может превышать разрешение световых микроскопов на 2—3 порядка в соответствии с отношением длин волн l рентг. и видимого излучений. Специфичность вз-ствия
рентгеновского излучения с в-вом обусловливает отличие рентг. оптич. систем от световых. Малое отклонение показателя преломления рентг. лучей от единицы (меньше чем на 10-4) практически не позволяет использовать для их фокусировки линзы и призмы. Электрич. и магн. линзы для этой цели также неприменимы, т. к. рентг. излучение инертно к электрич. и магн. полям. Поэтому в Р. м. для фокусировки рентг. лучей используют явление их полного внеш. отражения изогнутыми зеркальными плоскостями или отражение их от кристаллографич. плоскостей (в отражательном Р. м.). Оказалось также возможным построить Р. м. по принципу теневой проекции объекта в расходящемся пучке лучей от точечного источника (проекционный, или теневой, Р. м.). Отражательный Р. м. содержит микрофокусный источник рентг. излучения, изогнутые зеркала-отражатели из стекла (кварца с нанесённым на него слоем золота) или изогнутые монокристаллы и детекторы изображения (фотоплёнки, электронно-оптические преобразователи). На рис. 1 приведена схема хода лучей в Р. м. с двумя зеркалами, повёрнутыми друг относительно друга на 90°. Получение высокого разрешения в таком Р. м. ограничивается малым углом полного внеш. отражения (угол скольжения <0,5°), следовательно, большим фокусным расстоянием (>1 м) и очень жёсткими требованиями к профилю и качеству обработки поверхностей зеркал (допустимая шероховатость ~1 нм).
Рис. 1. Схема фокусировки рентг. лучей в отражательном Р. м. с двумя скрещенными зеркалами: ОО'-оптич. ось системы; А — объект, А'— его изображение. Увеличение О'А'/ОА.
Полное разрешение таких Р. м. зависит от l и угловой апертуры, не превышающей угла скольжения. Напр., для излучения с l=0,1 нм и угла скольжения 25' дифракц. разрешение не превышает 8,5 нм (увеличение до 105). При использовании для фокусировки рентг. излучения изогнутых монокристаллов, помимо разл. аберраций оптических систем, на качество изображения влияют несовершенства крист. структуры, а также конечная величина брегговских углов дифракции рентгеновских лучей. Проекционный Р. м. включает в себя рентг. источник со сверхмикрофокусом диаметром d=0,1— 1 нм, камеру для размещения исследуемого объекта и регистрирующее устройство. Увеличение М проекц. Р. м. определяется отношением расстояний от источника излучения до объекта (а) и до детектора (b):М=b/а (рис. 2). Линейное разрешение проекц. Р. м. достигает 0,1—0,5 нм. Геом. разрешение определяется величиной нерезкости (полутени) края объекта РГ, зависящей от размера источника рентг. лучей и увеличения М: PГ=Md. Дифракц. разрешение зависит от дифракц. френелевской бахромы на крае Pд=al1/2, где а — расстояние от
источника до объекта. Поскольку а не может быть меньше 1 нм, разрешение при l=0,1 нм составит 10 нм (если размеры источника обеспечат такое же геом. разрешение). Контраст в изображении возникает благодаря различию в поглощении излучения разл. участками объекта. Этим различием определяется и чувствительность теневого Р. м.
Р. м. может быть оснащён разл. преобразователями рентг. изображения в видимое в сочетании с телевизионными системами.
• Уманский Я. С., Рентгенография металлов и полупроводников, М., 1969: С о s s l e t t V. В., N i x о n W. С., X-ray microscopy, Camb., 1960.
В. Г. Лютцау.
РЕНТГЕНОВСКИЙ СТРУКТУРНЫЙ АНАЛИЗ, методы исследования структуры в-ва по распределению в пр-ве и интенсивностям рассеянного на анализируемом объекте рентгеновского излучения. Р. с. а. наряду с нейтронографией и электронографией явл. дифракц. структурным методом; в его основе лежит вз-ствие рентг. излучения с эл-нами в-ва, в результате к-рого возникает дифракция рентгеновских лучей. Дифракц. картина зависит от дл. волны используемого излучения и ат. строения объекта. Для исследования ат. структуры применяют излучение с дл. волны ~1Å (~0,1 нм), т. е. порядка размеров атомов. Методами Р. с. а. изучают металлы, сплавы, минералы, неорганич. и органич. соединения, полимеры, аморфные материалы, жидкости и газы, молекулы белков, нуклеиновых к-т и т. д. Наиболее успешно Р. с. а. применяют для установления ат. структуры крист. тел, т. к. кристаллы обладают строгой периодичностью строения и представляют собой созданную самой природой дифракционную решётку для рентг. излучения.
Историческая справка. Дифракция рентг. лучей на кристаллах открыта в
639
1912 нем. физиком М. Лауэ и его сотрудниками В. Фридрихом и П. Книппингом. Разработанная Лауэ теория дифракции рентг. лучей на кристаллах позволила связать l излучения, параметры элем. ячейки кристалла а, b, с (см. Кристаллическая решётка), углы падающего (a0, b0, g0) и дифракционного (a, b, g) лучей соотношениями:
а (cosa-cosa0)=hl,
b(cosb-cosb0)=kl, (1)
с(cosg-cosg0)=ll,
где h, k, l — целые числа (индексы кристаллографические). Ур-ния (1) наз. условием Лауэ для возникновения дифракции рентг. лучей, они требуют, чтобы разность хода между параллельными лучами, рассеянными атомами, отвечающими соседним узлам решётки, была равна целому числу l.
В 1913 англ. физик У. Л. Брэгг и одновременно с ним Г. В. Вульф показали, что дифракц. пучок можно рассматривать как отражение падающего луча от одной из систем кристаллографич. плоскостей (см. Брэгга — Вульфа условие). В том же году У. Г. и У. Л. Брэгги впервые исследовали ат. структуры простейших кристаллов рентг. дифракц. методами. В 1916 в Германии П. Дебай и П. Шерpep предложили дифракц. метод исследования структуры поликристаллич. материалов. В последующие годы были предложены разл. эксперим. методы изучения монокристаллов, развита теория дифракции и теория методов определения по эксперим. данным ат. структуры кристаллов, полимеров, аморфных тел и жидкостей, а также газов. В 50-х гг. начали бурно развиваться методы Р. с. а. с использованием ЭВМ в технике эксперимента и при обработке рентг. дифракц. информации.
Эксперим. методы Р. с. а. Для создания условий дифракции и регистрации излучения служат рентгеновские камеры, рентгеновские дифрактометры и рентгеновские гониометры. Рассеянное рентг. излучение в них фиксируется на фотоплёнке или измеряется детекторами ядерных излучений. В зависимости от состояния исследуемого образца и его св-в, а также от характера и объёма информации, к-рую необходимо получить, применяют разл. методы Р. с. а. Монокристаллы, отбираемые для исследования ат. структуры, должны иметь размеры ~0,1 мм и по возможности обладать совершенной структурой. Исследованием дефектов в сравнительно крупных почти совершенных кристаллах занимается рентгеновская топография, к-рую иногда относят к Р. с. а.
Метод Лауэ — простейший метод получения рентгенограмм от монокристаллов. Кристалл в эксперименте Лауэ неподвижен, а используемое
рентг. излучение имеет непрерывный спектр. Расположение дифракц. пятен на лауэграммах (см. рис. в ст. Лауэграмма) зависит от симметрии кристалла и его ориентации относительно падающего луча, что позволяет установить его принадлежность к одной из 11 лауэвских групп симметрии и определять направление его кристаллографич. осей (ориентировать) с точностью до неск. угловых минут. По характеру пятен на лауэграммах, и особенно появлению астеризма, можно выявить внутр. напряжения и нек-рые др. дефекты кристаллич. структуры. Методом Лауэ проверяют качество монокристаллов при выборе образца для его более полного структурного исследования (см. также Лауэ метод).
М е т о д ы к а ч а н и я и в р а щ е н и я образца используют для определения периодов повторяемости (постоянной решётки) вдоль кристаллографич, направления в монокристалле. Они позволяют, в частности, установить параметры а, b, с элем. ячейки кристалла. В этом методе используют монохроматич. рентг. излучение, образец приводится в колебат. или вращат. движение вокруг оси, совпадающей с кристаллографич. направлением, вдоль к-рого и исследуют параметры а, b, с. Пятна на рентгенограммах качания и вращения, полученных в цилиндрич. кассетах, располагаются на семействе параллельных линий (рис. 1). Зная расстояние между этими линиями, l и диаметр кассеты можно вычислить искомые параметры кристалла. Условия (1) для дифракц. лучей в этом методе выполняются за счёт изменения углов при качании или вращении образца.
Р е н т г е н г о н и о м е т р и ч е с к и е м е т о д ы. Для полного исследования структуры монокристалла методами Р. с. а. необходимо не только установить положение, но и измерить интенсивности как можно большего числа дифракц. отражений, к-рые могут быть получены от кристалла при данной l и всех возможных ориентациях образца. Интенсивность определяют фотографически, измеряя микрофотометром степень почернения каждого пятна на рентгенограмме, или регистрируют непосредственно с помощью счётчиков рентг. квантов, что повышает чувствительность и точность измерений. Чтобы иметь полный набор отражений, в рентг. гониометрах получают серию рентгенограмм. На каждой из них фиксируются дифракц. отражения, на кристаллографич. индексы к-рых накладываются определ. ограничения (напр., на разных рентгенограммах регистрируются отражения типа hk0, hk1 и т. д., рис. 2).
Для установления ат. структуры ср. сложности (~50—100 атомов в элем. ячейке) необходимо измерить интенсивности неск. сотен и даже тысяч дифракц. отражений. Эту весьма трудоёмкую и кропотливую работу автоматич. микроденситометры и дифрактометры, управляемые ЭВМ, иногда выполняют в течение неск. недель (например, при анализе структур белков, когда число отражений ~105).
Рис. 1. Рентгенограммы минерала сейдозерита, полученные методами вращения (вверху) и качания (внизу) кристалла. Уменьшая угол качания, можно зафиксировать отд. отражения без перекрытия.
Рис. 2. Рентгенограмма минерала сейдозерита, полученная в рентг. гониометре Вайсенберга. Зарегистрированные отражения имеют индексы hk0. Отражения, расположенные на одной кривой, характеризуются постоянными k.
Значительно сокращают время эксперимента многоканальные дифрактометры.
М е т о д и с с л е д о в а н и я п о л и к р и с т а л л о в (метод Дебая — Шеррера). Для исследования металлов, сплавов, крист. порошков, состоящих из множества мелких монокристаллов, используют монохроматич. излучение. Рентгенограмма поликристаллов (дебаеграмма) представляет собой неск. концентрич. колец,
640
каждое из к-рых состоит из отражений от определённой системы плоскостей различно ориентированных кристаллов. Дебаеграммы разл. в-в имеют индивидуальный характер и позволяют идентифицировать соединения, определять фазовый состав образцов, размеры и преимуществ. ориентацию (текстурирование) зёрен в в-ве, осуществлять контроль за напряжениями в образце и др. (см. Рентгенография материалов, Дебая — Шеррера метод).
И с с л е д о в а н и е а м о р ф н ы х м а т е р и а л о в и ч а с т и ч н о у п о р я д о ч е н н ы х о б ъ е к т о в. Рентгенограмму с чёткими дифракц. максимумами можно получить только при полной трёхмерной периодичности образца. Чем ниже степень упорядоченности его ат. строения, тем более размытый, диффузный характер имеет рассеянное им рентг. излучение. Диаметр диффузного кольца на рентгенограмме аморфного в-ва (рис. 3) может служить для грубой оценки ср. межатомных расстояний в нём. С ростом степени упорядоченности (см. Дальний и ближний порядок) в строении объектов дифракц. картина усложняется (рис. 4) и, следовательно, содержит больше структурной информации.
Рис. 3. Рентгенограмма аморфного в-ва (ацетата целлюлозы).
Рис. 4. Рентгенограммы биол. объектов: а — волоса; б — натриевой соли ДНК во влажном состоянии; в — текстуры натриевой соли ДНК.
М е т о д м а л о у г л о в о г о р а с с е я н и я позволяет изучать пространств. неоднородности в-ва, размеры к-рых превышают межатомные расстояния и составляют от 5—10 до ~104 Å. Размеры неоднородностей в этом случае во много раз превышают длину волны используемого излучения, поэтому рассеянное рентг. излучение концентрируется вблизи первичного пучка — в области малых углов рассеяния. Распределение интенсивности в этой области отражает особенности структуры исследуемого объекта. Малоугловое рассеяние применяют для изучения пористых и мелкодисперсных материалов, сплавов и сложных биол. объектов. Для изолир. молекул белка и нуклеиновых к-т метод позволяет определять форму, размеры, мол. массу; в вирусах — характер взаимной укладки составляющих их компонент (белка, нуклеиновых к-т, липидов); в синтетич. полимерах — упаковку полимерных цепей; в порошках и сорбентах — распределение ч-ц и пор по размерам; в сплавах — возникновение и размеры фаз; в текстурах (в частности, в жидких кристаллах) — форму упаковки ч-ц (молекул) в различного рода надмолекулярные структуры. Рентг. малоугловой метод применяется и в пром-сти при контроле процессов изготовления катализаторов, высокодисперсных углей и т. д. В зависимости от строения объекта измерения производят для углов рассеяния от долей мин до нескольких град.
Определение ат. структуры по данным дифракции рентг, лучей. Расшифровка ат. структуры кристалла включает: установление размеров и формы его элем. ячейки; определение принадлежности кристалла к одной из 230 фёдоровских групп симметрии кристаллов; получение координат базисных атомов структуры. Первую и частично вторую задачи можно решить методами Лауэ и качания или вращения образца. Окончательно установить группу симметрии и координаты базисных атомов сложных структур возможно только с помощью сложного анализа и трудоёмкой матем. обработки значений интенсивностей всех дифракц. отражений от данного кристалла. Конечная цель — вычисление по эксперим. данным значений электронной плотности r(х, у, z) в любой точке ячейки кристалла с координатами х, у, z. Периодичность строения кристалла позволяет записать электронную плотность в нём через ряд Фурье:
r(х, у, z)=-1/VShklFhkl exp[-2pi(hx+ky+lz)], (2)
где V — объём элем. ячейки, Fhkl — коэфф. Фурье, к-рые в Р. с. а. наз. с т р у к т у р н ы м и а м п л и т у д а м и, i=Ö-1. Каждая структурная амплитуда характеризуется тремя целыми числами h, k, l и связана с тем дифракц. отражением, к-рое определяется условиями (1). Назначение суммирования (2) — математически собрать дифракц. рентг. отражения, чтобы получить изображение ат. структуры (производить синтез изображения т. о. приходится из-за отсутствия в природе линз для рентг. излучения).
Дифракц. отражение — волн. процесс. Он характеризуется амплитудой, равной │Fhkl│, и фазой ahkl (сдвигом
фазы отражённой волны по отношению к падающей), через к-рую выражается структурная амплитуда:
Fhkl=│Fhkl│(cosahkl+isinahkl).
Дифракц. эксперимент позволяет измерять только интенсивности отражений, пропорциональные │Fhkl│2, но не их фазы. Определение фаз составляет осн. проблему расшифровки структуры кристалла, одинаковую в принципиальном отношении для кристаллов, состоящих и из атомов, и из молекул. Определив координаты атомов в молекулярном крист. в-ве, можно выделить его молекулы и установить их размер и форму.
Легко решается задача, обратная структурной расшифровке: матем. расчёт структурных амплитуд по известной ат. структуре, а по ним — интенсивностей дифракц. отражений. Метод проб и ошибок, исторически первый метод расшифровки структур, состоит в сопоставлении экспериментально полученных │Fhkl│эксп с вычисленными на основе пробной модели значениями │Fhkl│выч. В зависимости от величины фактора расходимости
пробная модель принимается или отвергается. Для некрист. объектов этот метод явл. практически единственным средством интерпретации дифракц. картины.
Другой путь к расшифровке ат. структур монокристаллов — применение т. н. ф-ций Патерсона (ф-ций межатомных векторов). Для построений ф-ций Патерсона нек-рой структуры, состоящей из N атомов, перенесём её параллельно самой себе так, чтобы в фиксир. начало координат попал сначала первый атом. Векторы от начала координат до всех атомов структуры (включая вектор нулевой длины до первого атома) укажут положения N максимумов ф-ции межатомных векторов, совокупность к-рых наз. изображением структуры в атоме 1. Добавим к ним ещё N максимумов, положение к-рых укажет N векторов от второго атома, помещённого с помощью параллельного переноса в то же начало координат. Проделав эту процедуру со всеми N атомами (рис. 5), получим N2 векторов. Ф-ция, описывающая их. положение, и есть ф-ция Патерсона Р(u, v, w) (u, v, w — координаты точек в пр-ве межатомных векторов).
Для ф-ции Р (u, v, w) можно получить выражение:
P(u, v, w)=2/VShkl│Fhkl│2cos2p(hu+kv+lw),
из к-рого следует, что она определяется модулями структурных амплитуд,
641
Рис. 5. Схема построения ф-ции Патерсона для структуры, состоящей из трёх атомов.
не зависит от их фаз и, следовательно, может быть вычислена непосредственно по данным дифракц. эксперимента. Трудность интерпретации ф-ции P(u, v, w) состоит в необходимости нахождения координат N атомов из N2 её максимумов, многие из к-рых сливаются из-за того, что межатомные векторы часто перекрываются. Наиболее прост для расшифровки случай, когда в структуре содержится один тяжёлый и неск. лёгких атомов. Изображение •такой структуры в тяжёлом атоме будет значительно отличаться от др. её изображений. Среди разл. методик, позволяющих определить модель исследуемой структуры по ф-ции Патерсона, наиболее эффективными оказались т. н. суперпозиц. методы, к-рые позволили формализовать анализ и выполнять его на ЭВМ.
Другой класс методов нахождения структуры но рентг. дифракц. данным — т.н. прямые методы определения фаз. Учитывая условие положительности электронной плотности в кристалле, можно получить большое число неравенств, к-рым подчиняются коэфф. Фурье (структурные амплитуды). Методами неравенств можно сравнительно просто анализировать структуры, содержащие до 20—40 атомов в элем. ячейке кристалла. Для более сложных структур применяются методы, к-рые основаны на вероятностном подходе, реализованы на ЭВМ и позволяют расшифровывать структуры, содержащие 100—200 и более атомов в элем. ячейке кристалла.
Итак, если фазы структурных амплитуд установлены, то может быть вычислено но (2) распределение электронной плотности в кристалле, причём максимумы этого распределения соответствуют положениям атомов в структуре (рис. 6). Заключит. уточнение координат атомов проводится на ЭВМ, в зависимости от качества эксперимента и сложности структуры их получают с точностью до тысячных долей А. С помощью совр. дифракц. эксперимен та можно вычислять также количеств. хар-ки тепловых колебаний атомов в кристалле с учётом анизотропии этих колебаний.
Рис. 6. а — проекция на плоскость аb ф-ции межатомных векторов минерала баотита [Ba4Ti4(Ti, Nb)4[Si4Ol2]O16,Cl]. Линии проведены через одинаковые значения ф-ции межатомных векторов (линии равного уровня); б — проекция электронной плотности баотита на плоскость аb, полученная расшифровкой ф-ции межатомных векторов. Максимумы электронной плотности (сгущения линий равного уровня) отвечают положениям атомов в структуре; в — изображение модели ат. структуры баотита. Каждый атом Si расположен внутри тетраэдра, образованного четырьмя атомами О; атомы Ti и Nb в октаэдрах, составленных атомами О. Тетраэдры SiO4 и октаэдры Ti(Nb)O6 в структуре баотита соединены, как показано на рис. Часть элем. ячейки кристалла, соответствующая рис. a и б, выделена штриховой линией. Точечные линии на рис. а и б определяют нулевые уровни значений соответствующих ф-ций.
Р. с. а. даёт возможность установить и более тонкие хар-ки ат. структур, напр. распределение валентных эл-нов в кристалле (эта задача решена пока только для простейших структур). Весьма перспективно для этой цели сочетание нейтронографич. и рентгенографич. исследований: нейтронографич. данные о координатах ядер атомов сопоставляют с распределением в пр-ве электронного облака. Для мн. физ. и хим. задач совместно используют Р. с. а. и резонансные методы (см. Электронный парамагнитный резонанс, Ядерный магнитный резонанс). Фазы структурных амплитуд белковых кристаллов можно определить только в результате совместных рентгеноструктурных и биохим. исследований. При исследовании белков методами Р. с. а. необходимо закристаллизовать как сам белок, так и его производные, полученные введением в них низкомолекулярных соединений, содержащих тяжёлые атомы. Таким способом исследуют белковые кристаллы, в элем. ячейке к-рых может находиться до десятков тысяч атомов.
О многочисл. применениях методов Р. с. а. для исследования нарушений структуры тв. тел см. в ст. Рентгенография материалов.
• Белов Н. В., Структурная кристаллография, М., 1951; Б о к и й Г. Б., Порай-Кошиц М. А., Рентгеноструктурный анализ, 2 изд., т. 1, М., 1964; Китайгородский А. И., Теория структурного анализа, М., 1957; Липсон Г., К о к р е н В., Определение структуры кристаллов, пер. с англ., М., 1956; Бюргер М., Структура кристаллов и векторное пространство, пер. с англ., М., 1961; Гинье А., Рентгенография кристаллов, пер. с франц., М., 1961; Woolfson M.M., An introduction to X-ray crystallography, Camb., 1970; Crystallographic computing, ed. F. R. Ahmed, Cph., 1970; Stout G. H., Jensen L. H., X-ray structure determination, N.Y.—L., [1968]; Хейкeр Д. М., Рентгеновская дифрактометрия монокристаллов, Л., 1973; Б л а н д е л Т., Джонсон Л., Кристаллография белка, пер. с англ., М., 1979; Вайнштейн Б. К., Симметрия кристаллов. Методы структурной кристаллографии, М., 1979; Electron and magnetization densities in molecules and crystals, ed. by P. Becker, N.Y.—L. 1980. ' В. И. Симонов.
РЕНТГЕНОВСКИЙ ТЕЛЕСКОП, прибор для исследования временных и спектр. св-в источников косм. рентг. излучения, а также для определения координат этих источников и построения их изображения.
Существующие Р. т. работают в диапазоне энергий e фотонов рентг. излучения от 0,1 до сотен кэВ, т. е. в интервале длин волн от 10 нм до сотых долей нм. Для проведения астрономич. наблюдений в этой области длин волн Р. т. поднимают за пределы земной атмосферы на ракетах или ИСЗ, т. к. рентг. излучение сильно поглощается атмосферой. Излучение с e>20 кэВ можно наблюдать начиная с высот ~30 км с аэростатов.
Р. т. позволяет: 1) регистрировать с высокой эффективностью рентг. фо-
642
тоны; 2) отделять события, соответствующие попаданию фотонов нужного диапазона энергий от сигналов, вызванных воздействием заряж. ч-ц и гамма-фотонов; 3) определять направление прихода рентг. излучения.
В Р. т. для диапазона 0,1—30 кэВ детектором фотонов служит пропорциональный счётчик, наполненный газовой смесью (Ar+СН4, Ar+СО2 или Хе+СО2). Поглощение рентг. фотона атомом газа сопровождается испусканием фотоэлектрона (см. Фотоэлектронная эмиссия), оже-электронов
Рис. 1. а—схема рентг. телескопа со щелевым коллиматором; б — работа телескопа в режиме сканирования.
(см. Оже-эффект) и флуоресцентных фотонов (см. Флуоресценция). Фотоэлектрон и оже-электрон быстро теряют свою энергию на ионизацию газа, флуоресцентные фотоны также могут быстро поглотиться газом благодаря фотоэффекту. В этом случае полное число образовавшихся электронно-ионных пар пропорц. энергии рентг. фотона. Т. о., по импульсу тока в цепи анода восстанавливается энергия рентг. фотона.
В обычных условиях Р. т. облучается мощными потоками заряж. ч-ц и гамма-фотонов разл. энергий, к-рые детектор Р. т. регистрирует вместе с рентг. фотонами от исследуемого источника излучения. Для выделения рентг. фотонов из общего фона применяется метод антисовпадений (см. Совпадений метод). Приход рентг. фотонов фиксируют также по форме создаваемого ими импульса электрич. тока, поскольку заряж. ч-цы дают сигналы, более затянутые во времени, чем те, что вызываются рентг. фотонами.
Для определения направления на рентг. источник служит устройство, состоящее из щелевого коллиматора и жёстко закреплённого с ним на одной раме звёздного датчика. Коллиматор (набор пластин) ограничивает поле зрения Р. т. и пропускает рентг. фотоны, идущие лишь в небольшом телесном угле (~10—15 квадратных градусов). Рентг. фотон, прошедший коллиматор (рис. 1,a), регистрируется верх. объёмом счётчика. Возникший импульс тока по цепи верх. анода
проходит схему антисовпадений (поскольку нет запрещающего сигнала с ниж. анода) и подаётся на анализатор для определения временных и энергетич. хар-к фотона. Затем по телеметрии информация передаётся на Землю. Одновременно передаётся информация звёздного датчика о ярчайших звёздах, попавших в его поле зрения. Эта информация позволяет установить положение осей Р. т. в пр-ве в момент прихода фотона.
При работе Р. т. в режиме сканирования направление на источник определяется как положение Р. т., при к-ром скорость счёта достигает максимума. Угл. разрешение Р. т. со щелевым коллиматором или аналогичным сотовым коллиматором составляет несколько десятков угловых минут.
Значительно лучшим угл. разрешением (~ неск. десятков секунд) обладают Р. т. с модуляц. коллиматорами (рис. 2, а). Модуляц. коллиматор представляет собой две (или больше) проволочные одномерные сетки, устанавливаемые между детектором и щелевым коллиматором, для чего последний поднимается над детектором на высоту ~1 м и наблюдения ведутся в режиме либо сканирования (рис. 1,б), либо вращения относительно оси, перпендикулярной плоскости сеток. Проволочки в каждой сетке коллиматора устанавливаются параллельно друг другу на расстоянии, равном диаметру проволочки. Поэтому при движении источника по полю зрения Р. т. тени от верх. проволочек скользят по ниж. сетке, попадая то на проволочки, и тогда скорость счёта максимальна, то между ними, и тогда она минимальна (фон).
Угл. распределение скорости счёта Р. т. с модуляц. коллиматором (ф у н к ц и я о т к л и к а) показано на рис. 2, б. Для n-сеточного модуляц. коллиматора угол между соседними максимумами q0=2n-1qr, где qr=d/l — угл. разрешение Р. т. В большинстве случаев Р. т. с модуляц. коллиматорами дают точность локализации рентг. источников, достаточную для их отождествления с небесными объектами, излучающими в иных диапазонах эл.-магн. волн.
С модуляц. коллиматорами начинает конкурировать методика кодиров. апертуры, позволяющая получить qr<1'. В Р. т. с кодиров. апертурой поле зрения перекрывается экраном, обладающим неоднородным пропусканием по всей площади. Детектор излучения в таком Р. т. позиционно-чувствительный, т. е. кроме энергии рентг. фотона измеряют и координаты точки, где он был зарегистрирован. При таком экране точечный источник излучения, находящийся на бесконечности, даёт распределение скорости счёта по поверхности детектора, соответствующее функции пропускания экрана.
Рис. 2. а — устройство рентг. телескопа с модуляц. коллиматором; б — угл. распределение скорости счёта.
Положение источника рентг. излучения в поле зрения Р. т. определяется по положению максимума корреляц. функции между полученным распределением скорости счёта по поверхности детектора и функцией пропускания экрана.
В области энергий e>15 кэВ в кач-ве детекторов Р. т. применяют крист. сцинтилляторы NaI (Тl) (см. Сцинтилляционный счётчик); для подавления фона заряж. ч-ц высоких энергий и гамма-фотонов служат устанавливаемые на антисовпадения с первыми крист. сцинтилляторы CsI(Tl). Для ограничения поля зрения в таких Р. т. применяют активные коллиматоры — цилиндры из сцинтилляторов, включённые на антисовпадения со сцинтилляторами NaI(Tl).
В диапазоне энергий от 0,1 до неск. кэВ наиболее эффективны Р. т., в к-рых осуществляется фокусировка излучения, падающего под малыми углами на фокусирующее зеркало (рис. 3). Чувствительность такого Р. т. в ~103 раз превосходит Р. т. др. конструкций благодаря его способности собирать излучение со значит. площади и направлять на детектор малых размеров, что существенно повышает отношение сигнал/шум. Р. т., построенный по такой схеме, даёт двумерное изображение источника рентг.
643
Рис. 3. Схема фокусирующего рентг. телескопа.
излучения подобно обычному оптич. телескопу. Для построения изображения в фокусирующем Р. т. в кач-ве детекторов используют позиционно-чувствительные пропорц. камеры, микроканальные детекторы, а также приборы с зарядовой связью (ПЗС). Угл. разрешение в первом случае определяется гл. обр. пространств. разрешением камеры и составляет ~1', микроканальные детекторы и ПЗС дают 1—2" (для близких к оси пучков). При спектрометрич. исследованиях применяют ПП детекторы, брэгговские крист. спектрометры и дифракц. решётки с позиционно-чувствит. детекторами. Косм. источники рентг. излучения очень разнообразны. Рентг. излучение Солнца было открыто в 1948 в США с ракеты, поднявшей Гейгера счётчики в верх. слои атмосферы. В 1962 группой Р. Джиаккони (США) также с ракеты был обнаружен первый источник рентг. излучения за пределами Солнечной системы — «Скорпион Х-1», а также диффузный рентг фон, по-видимому, внегалактич. происхождения. К 1966 в результате экспериментов на ракетах было открыто ок. 30 дискретных рентг. источников. С выводом на орбиту серии спец. ИСЗ («УХУРУ», «Ариэль», «САС-3», «Вела», «Коперник», «ХЕАО» и др.) с Р. т. разл. типов были обнаружены сотни рентг. источников (галактич. и внегалактических, протяжённых и компактных, стационарных и переменных). Мн. из этих источников ещё не отождествлены с источниками, проявляющими себя в оптич. и др. диапазонах эл.-магн. излучения. Среди отождествлённых галактич. объектов: тесные двойные звёздные системы, один из компонентов к-рых — рентг. пульсар; одиночные пульсары (Crab, Vela); остатки сверхновых звёзд (протяжённые источники); временные (транзиентные) источники, резко увеличивающие светимость в рентг. диапазоне и вновь угасающие за время от неск. минут до неск. месяцев; т. н. б а р с т е р ы — мощные вспыхивающие источники рентг. излучения с характерным временем вспышки порядка неск. секунд. К отождествлённым внегалактич. объектам относятся ближайшие галактики (Магеллановы облака и Туманность Андромеды), радиогалактики Дева-А (М87) и Центавр-А (NGC 5128), квазары (в частности, ЗС 273), сейфертовские и др. галактики с активными ядрами; скопления галактик — самые мощные источники рентг. излучения во Вселенной (в них за излучение ответствен горячий межгалактич. газ с темп-рой 50 млн. К). Подавляющее большинство косм. рентг. источников явл. объектами, совершенно непохожими на те, что были известны до начала рентг. астрономии, и прежде всего они отличаются огромным энерговыделением. Светимость галактич. рентг. источников достигает 1036—1038 эрг/с, что в 103—105 раз превышает энерговыделение Солнца во всём диапазоне длин волн. У внегалактич. источников была зарегистрирована светимость до 1045 эрг/с, что указывает на необычность проявляющихся здесь механизмов излучения. В тесных двойных звёздных системах, напр., в кач-ве осн. механизма энерговыделения рассматривают перетекание в-ва от одного компонента (звезды-гиганта) к другому (нейтронной звезде или чёрной дыре) — дисковую аккрецию, при к-рой падающее на звезду в-во образует около этой звезды диск, где в-во благодаря трению разогревается и начинает интенсивно излучать. Среди вероятных гипотез происхождения диффузного рентг. фона, наряду с предположением о тепловом излучении горячего межгалактич. газа, рассматривается обратный Комптона эффект эл-нов на ИК фотонах, испущенных активными галактиками, или на фотонах реликтового излучения. Данные наблюдений с ИСЗ ХЕАО-В свидетельствуют о том, что значительный вклад (>35%) в диффузный рентг. фон дают далёкие дискретные источники, гл. обр. квазары.
• X-ray astronomy, ed. R. Giacconi, H. Gursky, Dordrecht—Boston, 1974; Шкловский И. С., Звёзды: их рождение, жизнь и смерть, 2 изд., М., 1977; К а п л а н С. А., Пикельнер С. Б., Физика межзвёздной среды, М., 1979.
Н. С. Ямбуренко.
РЕНТГЕНОВСКОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ (рентгеновские лучи), эл.-магн. ионизирующее излучение, занимающее спектр. область между гамма- и УФ излучением в пределах дл. волн от 10-4 до 103 Å (от 10-12 до 10-5 см). Открыты в 1895 нем. физиком В. К. Рентгеном. Р. и. с l<2 Å условно наз. жёстким, с l>2Å — мягким.
Источники Р. и. Наиболее распространённый источник Р. и.— рентгеновская трубка, в к-рой ускоренные электрич. полем эл-ны бомбардируют металлич. анод. Р. и. может быть получено при бомбардировке мишени ионами высокой энергии. В кач-ве источников Р. и. могут служить также нек-рые радиоактивные изотопы: одни из них непосредственно испускают Р. и., яд. излучения других (эл-ны или a-частицы) бомбардируют металлич. мишень, к-рая испускает Р. и.; интенсивность Р. и. изотопных источников на неск. порядков меньше интенсивности излучения рентг. трубки,
а габариты, вес и стоимость значительно меньше, чем установки с рентг. трубкой.
Источниками мягкого Р. и. в области десятков и сотен А могут служить синхротроны и накопители эл-нов (см. Синхротронное излучение). По интенсивности синхротронное Р. и. превосходит в указанной области спектра излучение рентг. трубки на 2—3 порядка. В рентг. диапазоне может лежать ондуляторное излучение и переходное излучение. Естеств. источниками Р. и. явл. Солнце и др. косм. объекты (см. Рентгеновский телескоп).
Спектр Р. и. может быть непрерывным или линейчатым. Н е п р е р ы в н ы й (т о р м о з н о й) с п е к т р испускают быстрые заряж. ч-цы в результате их торможения при вз-ствии с атомами мишени (см. Тормозное излучение). Интенсивность тормозного Р. и. распределена по всем частотам v (или длинам волн l=c/n) до высокочастотной границы n0 (коротковолновой границы l0), на к-рой энергия фотонов hn0 равна энергии eV бомбардирующих эл-нов (е — заряд эл-на, V -разность потенциалов ускоряющего поля, пройденная им).
Линейчатый спектр Р. и. возникает после ионизации атома с выбрасыванием эл-на с одной из его внутр. оболочек при столкновениях атома с быстрой заряж. ч-цей (п е р в и ч н о е Р. и.) или при поглощении им кванта эл.-магн. излучения (ф л у о р е с ц е н т н о е Р. и.). Ионизов. атом из нач. возбуждённого состояния (с возбуждённого высокого уровня энергии) через 10-16 —10-15 с переходит в кон. состояние с меньшей энергией (на более низкий уровень энергии). При этом избыток энергии атом может испустить в виде кванта излучения определённой частоты. Частоты v такого Р. и. характерны для атомов каждого элемента, поэтому линейчатый спектр Р. и. наз. х а р а к т е р и с т и ч е с к и м. Зависимость n от ат. номера Z определяется Мозли законом.
Взаимодействие Р. и. с в-вом. При вз-ствии Р. и. с в-вом могут наблюдаться ф о т о э ф ф е к т, сопровождающее его поглощение Р. и., а также рассеяние излучения. Фотоэффект возникает в том случае, когда атом, поглотив квант Р. и., выбрасывает один из своих внутр. эл-нов, после чего может либо совершить излучательный переход, испуская характеристич. Р. и., либо выбросить второй эл-н (оже-электрон) при безызлучательном переходе (см. Оже-эффект). При воздействии Р. и. на неметаллич. кристаллы могут возникать дефекты крист. решётки, представляющие собой ионы с дополнит. положит. зарядом, вблизи к-рого находятся избыточные эл-ны (рентг. экситон), они явл. центрами окраски и исчезают лишь при значит. повышении темп-ры.
При прохождении Р. и. через слой в-ва толщиной х его нач. интенсивность I0 уменьшается за счёт погло-
644
щения и рассеяния до величины I=I0е-mx, где (m — коэфф. ослабления. В ДВ области спектра преобладает поглощение Р. и., в коротковолновой — его рассеяние. Степень поглощения растёт с Z.
Рассеяние Р. и. в области больших Z и l происходит в осн. без изменения l (когерентное рассеяние), а в области малых Z и l, как правило, l возрастает — происходит некогерентное рассеяние (комптоновское или комбинационное). При комптоновском рассеянии, носящем хар-р неупругого корпускулярного рассеяния, за счёт частично потерянной фотоном энергии из оболочки атома вылетает эл-н отдачи (см. Комптона эффект). При этом уменьшается энергия фотона и изменяется его направление; изменение К зависит от угла рассеяния. При комбинац. рассеянии рентг. фотона высокой энергии на лёгком атоме небольшая часть его энергии затрачивается на ионизацию атома и меняется направление движения фотона. Изменение l таких фотонов не зависит от угла рассеяния.
Показатель преломления в-ва n для Р. и. отличается от единицы на очень малую величину d=1-n»10-6—10-5. Фазовая скорость Р. и. в среде больше скорости света в ней. Отклонение Р. и. при переходе из одной среды в другую очень мало (неск. угловых мин). При падении Р. и. из вакуума на поверхность тела под очень малым углом происходит п о л н о е в н е ш н е е о т р а ж е н и е.
Регистрация Р. и. Изображение предметов в Р. и. получают на спец. рентг. фотоплёнке, содержащей повышенное кол-во AgBr (см. Рентгенограмма).
Р. и. больших интенсивностей можно регистрировать с помощью ионизационной камеры, средних и малых интенсивностей при l<3Å— сцинтилляционным счётчиком с кристаллом NaI (Tl) при 0,5<l<5Å — отпаянным пропорциональным счётчиком, при 1<l<100Å — проточным пропорц. счётчиком, при l<120Å — полупроводниковым детектором. В области очень больших l(~10—103 Å) для регистрации Р. и. могут быть использованы вторично-электронные умножители (ВЭУ) или каналовые электронные умножители (КЭУ), а также координатно-чувствительные микроканальные пластины.
Применение Р. и. Наиболее широкое применение Р. и. нашло в медицине для рентгенодиагностики и рентгенотерапии, в дефектоскопии, в рентгеновском структурном анализе, рентгеновской топографии, рентгеновской микроскопии, рентгеновской спектроскопии, спектральном анализе рентгеновском, рентг. астрономии.
• Б л о х и н М. А., Физика рентгеновских лучей, 2 изд., М., 1957; его же, Методы рентгеноспектральных исследований, М., 1959; Рентгеновские лучи. Сб. под ред. М. А. Блохина, пер. с нем. и англ., М., 1960; X а р а д ж а Ф., Общий курс
рентгенотехники, 3 изд., М.—Л., 1966; М и р к и н Л. И., Рентгеноструктурный анализ. Справочное руководство, М., 1976; Майзель А., Леонхардт Г., Сарган Р., Рентгеновские спектры и химическая связь, пер. с нем., К., 1981; Б л о х и н М. А., Швейцер И. Г., Рентгеноспектральный справочник, М., 1982.
М. А. Блохин.
РЕНТГЕНОГРАММА, зарегистрированное на фотоплёнке (фотопластинке) изображение объекта, возникающее в результате вз-ствия с ним рентгеновского излучения. При таком вз-ствии может происходить поглощение, отражение или дифракция рентгеновских лучей. Пространств. распределение интенсивности излучения после вз-ствия, фиксируемое на Р., отражает строение объекта.
Абсорбционные Р. регистрируют «теневое» изображение объекта, возникающее вследствие неодинакового поглощения рентг. излучения разными участками объекта. Они применяются в медицине, биологии, дефектоскопии, рентгеновской микроскопии.
Д и ф р а к ц и о н н ы е Р. получаются в рентг. камерах и регистрируют дифракц. рассеяние рентг. излучения крист. образцами. Они используются для решения задач рентгеновского структурного анализа, рентгенографии материалов, рентгеновской топографии. В зависимости от типа исследуемого в-ва (поли- или монокристаллы), характера излучения (непрерывного спектра или монохроматическое), а также от геом. условий съёмки дифракц. Р. наз. дебаеграммами, лауэграммами, Р. вращения или качания (получаются в результате вращения или качания кристалла во время съёмки), вайсенбергограммами и кфорограммами (Р., получаемые при синхронном вращении монокристалла и перемещении фотоплёнки), косселеграммами (Р., получаемые в широкорасходящемся пучке монохроматич. рентг. излучения), рентг. топограммами.
К дифракционным относятся также Р. малоуглового рассеяния, к-рые регистрируют дифракц. картину при малых углах рассеяния (вблизи первичного пучка), создаваемую крист. телами с большим периодом решётки, а также возникающую в результате диффузного рассеяния на микронеоднородностях исследуемого в-ва.
Р., фиксирующие распределение интенсивности рентг. излучения, испытавшего полное внеш. отражение от поверхности исследуемого тела, используются в рентг. рефлектометрии для оценки физ. и геом. параметров поверхностных слоев и тонких плёнок.
Съёмка Р. осуществляется на разл. светочувствит. материалы, выбор к-рых зависит от целей исследования. Чаще всего Р. не требуют дальнейшего оптич. увеличения, и поэтому их съёмка производится на рентг. или поляроидную плёнку с невысоким разрешением. Дифракц. и абсорбц. микрорентгенограммы и рентг. топограммы, нуждающиеся в последующем оптич. увеличении, снимают на мелкозернистые фотоплёнки и пластинки, имеющие высокое разрешение.
Е. П. Костюкова.
РЕНТГЕНОГРАФИЯ МАТЕРИАЛОВ, область исследований, занимающаяся решением разнообразных задач материаловедения на основе рентг. дифракц. методов (см. Дифракция рентгеновских лучей, Рентгеновский структурный анализ). В Р. м. исследуют как равновесные, так и неравновесные состояния материалов, изучают их крист. структуру, фазовый состав и его изменения, строят фазовые диаграммы, исследуют состояние деформированных (или подвергнутых к.-л. др. воздействиям) материалов, процессы упорядочения и явления ближнего порядка.
В Р. м. используют дифракцию рентгеновских лучей, получая в рентгеновских камерах рентгенограммы моно- или поликрист. образцов или регистрируя распределение рассеянного рентг. излучения в рентгеновских дифрактометрах. Рассмотрим нек-рые методы Р. м.
Определение числа, размеров и разориентировки кристаллитов. Размеры кристаллитов поликрист. материалов существенно влияют на их механич. св-ва. Число N достаточно крупных (~0,5—5 мкм) кристаллитов, участвующих в отражении рентг. лучей, определяется числом n точечных рефлексов, составляющих дебаевское кольцо рентгенограммы (см. Дебая — Шеррера метод): N=2n/acosq, где а — пост. величина (параметр аппаратуры), q — брэтговский угол. Средний объём кристаллита — отношение объёма образца к N.
Рентгенографич. методы позволяют определять углы разориентировки и размеры блоков мозаичной структуры — областей с правильным строением, повёрнутых одна относительно другой (разориентированных) на очень малые углы. Хар-ки мозаичности определяют прочность материалов и связаны с плотностью дислокаций. О ср. размерах D блоков мозаики ~0,05—0,1 мкм судят по размытию (уширению) дебаевских колец: D = l/bcosq, где b — полуширина размытой линии. Ср. угол d разориентировки блоков определяют по эффектам двойного рассеяния рентг. излучения в малоугловой области (при e=2q£0,5°), когда первично отражённый луч отражается ещё раз от подходящим образом ориентированного блока в направлении исходного пучка. В окрестности первичного луча появляется дополнит. диффузное рассеяние, интенсивность к-рого I(e) определяет d:
I(e)=Аe-1ехр{-Be2/d2}, где А и В — пост. величины.
Определение остаточных напряжений. Рентгенографич. определение макронапряжений в простейшем случае сводится к измерению смещения дебаев-
645
ской линии Dq. При норм. напряжениях 0 смещение Dq связано с а выражением: s=Ectgq•Dq/m, где Е — Юнга модуль, m — Пуассона коэффициент (см. Модули упругости).
Микронапряжения, как и измельчение блоков мозаики, приводят к уширению дебаевских линий. Если уширение обусловлено только микронапряжениями, то ср. их величина (для кристаллов кубич. сингонии): Da/a=b/4ctgq.
Фазовый анализ. Р. м. позволяет производить качеств. и количеств. фазовый анализ гетерогенных смесей. Каждая фаза данного в-ва даёт на рентгенограмме характерное отражение, что позволяет осуществлять качеств. фазовый анализ. В количеств. фазовом анализе по отношению интенсивностей отражений определяемой фазы и эталона, находящихся в смеси, определяют концентрацию фазы.
Фазовые превращения. Р. м. применяют для исследования изменений в пресыщенном тв. растворе, обусловленных его распадом (старением) и, следовательно, возникновением новых фаз и (или) исчезновением старых. Распад тв. растворов сопровождается изменением их физ. и механич. св-в. Температурно-временная зависимость концентрации фаз даёт возможность изучать кинетику процессов и научно выбирать режимы термообработок, определять энергию активации процесса и т. д.
Определение типа тв. раствора и границы растворимости. Для установления типа тв. раствора в Р. м. определяют кол-во n атомов в элем. ячейке раствора, используя рентгенографич. данные о её объёме Q и значении плотности раствора r:n=(Qr/A)•1,66•10-24, где А — ср. взвешенная ат. масса. Сопоставляя n с числом атомов в элем. ячейке растворителя N, определяют тип раствора (при n=N — раствор замещения, при n>N — раствор внедрения, при n<N — раствор вычитания) .
Для установления границы растворимости в тв. состоянии в Р. м. анализируют изменения периодов крист. решётки при повышении концентрации раствора. Концентрация, при к-рой период решётки (для двух компонентных растворов) перестаёт меняться при дальнейшем изменении состава, определяет предельную растворимость для данной темп-ры. По найденным значениям предельной растворимости для разл. темп-р строят границу растворимости.
Исследование ближнего и дальнего порядка. В тв. растворах атомы компонентов распределены, как правило, не хаотично, а с нек-рой корреляцией (см. Дальний и ближний порядок). Когда корреляция существует только в ближайших координац. сферах, возникает либо ближнее упорядочение
(напр., в сплавах Fe—Si и Fe—Al), либо ближнее расслоение (в Cr—Mo и Si—Ge). Рентгенографически это можно обнаружить по появлению дополнит. диффузного фона. С помощью Р. м. установлено, что при понижении темп-ры в тв. растворах с ближним расслоением происходит распад на два твёрдых раствора (напр., Al—Zn), а в растворах с ближним упорядочением при этом возникает дальний порядок (напр., Fe3Al).
Рентгенографич. исследование тепловых колебаний. Для исследования используют рентгенографич. методику измерения диффузного рассеяния рентг. лучей, вызванного тепловыми колебаниями на монокристаллах. Эти измерения позволяют получить дисперсионные кривые n=f(k) (где n — частота, a k — волновой вектор упругих волн в кристалле) по разл. направлениям. Знание дисперсионных кривых даёт возможность определить упругие константы кристалла, вычислить константы межатомного вз-ствия и рассчитать фононный спектр кристалла.
Исследование радиац. повреждений. Р. м. позволяет установить изменения структуры кристаллич. тел под действием проникающей радиации (напр., изменение периодов решётки, возникновение диффузных максимумов), а также исследовать структуру радиоактивных в-в. Дефекты в достаточно крупных и почти совершенных монокристаллах исследуют методами рентг. топографии.
• Уманский Я. С., Рентгенография металлов и полупроводников, М., 1969; его же, Рентгенография металлов, М., 1967; Иверонова В. И., Р е в к е в и ч Г. П., Теория рассеяния рентгеновских лучей, М., 1972; Хачатурян А. Г., Теория фазовых превращений и структура твёрдых растворов, М., 1974; Кривоглаз М. А., Применение рассеяния рентгеновских лучей и тепловых нейтронов для исследования несовершенств в кристаллах, К., 1974; Конобеевский С. Т., Действие облучения на материалы, М., 1967; Уманский Я. С., Чириков Н. В., Диффузия и образование фаз, М., 1974; Warren В. Е., X-ray diffraction, Reading (Mass.), 1964; S с h u l z e G. R., Metallphysik, 2 Aufl., В., 1974.
Я. С. Уманский, Н. В. Чириков.
РЕНТГЕНОЛЮМИНЕСЦЕНЦИЯ, люминесценция, возбуждаемая рентгеновским и g-излучениями частный случай радиолюминесценции. Наиб. важное применение Р. (первое технич. применение люминесценции вообще) — получение изображений на рентг. экранах.
РЕНТГЕНОСТРУКТУРНЫЙ АНАЛИЗ, см. Рентгеновский структурный анализ.
РЕНТГЕН-ЭКВИВАЛЕНТ физический (РЭФ), см. ФЭР.
РЕОЛОГИЯ (от греч. rheos — течение, поток и logos — слово, учение), наука о деформациях и текучести в-ва. В Р. рассматривают процессы, связанные с необратимыми остаточными деформациями и течением разнообразных вязких и пластич. материалов (неньютоновских жидкостей, дисперсных
систем и др.), а также явления релаксации напряжений, упругого последействия и т. д. Р. тесно переплетается с гидромеханикой, теориями упругости, пластичности и ползучести. В основу Р. легли законы И. Ньютона о сопротивлении движению вязкой жидкости и Навье — Стокса уравнения движения несжимаемой вязкой жидкости.
С проблемами Р. приходится встречаться при разработке технологии разнообразных производств. процессов, при проектных работах и конструкторских расчётах, относящихся к самым разл. материалам: металлам (особенно при высоких темп-рах), композиц. материалам, полимерным системам, нефтепродуктам, глинам и др. грунтам, горным породам, строит. материалам (бетонам, силикатам и др.), пищевым продуктам и т. д.
В Р. существует неск. подразделов. Теор. Р. (феноменологич. Р., или макрореология) может рассматриваться как часть механики сплошных сред, она занимает промежуточное положение между гидромеханикой и теорией упругости, пластичности и ползучести. В Р. устанавливают зависимости между механич. напряжениями и деформациями, а также исследуют их изменения во времени. При обычных в механике сплошных сред допущениях об однородности и сплошности материала в теор. Р. решают разные краевые задачи деформирования и течения твёрдых, жидких и иных тел. Осн. внимание обращается на сложное реологич. поведение в-ва, напр. когда одновременно проявляются вязкие и упругие св-ва или вязкие и пластические. Общее реологич ур-ние состояния в-в пока не установлено, имеются ур-ния лишь для отд. частных случаев. Для описания реологич. поведения материалов пользуются механич. моделями, для к-рых составляют дифференц. уравнения, куда входят разл. комбинации упругих и вязких хар-к. Реологич. моделями пользуются при изучении механич. св-в полимеров, внутр. трения в тв. телах и др. св-в реальных тел.
Эксперим. Р. (реометрия) определяет различные реологич. св-ва в-в с помощью спец. приборов и испытат. машин.
Микрореология исследует деформации и течение в микрообъёмах, напр. в объёмах, соизмеримых с размерами ч-ц дисперсной фазы в дисперсных системах или с размерами атомов и молекул.
Биореология исследует течение разнообразных биол. жидкостей (напр., крови, синовиальной и плевральной жидкостей), деформации разл. тканей (мышц, костей, кровеносных сосудов) у человека и животных.
• Р е й н е р М., Реология, пер. с англ., М., 1965; Воларович М. П., Малинин Н. И., Исследования в области феноменологической реологии, «Инженерно-физический журнал», 1969, т. 16, №2; Виноградов Г. В., Мал-
646
кин А. Я., Реология полимеров, М., 1977; Б и б и к Е. Е., Реология дисперсных систем, Л., 1981. Я. И. Малинин.
РЕОМЮРА ШКАЛА, температурная шкала, предложенная в 1730 франц. учёным Р. А. Реомюром (R. A. Reaumur). Единицей Р. ш. явл. градус Реомюра (°R), равный 1/80 части температурного интервала между точками таяния льда (0°R) и кипения воды (80°R): i°R=l,25°C. P. ш. практически вышла из употребления.
РЕПЛИКА (от лат. replico — отражаю, повторяю), 1) в оптике — копия с дифракционной решётки, получаемая изготовлением отпечатка решётки на желатине или спец. пластмассе; 2) в электронной микроскопии — копия-отпечаток (в виде тонкой плёнки углерода, коллодия и др.) поверхности исследуемого объекта, к-рую рассматривают в электронном микроскопе вместо самого объекта.
РЕФРАКТОМЕТРИЯ (от лат. refractus — преломлённый и греч. metreo— измеряю), раздел оптич. техники, посвящённый методам и средствам измерения показателя преломления га твёрдых, жидких и газообразных сред в разл. участках спектра оптического излучения.
Осн. методами Р. являются: 1) методы прямого измерения углов преломления света при прохождении им границы раздела двух сред; 2) методы, основанные на явлении полного внутреннего отражения (ПВО) света; 3) интерференц. методы (см. Интерференция света).
Для измерения n по углу преломления образцу из исследуемого материала придают форму призмы с преломляющим углом а и определяют n, добиваясь поворотом призмы миним. угла отклонения луча б (рис. 1, а), что имеет место при равенстве углов входа луча в призму i1 и выхода из неё i2. При этом n определяют по формуле n=sin[(a+d)/2]/sin(a/2).
Для определения этим методом n жидкости её заливают в тонкостенную
Рис. 1. Измерение n по углу преломления.
призматич. кювету или в призматич. выемку в материале с известным показателем преломления N (рис. 1,б). При a=90° и g1=g2=45° величина n жидкости связана с измеряемым углом выхода b соотношением n=
=1Ö((N2+sinbÖ(N2-sin2b)). Точность определения n этим методом ~10-5, а минимально измеряемые разности га двух в-в ~10-7.
При использовании для измерения n явления ПВО образец измеряемого материала приводится в оптический контакт с эталонной призмой из материала с высоким и заранее точно известным показателем преломления N (рис. 2). Свет может направляться как со стороны образца, так и со стороны призмы. В обоих случаях в определённом и очень узком интервале углов падения пучка лучей на границу раздела образца и призмы в поле зрения наблюдат. зрительной трубы появится граница, разделяющая тёмный и светлый участки поля и соответствующая предельному, или критическому, углу падения луча. 1 — 1', 2—2'— ход лучей при освещении со стороны исследуемого образца. 1—1'-предельный луч, соответствующий углу j1пво в материале призмы; 3—3', 4—4', 5—5'— ход лучей при освещении со стороны призмы; 4—4' — предельный луч, при падении к-рого под углом j2пво на границу раздела призмы и образца происходит ПВО.
Рис. 2. Измерение n с использованием явления ПВО.
А и В — схематич. изображения поля зрения наблюдательной трубы. n связан с измеряемым углом b между направлением предельного угла и нормалью к грани призмы формулой:
n=sinaÖ( N2-sinb)±cosasinb, где a — преломляющий угол призмы. Точность метода, использующего ПВО, -10-5.
В интерференц. методах разность Dn сравниваемых сред определяют по числу порядков интерференции лучей, прошедших через эти среды. На рис. 3 дана схема, поясняющая
Рис. 3. Принцип действия интерференц. рефрактометра.
Две части светового луча, проходя через кюветы длиной l, заполненные в-вами с различными n, приобретают разность хода и, сведённые вместе, дают на экране интерференц. картину (схематически показана справа). Разность Dn=m2-n1=kl/2, где l — длина волны света. Точность этих методов достигает 10-7—10-8. Их применяют, напр., при измерениях n газов и разбавленных растворов.
Приборы для определения га методами Р. наз. рефрактометрами.
Р. нашла широкое применение в физ. химии для определения состава и структуры в-ва, а также для контроля кач-ва и состава разл. продуктов в хим., фармацевтич., пищ. и др. отраслях пром-сти. Знание градиентов n позволяет производить расчёт градиентов плотности и концентрации. Методы Р. используют при проверке однородности тв. образцов и жидкостей в аэро- и гидродинамич. исследованиях. Особую роль играет Р. в оптич. пром-сти, т. к. n и дисперсия стекла и др. оптич. материалов явл. их важнейшими хар-ками.
• Шишловский А. А., Прикладная физическая оптика, М., 1961; Иоффе Б. В., Рефрактометрические методы химии, 2 изд., Л., 1974.
М.В. Лейкин.
РЕФРАКТОМЕТРЫ, приборы для измерения показателей преломления в-в (твёрдых, жидких и газообразных). О принципах их работы см. Рефрактометрия.
РЕФРАКЦИЯ ВОЛН, см. Преломление волн.
РЕФРАКЦИЯ ЗВУКА (от позднелат. refractio — преломление), искривление звук. лучей в неоднородной среде (атмосфера, океан), скорость звука в к-рой зависит от координат. Звук. лучи загибаются всегда в сторону слоя с меньшей скоростью звука, и рефракция выражена тем сильнее, чем больше градиент скорости звука.
Р. з. в атмосфере обусловлена пространств. изменениями темп-ры воздуха, скорости и направления ветра. С высотой темп-ра обычно понижается (до высот 15—20 км) и скорость звука уменьшается, поэтому лучи от источника звука, находящегося вблизи земной поверхности, загибаются кверху и звук, начиная с нек-рого расстояния, перестаёт быть слышен (рис. 1, а). Если же темп-ра воздуха с высотой увеличивается (температурная инверсия, часто возникающая ночью), то лучи загибаются книзу и звук распространяется на большие расстояния (рис. 1, б).
Рис. 1. а — ход звук. лучей при убывании темп-ры с высотой; б — ход звук. лучей при возрастании темп-ры с высотой.
При распространении звука против ветра лучи загибаются кверху, а при распространении по ветру — к земной поверхности, что существенно улучшает слышимость звука во втором случае (рис. 2). Р. з. в верх. слоях атмосферы может привести к образованию зон молчания и зон аномальной слышимости.
Р. з. в океане связана с пространств. изменениями темп-ры, солёности
647
Рис. 2. Влияние ветра на ход звук. лучей.
и гидростатич. давления. Она обуславливает образование подводного звук. канала, зон тени, фокусировку звука и ряд др. особенностей распространения звука (см. Гидроакустика). • Красильников В. А., Звуковые и ультразвуковые волны в воздухе, воде и твердых телах, 3 изд., М., 1960, гл. 6, § 3, гл. 7.
РЕФРАКЦИЯ МОЛЕКУЛЯРНАЯ (R), связывает электронную поляризуемость aэл в-ва (см. Поляризуемость атомов, ионов и молекул) с его преломления показателем п. В пределах применимости выражений для Р. м. она, характеризуя, как и n, способность в-ва преломлять свет, отличается от га тем, что практически не зависит от плотности, темп-ры и агрегатного состояния в-ва. Осн. ф-ла для Р. м. имеет вид
где М — молекулярная масса в-ва, r—его плотность, NA— Авогадро постоянная. Ф-ла (*) явл. эквивалентом Лоренц — Лоренца формулы (с теми же ограничениями на применимость), но во мн. случаях более удобна для практич. приложений. Часто Р. м. можно представить как сумму «рефракций» атомов или групп атомов, составляющих молекулу сложного в-ва, или их связей в такой молекуле. Напр., Р. м. предельного углеводорода CkH2k+2 равна kRC+(2k+2)RH. Это важное св-во Р. м.— аддитивность — позволяет успешно применять рефрактометрич. методы для исследования структуры соединений, определения дипольных моментов молекул, изучения водородных связей, определения состава смесей и для др. физ.-хим. задач.
• Волькенштейн М. В., Молекулы и их строение, М.—П., 1955; Иоффе Б. В., Рефрактометрические методы химии, 2 изд., Л., 1974. См. также лит. при ст. Лоренц — Лоренца формула.
В. А. Зубков.
РЕФРАКЦИЯ СВЕТА, в широком смысле — то же, что преломление свеma, т. е. изменение направления световых лучей при изменении показателя преломления n среды, через к-рую эти лучи проходят. Чаще термином «Р. с.» пользуются при описании распространения оптич. излучения в средах с плавно меняющимся n от точки к точке (траектории лучей света в таких средах — плавно искривляющиеся линии), а термином «преломление» чаще называют резкое изменение направления лучей на границе раздела двух однородных сред с разными п. В атмосферной оптике, очковой оптике и оптике глаза традиционно используют именно термин «рефракция».
РЕЧЬ в акустике, последовательность звуков речи, произносимых, как правило, слитно, с паузами только после отд. слов или групп звуков. Слитность произношения звуков Р., вследствие непрерывности движений артикуляц. органов Р., вызывает взаимное влияние смежных звуков друг на друга. Артикуляц. органы имеют неодинаковые размеры у разных людей, и каждому человеку свойственна своя манера произнесения звуков Р., поэтому звуки Р. каждого человека имеют индивидуальный характер. Но при всём их многообразии они явл. физ. реализациями (произнесением) небольшого числа фонем (наименьшая звук. единица данного языка, существующая в Р. в целом ряде конкретных звуков). В русской Р. их насчитывается 41:6 гласных («а», «о», «у», «э», «и», «ы»), 3 твёрдых согласных («ш», «ж», «ц»), 2 мягких («ч», «и») и 15 в твёрдом и мягком видах; звуки Р. «я», «ю», «е», «ё» относятся к составным («йа», «йу», «йэ», «йо»).
Звуки Р. неодинаково информативны. Так, гласные звуки содержат малую информацию о смысле Р., а согласные наиболее информативны. Напр., в слове «посылка»: последовательность «о.ы.а» ничего не говорит, а — «п.с.лк.» даёт почти однозначный ответ о смысле слова. Точность передачи Р. (напр., в системах связи) оценивают с помощью артикуляц. метода: передают набор элементов Р. (напр., слов или слогов), отражающий состав звуков Р. данного языка, и определяют относит. кол-во принятых элементов. Разборчивость Р. при этом в значит. мере определяется разборчивостью глухих согласных.
Импульсы потока воздуха, создаваемые голосовыми связками при произнесении звонких звуков Р., с достаточной точностью могут считаться периодическими. Соответствующий период колебаний наз. периодом осн. тона голоса, а обратная величина — частотой осн. тона (она лежит обычно в пределах от 70 до 450 Гц). При произнесении звуков Р. частота осн. тона изменяется. Это изменение наз. интонацией. У каждого человека свой диапазон изменения осн. тона (обычно немного более октавы) и своя интонация. Последняя имеет большое значение для узнаваемости голоса. Импульсы осн. тона имеют пилообразную форму, и поэтому при их периодич. повторении получается дискретный спектр с большим числом обертонов, или гармоник. При произнесении взрывных и щелевых звуков Р. поток воздуха проталкивается через узкие участки (щели) речевого тракта, поэтому образуются завихрения, создающие шумы с широкополосным сплошным спектром. Т. о., при произнесении Р. через речевой тракт проходит сигнал с тональным или шумовым, или с тем и др. спектром.
Речевой тракт представляет собой сложный акустич. фильтр с рядом резонансных полостей, создаваемых артикуляц. органами Р., поэтому выходной сигнал, т. е. произносимая Р., имеет спектр с огибающей сложной волнообразной формы (рис.).
Спектр. огибающая фонемы «з»: 1—4 — форманты, 5,6 — антиформанты.
Максимумы концентрации энергии в спектре звука Р. наз. формантами, а резкие провалы — антиформантами. В речевом тракте для каждого звука Р. есть свои резонансы и антирезонансы, поэтому спектр. огибающие этого звука имеют индивидуальную форму. Для большинства гласных звуков Р. характерно своё расположение формант и соотношение их уровней; для согласных важен также ход изменения формант во времени (формантные переходы).
Звонкие звуки Р., особенно гласные, имеют высокий уровень интенсивности, глухие — самый низкий. Поэтому при произнесении Р. громкость её непрерывно изменяется, особенно резко при произнесении взрывных звуков. Диапазон уровней Р. находится в пределах 35—45 дБ. Гласные звуки Р. имеют длительность в среднем ок. 0,15 с, согласные — ок. 0,08 с, звук «п» — ок. 0,03 с.
Образование звуков Р. происходит в результате подачи команд в виде электрич. биосигналов мышцам артикуляц. органов Р. от речевого центра мозга. Этих сигналов не более 10, при этом они изменяются медленно (в темпе смены звуков Р., т. е. от 5 до 20 звуков в с), поэтому общий поток этих сигналов составляет до 100 информац. единиц (бит/с), тогда как весь речевой сигнал имеет поток в 1000 раз больше. Объясняется это тем, что речевой сигнал представляет собой своего рода модулир. широкополосную несущую (см. Модуляция колебаний). Вся информация заключается в спектр. модуляции (в изменении формы огибающих спектра и уровня Р.), а в самой несущей информация о смысле Р. содержится только в интонации.
Осн. назначение Р.— передача информации от человека к человеку как при их непосредств. общении, так и с помощью средств связи. Т. к. для передачи натуральной Р. требуется пропускная способность тракта связи ок. 50000—70000 бит/с, то с целью её экономии и соответственно увеличения кол-ва возможных переговоров
648
стремятся сжимать поток речевого сигнала на передающем конце тракта с последующим его расширением на приёмном конце. Напр., ослабляя уровень громких звуков Р., уменьшают разность уровней между громкими и слабыми звуками (сжимают динамич. диапазон). Также можно сжимать частотный диапазон речевого сигнала. Наконец, можно исключать из Р. участки сигнала, не несущие информации (средние участки длит. звуков), т. е. компрессировать Р. во времени. На приёмном конце соответственно восстанавливают диапазоны и заполняют исключённые участки звуков. Если отделить модулирующий сигнал от несущей, то потребуется ещё меньшая пропускная способность тракта связи для передачи Р. Подобную задачу в системах связи решают т. н. вокодеры.
В совр. исследованиях по общению человека с машиной решаются две проблемы: автоматич. управление машинами и процессами с помощью Р. (устный ввод в ЭВМ, автоматич. пишущая машинка и т. п.) и синтез Р. по разл. кодовым сигналам (устный вывод из ЭВМ, говорящие машины для чтения текста слепым и т. п.).
Исследования механизмов слухового и фонетич. анализа Р. относятся к акустике, психоакустике и фонетике.
• Фант Г., Акустическая теория речеобразования, пер. с англ., М., 1964; Физиология речи. Восприятие речи человеком, Л., 1976; Фланаган Дж. Л., Анализ, синтез и восприятие речи, пер. с англ., М., 1968; Сапожков М. А., Речевой сигнал в кибернетике и связи, М., 1963.
М. Л. Сапожков.
РИГИ — ЛЕДЮКА ЭФФЕКТ (термомагнитный эффект), состоит в том, что в проводнике с перепадом темп-ры, помещённом в пост. магн. поле Н, перпендикулярное тепловому потоку, возникает вторичная разность темп-р в направлении, перпендикулярном первичному тепловому потоку и полю Н. Открыт почти одновременно в 1887 итал. физиком А. Риги (A. Righi) и франц. физиком С. Ледюком (S. Leduc). Обусловлен, как и др. термогальваномагнитные явления, искривлением траектории носителей тока в магн. поле. Количеств. хар-кой Р.— Л. э. явл. коэфф. Риги — Ледюка
ARL=дT/дy/HдT/дх. Здесь дТ/дх — нач. градиент темп-ры, дТ/ду — градиент темп-ры, возникающий при приложении поля Н. Согласно простейшим представлениям, A^i=etlm*c, где t— время свободного пробега носителей, е — их заряд, m* — эффективная масса. Знак АRL зависит от типа носителей: для эл-нов ARL<0, для дырок ARL>0. Существует приближённое соотношение между ARL, константой Холла R (см. Холла эффект) и удельной электропроводностью s:ARL=sR.
0 См. лит. при ст. Термогальваномагнитные явления.
М. И. Каганов.
РИДБЕРГ (Ry), внесистемная ед. энергии, применяемая в ат. физике и оптике. Названа в честь швед. физика И. Р. Ридберга (J. R. Rydberg). 1 Р. = 13,60 эВ, т. е. энергии ионизации атома водорода (см. Атом). 1Р.=2,1796•10-11 эрг=1/2 ед. энергии в Хартри системе единиц.
РИДБЕРГА ПОСТОЯННАЯ (R), фундаментальная физическая константа, входящая в выражения для уровней энергии и частот излучения атомов (см. Спектральные серии); введена швед. физиком Й. Р. Ридбергом (1890). Если принять, что масса ядра атома бесконечно велика по сравнению с массой эл-на (ядро неподвижно), то, согласно квантовомеханич. расчёту, R¥,=2p2me4/ch3=10973731,77 ± 0,83 м-1 (на 1980), где e и m — заряд и масса эл-на, R¥hс=13,605804(36) эВ. При учёте движения ядра масса эл-на заменяется приведённой массой эл-на и ядра, тогда Ri=R¥/(1+m/Mi), где Mi — масса ядра.
РОЖДЕНИЕ ПАРЫ частица-античастица, один из видов взаимопревращения элем. ч-ц, в к-ром в результате эл.-магн. или к.-л. др. вз-ствия одновременно возникают ч-ца и античастица. Возможность Р. п. (как и аннигиляция пары) предсказывалась как следствие релятив. Дирака уравнения. В 1933 франц. физики И. и Ф. Жолио-Кюри с помощью камеры Вильсона, помещённой в магн. поле, наблюдали рождение электрон-позитронных пар g-квантами от радиоактивного источника.
Согласно законам сохранения энергии-импульса, Р. п. одиночным фотоном невозможно. Процессы Р. п. фотоном происходят в кулоновском поле (на рис. помечено крестиком) ядра и ат. эл-нов при энергии фотона ξg , превышающей удвоенную энергию
покоя ч-цы, и при ξg , большей 10— 30 МэВ (в зависимости от в-ва), являются гл. механизмом потери энергии g-квантов при их прохождении через в-во (см. рис. в ст. Гамма-излучение). Возможен также процесс Р. п. виртуальным фотоном g* (см. Виртуальные частицы), образованным в процессе столкновения или распада ч-ц. Такой механизм Р. п. наз. также к о н в е р с и е й ф о т о н а. Если энергия фотона (реального или виртуального) очень велика, то он может породить любую пару частица-античастица, напр. пару мюонов m+m-. Если при эл.-магн. переходе в ядре образование реального фотона запрещено законом сохранения полного момента, то такой переход происходит только за счёт процесса внутр. конверсии g-кванта на ат. эл-не или (при достаточно большой энергии) за счёт конверсии у в электрон-позитронную пару.
В столкновениях ч-ц высоких энергий наблюдается также рождение мюонных пар. В адронных столкновениях Р. п. m+m- связывают с эл.-магн. аннигиляцией кварков и антикварков, входящих в состав адронов, или с процессами конверсии фотонов тормозного излучения, образованных при столкновениях кварков с кварками или глюонами. Поэтому процессы Р. п. m+m- и е+е- с большими поперечными (по отношению к оси соударения) импульсами анализируют в рамках квантовой хромодинамики и кварк-партонной модели (см. Партоны). В Р. п. m+m-с малыми поперечными импульсами важную роль могут играть эл.-магн. распады адронов (напр., h®g+m++m-, ca®p0+m++m-). Изучение процессов Р. п. (конверсии) в эл.-магн. распадах адронов позволяет получить информацию об эл.-магн. формфакторах адронов. Процессы Р. п. новых тяжёлых ч-ц — с- и b-кварков или t±-лептонов и их последующие лептонные распады явл. источником пар т.н. п р я м ы х л е п т о н о в в адронных столкновениях. В общем случае любой процесс образования пары ч-ц с противоположными лептонными или барионными зарядами можно рассматривать как процесс Р. п. лептонов или кварков, напр. ev~e, ud~.
• Т и н г С., Открытие J-частицы, пер. с англ., «УФН», 1978, т. 125, в. 2.
РОМБИЧЕСКАЯ АНТЕННА, проволочная антенна в виде ромба, стороны к-рого велики по сравнению с длиной волны. К одному из острых углов подключено сопротивление, равное волновому сопротивлению среды (для получения волны тока, близкой к бегущей),
а к другому — линия передачи. Р. а. имеет однолепестковую диаграмму направленности, вытянутую вдоль большой диагонали ромба (см. рис.). Р. а. широкополосна, применяется как приёмная антенна в линиях радиосвязи на коротких волнах.
РОСЫ ТОЧКА, темп-ра (Tт.р.), до к-рой должен охладиться воздух, чтобы находящийся в нём водяной нар достиг состояния насыщения (при данной влажности воздуха и неизм. давлении; рис.). При достижении Р. т. в воздухе или на предметах, с к-рыми он соприкасается, начинается конденсация водяного пара. Р. т.
649
может быть вычислена по значениям темп-ры и влажности воздуха или определена непосредственно конденсац. гигрометром. При относит. влажности воздуха r=100% Р. т. совпадает с темп-рой воздуха (r определяется отношением давления водяного пара
Положение точки росы на диаграмме зависимости давления р насыщения водяного пара от темп-ры T: АВ — кривая насыщения водяного пара; r=CD/BD=pC/pB— относит. влажность воздуха; Pт.р. — точка росы для водяного пара, находящегося в состоянии С (при темп-ре Т и давлении р).
к давлению пара, насыщающего воздух при той же темп-ре). При r<100% Р. т. всегда ниже фактич. темп-ры воздуха. Так, при темп-ре воздуха 15°С и относит. влажности (%) 100, 80, 60, 40 Р. т. оказывается равной 15,0; 11,6; 7,3; 1,5°С.
РОТАТОР [от лат. roto — вращаю(сь)] в физике, механич. система, состоящая из материальной точки массы m, удерживаемой с помощью невесомого жёсткого стержня на пост. расстоянии r от неподвижной в пр-ве точки О — центра Р. (или система таких точек, вращающихся вокруг общей оси с одинаковой частотой). В классич. механике возможное движение для Р.— вращение вокруг точки О. Энергия Р. ξ=М2/2I, где М — его момент кол-ва движения, I — момент инерции.
В квантовой механике состояния Р. характеризуются определ. дискр. значениями квадрата орбит. момента кол-ва движения М2l=ћ2l(l+1) и его проекции Mlz=mћ на ось квантования z, где l=0, 1,2,.. .— орбит. квантовое число, m=l, l-1,. . ., — l — магнитное квантовое число. Возможные значения энергии Р. равны: ξ=ћ2l(l+1)/2I. Р. играет большую роль как идеализир. модель при описании вращат. движения молекул и ядер. Так, энергетич. состояния вращения молекулы как целого (ротац., или вращат., спектр) описываются ф-лой для энергии квант. Р.
РОТАЦИОННЫЕ СПЕКТРЫ, то же, что вращательные спектры.
РОТОН, квазичастица, соответствующая элементарному возбуждению в сверхтекучем гелии с импульсом p = p0~=1,9•108 ћ и энергией:
ξ=D+(p-p0)2/2m.
Для 4Не D=8,6 К, m=0,16 m, где т — масса атома 4Не. Р. и фононы соответствуют разным участкам единого дисперсии закона (см. рис.).
Р. проявляются при темп-ре Т > 0,6К и обусловливают экспоненциально зависящие от температуры слагаемые теплоёмкости, энтропии норм. плотности и др. Кинетич. свойства сверхтекучего 4Не (вязкость, поглощение звука и т. д.) объясняются столкновениями и взаимными превращениями Р. и фононов (см. Сверхтекучесть, Квантовая жидкость, Гелий жидкий).
РОША ПРЕДЕЛ [по имени франц. астронома Э. Роша (Е. Roche)], предельная эквипотенц. поверхность, определяющая наибольшие возможные размеры компонентов тесной двойной звёздной системы (пары) при сохранении системой устойчивости. Тесными двойными наз. звёздные системы, у к-рых расстояние между компонентами сравнимо с суммой радиусов звёзд и между звёздами возможен обмен массой. Для тесных систем становятся существенными приливные гравитац. эффекты и центробежные силы. В системе координат, вращающейся вместе с линией, соединяющей звёзды, поверхности равного потенциала наз. поверхностями Роша (потенциал здесь включает как гравитац., так и центробежные силы). Внутр. поверхности Роша мало отличаются от сфер, охватывающих каждую звезду отдельно.
Тесные двойные звёзды: а — разделённые; б - полуразделённые; в — контактные.
Сплошная линия — предельная поверхность Роша; штриховые линии — внеш. и внутр. поверхности Роша; заштрихованы объёмы, занимаемые звёздами.
Предельной поверхностью Роша (Р. п.) наз. пара поверхностей, соприкасающихся между собой в одной точке (внутр. точка Лагранжа) и напоминающих в совокупности песочные часы (рис.). Положение внутр. точки Лагранжа зависит от отношения масс звёзд, она ближе к менее массивной звезде. Затраты энергии на переход ч-ц из окрестности одной звезды через внутр. точку Лагранжа внутрь предельной поверхности Роша 2-й звезды меньше, чем при переходах к.-л. др. путём. Поэтому в тесной двойной системе, в к-рой одна звезда заполняет предел Роша, происходит перетекание в-ва от одной звезды к другой. Если 2-я звезда системы явл. нейтронной, то из-за происходящей
на неё аккреции в-ва она может быть рентг. пульсаром.
• Мартынов Д. Я., Курс общей астрофизики, 2 изд., М., 1971; Курс астрофизики и звездной астрономии, т. 2, М., 1962.
РУБИН, кристалл корунда Аl2О3, в к-ром часть (от сотых долей до 2%) атомов А1 заменена парамагн. атомами Cr3+ (см. Изоморфизм). Точечная группа симметрии 3 т, Тпл=2020—2040°С, плотность 3,92 г/см3, твёрдость по шкале Мооса 9. Обладает оптич. анизотропией (двойное лучепреломление, для l=58,9 нм n0=1,768, nе=1,760), а также анизотропией тепловых, механич. и др. св-в. Р. применяется как лазерный материал (см. Твердотельные лазеры). Из Р. делают опорные камни для часов, хронометров, нитеводителей для текстильной и химической промышленности и др.
РУПОР (голл. гоерег, от roepen — кричать), расширяющаяся труба, обычно круглого или прямоугольного сечения. Р., приставленный к излучателю звука, концентрирует звук. энергию в направлении своей оси в пределах нек-рого телесного угла и увеличивает мощность излучения благодаря улучшению условий согласования излучателя с окружающей средой. Применяется в рупорных громкоговорителях и в мегафонах.
РУПОРНАЯ АНТЕННА, антенна в виде отрезка радиоволновода, расширяющегося к открытому концу. Форма раскрыва рупора выбирается в соответствии с требуемой диаграммой направленности (рис.). Согласование Р. а. с открытым пр-вом определяется размером раскрыва, формой и длиной рупора.
РЫЧАГ, простейший механизм, позволяющий меньшей силой уравновесить большую; представляет собой тв. тело, вращающееся вокруг неподвижной опоры. Основное св-во Р. (любой формы) выражается равенством Ph1=Qh2 (.рис.), где Р и Q — приложенные силы, h1 и h2 — расстояния по перпендикулярам, опущенным из точки опоры Р. на линии действия сил (плечи сил). Если опора располагается между точками приложения сил, то это Р. 1-го рода (рис., о). Если же обе силы приложены с одной стороны опоры, то это Р. 2-го рода (рис., б). Для равновесия Р. 1-го рода силы должны быть направлены в одну сторону, а для равновесия Р. 2-го рода — в разные
650
стороны. Теория равновесия Р. под действием сил тяжести была дана Архимедом, а общее условие равновесия франц. учёным Р. П. Вариньоном в 1687. Часто Р. используют в кач-ве простейшего подъёмного приспособления.
РЭЛЕЕВСКОЕ РАССЕЯНИЕ, когерентное рассеяние света на оптич. неоднородностях, размеры к-рых значительно меньше длины волны возбуждающего света. В отличие от флуоресценции, происходящей с частотами собств. колебаний эл-нов, возбуждённых световой волной, Р. р. происходит с частотами колебаний возбуждающего света.
РЭЛЕЯ ВОЛНЫ, упругие волна, распространяющиеся в тв. теле вдоль его свободной границы и затухающие с глубиной. Их существование было предсказано англ. физиком Дж. У. Рэлеем (J. W. Rayleigh) в 1885. Примеры Р. в.— волны на земной поверхности, возникающие при землетрясениях; УЗ волны, применяемые для контроля поверхностного слоя разл. деталей и образцов материалов. Толщина слоя локализации Р. в. составляет (1 — 2) длины волны l. На глубине l плотность энергии в волне и 0,05 плотности у поверхности. Движение ч-ц в Р. в. происходит по эллипсам, большая полуось к-рых перпендикулярна поверхности тв. тела, а малая — параллельна направлению распространения волны. Фазовая скорость Р. в. меньше фазовых скоростей продольных и сдвиговых волн.
В анизотропных средах структура и св-ва Р. в. зависят от типа анизотропии и направления распространения волн, причём имеются такие среды, напр. кристаллы триклинной сингонии, в которых Р. в. вообще не могут существовать. Иногда под Р. в. понимают поверхностные волны более общего типа, возникающие на границе твёрдого тела с жидкостью и на границе системы твёрдых или жидких слоев с тв. полупространством.
• Викторов И. А., Звуковые поверхностные волны в твердых телах, М., 1981.
РЭЛЕЯ ЗАКОН рассеяния света, гласит, что интенсивность I рассеиваемого средой света обратно пропорц. 4-й степени длины волны l падающего света (I ~l-4) в случае, когда среда состоит из частиц-диэлектриков, размеры к-рых много меньше К. Установлен Дж. У. Рэлеем в 1871. См. Рассеяние света.
РЭЛЕЯ ЗАКОН НАМАГНИЧИВАНИЯ, установленная англ. физиком Дж. У. Рэлеем (1887) зависимость намагниченности J (или магнитной индукции В) ферромагнетиков от напряжённости магн. поля Н в слабых полях (когда напряжённость поля, действующего на образец, много меньше коэрцитивной силы Нс). Р. з. н. может быть выражен след. ф-лами: а) для кривой первого намагничивания J=cобрH ±RH2, где cобр — обратимая магнитная восприимчивость, к-рая характеризует обратимую линейную часть процесса, R — постоянная Рэлея, характеризующая необратимые нелинейные процессы намагничивания; б) для восходящих и нисходящих петель гистерезисе |DJ|=cобр|DH|+R|DH|2/2, где |DJ| и | DH | — абс. величины приращений J и Н. Р. з. н. выполняется не только вблизи размагнич. состояния (J=0, H=0), но и при др. исходных значениях J или В, лишь бы значение Н и его изменение DH были бы малыми по сравнению с Нс. При этом параметры cобр и R меняются. Вблизи размагнич. состояния cобр совпадает с обратимой начальной магн. восприимчивостью cа и обусловлена обратимыми смещениями границ между доменами. При исходных J¹0 и H¹0 значение cобр¹ca но cобр и в этом случае определяется обратимыми процессами смещения доменных границ. Параметр R характеризует необратимые смещения доменных границ.
Область применимости Р. з. н. для различных магн. материалов соответствует значениям H от неск. мЭ (ферриты) до неск. эрстед (перминвары, см. Магнитные материалы).
• В о н с о в с к и й С. В., Магнетизм, М., 1971.
О. В. Росницкий.
РЭЛЕЯ КРИТЕРИЙ, условие, введённое Дж. У. Рэлеем, согласно к-рому изображение двух близлежащих точек можно видеть раздельно, если расстояние между центрами дифракц, пятен каждого из изображений не меньше радиуса первого тёмного дифракц. кольца. Подробнее см. в ст. Разрешающая способность.
РЭЛЕЯ — ДЖИНСА ЗАКОН ИЗЛУЧЕНИЯ, закон распределения энергии в спектре излучения абсолютно чёрного тела в зависимости от темп-ры:
un=(8pn2/c3)kT,
где un — плотность излучения, соответствующая частоте v. P.— Д. з. и. был выведен в 1900 Дж. У. Рэлеем из классич, представлений о равномерном распределении энергии по степеням свободы. В 1905—09 англ. учёный Дж. Джинс (J. Jeans), применив методы классич. статистич. физики к волнам в полости, пришёл к той же ф-ле, что и Рэлей. Р.— Д. з. и. хорошо согласуется с экспериментом лишь для малых v (в длинноволновой области спектра). С ростом v энергия излучения по Р.— Д. з. и. вопреки опыту должна неограниченно расти, достигая чрезвычайно больших значений в далёкой УФ области спектра (т. н. у л ь т р а ф и о л е т о в а я к а т а с т р о ф а). Распределение энергии в спектре абсолютно чёрного тела, справедливое для всего спектра, получается только на основе квант. представлений (см. Планка закон излучения). Р.— Д. з. и. явл. частным случаем закона Планка для малых v; его применяют при рассмотрении достаточно длинноволнового излучения и в тех случаях, когда не требуется высокая точность вычислений.
• П л а н к М., Теория теплового излучения, пер. с нем., Л.— М., 1935; Ш п о л ь с к и й Э. В., Атомная физика, 6 изд., т. 1, М., 1974.