[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 ато icon

[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 ато


Смотрите также:
Методические указания к лабораторному практикуму по физике Кишинев...
Число молекул
В. И. Трухин Предложение включить в Программу государственного экзамена по направлению “Физика”...
Учебник 4-е издание...
Лекция магнитные материалы основные характеристики магнитных материалов...
Опыт отто штерна...
Новая теория микромира позволяет нам представить структуры основных обитателей микромира:...
Программа лекционного курса «строение вещества»...
Десятая новая лекция аксиомы единства...
X международная конференция Импульсные лазеры на переходах атомов и молекул ampl 12-16 сентября...
Молекула – из 1 или нескольких атомов – наименьшая часть вещества...
Молекулярная физика и термодинамика...



страницы:   1   2   3   4   5   6   7   8   9   ...   13

Р


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•scos, где s=M0M1,  — угол между на­правлениями силы и перемещения. Когда <90°, Р. силы положительна, при 180°>90° — отрицательна, а при =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 кгсм=9,81 Дж).



В общем случае для вычисления Р. силы вводится понятие элемен­тарной работы dA=Fdscos, где ds — элем. перемещение,  — 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=Qiqi. (2)

где qiобобщённые координаты, Qi обобщённые силы. Для сил, действу­ющих на тело, имеющее неподвижную ось вращения, dA=Mzd, где Mz сумма моментов сил относительно оси вращения z,  — 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)(Fcos)ds или


A=M0M1(Fxdx + Fydy + Fzdz). (3)

Для потенциальных сил dA=-dП и А= П01, 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. Аi=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 А. 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 А=-A, 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 A=pdV, Р. сил поверхностного натяжения при изменении поверхности системы A=-d ( — коэфф. поверхностного натяжения, d — элемент поверхности); Р. намагничивания системы A=-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=е, где  — 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 вак, в толще в-ва об, а ξF — энергия Ферми, отсчитываемая от энергии неподвижного эл-на в точке вакуума, где потенциал равен вак, то Р. в. (в случае однородной поверхности)

Ф=e(об-вак)-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

вак-об=4PS. где PS — дипольный момент двойного слоя, приходящийся на ед. площади поверхности S>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 вак 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 об — вак, 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.

^ С. Г. Дмитриев, Ш. М. Коган.

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 mz(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 aeit с комплексными (в общем случае) характеристич. пока­зателями i. Р. с. устойчиво, если действит. части всех характеристич. показателей отрицательны (Rei<0); если же имеется хотя бы один i с положительной действительной ча­стью, то Р. с. неустойчиво. Если же часть характеристич. показателей име­ет Rei=0, а для остальных Rei<0, то исследование устойчивости стано­вится более сложным. Для систем с одной степенью свободы (напр., матем. маятник) этих показателей два: 1 и 2. В зависимости от их величины на фазовой плоскости системы воз­можны четыре типа Р. с.: узел (Im1,2=0, Re1Re2>0) — рис. 2, фокус (Im1,20, Re1=Re20) — рис. 1, седло (Im1,2=0, Re1Re2<0) — рис. 3 и центр (Im1,20, Re1=Re2=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=Fk. Система сил, приложенных в одной точке, всегда имеет Р., если R0. Любая другая система сил, приложен­ных к телу, если R0, 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  постоянна, а угол поворота тела =t, и равно­мерное винтовое движение.

^ РАВНОПЕРЕМЕННОЕ ДВИЖЕНИЕ, движение точки, при к-ром её каса­тельное ускорение w (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+wt, s=v0t+wt2/2, где v0 — нач. скорость точки. Когда знаки v и w 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  постоянно, а угловая скорость  и угол поворота тела  равны:=0+t, =0t+et2/2, где 0 — 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=2,38810-6 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"3,44103 угл. минут2,06105 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 r), 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 В0ээ.

Законы теплового излучения (см. Стефана Больцмана закон излуче­ния и Кирхгофа закон излучения) позволяют выражение В0ээ запи­сать в виде Т4r=TT4, где T — излучательная способность (коэфф. черноты) тела,  — Стефана Больц­мана постоянная. Если известна T и измерена Тr (радиац. пирометром), то можно вычислить темп-ру тела Т— = ТrT-1/4. Для теплового излучения

всех тел, кроме чёрного, T<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  и пластичность (у Cu, Аl, Аu, Pt, F, Ni и др. удвоение  наблюдается при концентрации вакансий и междоузлий ~1% от концентрации атомов). В результате ядерных реакций (n, ), (р, ) 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  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 п (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 =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 •ln(ξ/m), где ξ — энергия ч-цы в системе центра инерции, mеё 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.

^ Б. Л. Иоффе.

РАДИАЦИОННЫЕ ПОСТОЯННЫЕ (постоянные излучения), физ. кон­станты с1=2hc2 и c2=hc/k, входя­щие в Планка закон излучения ,T =



где ,T — объёмная плотность излучения с длиной волны К и абс. темп-рой Т. Первая Р. п. c1=3,741832(20)10-16 Втм2, вто­рая Р. п. с2=0,01438786(45) мК.

^ 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 (~3109 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/(см2сср) 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 ξр40 кэВ составляет в максимуме ~106—107 эл-н/(см2сср). 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/(см2сср). 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-, где N(ξ)— число ч-ц с данной энергией ξ, или N(ξ)~e-ξ/ξ0 c характерными значениями 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 -кванта.

^ РАДИОАКТИВАЦИОННЫЙ АНА­ЛИЗ, то же, что активационный ана­лиз.

РАДИОАКТИВНОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ, -частицы, эл-ны, позитроны, анти­нейтрино, нейтрино, -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 -распада большое время жизни ядер обусловлено природой слабого взаимодействия, вызывающего -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 -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 — -, - и -лучей. Резерфорд и англ. физик Ф. Содди указали, что испускание -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 -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 -распада — позитронному + -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 - и -распадов. Для трансурановых эле­ментов наиболее типичны разветвле­ния, связанные с конкуренцией -(реже -)распадов и спонтанного деления. У нейтронодефицитных ядер часто наблюдается конкуренция +-распада и электронного захвата. Для мн. ядер с нечётными Z (число протонов) и чётными А (массовое число) оказываются энергетически возмож­ными два противоположных варианта -распада: -распад и электронный захват или - и +-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 - или --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 (--распад), либо различаться на число, кратное 4 (-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 N0число 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 1,310-9 г 218Ро. По мере распада родоначальника общее содержание промежуточных членов естеств. Р. р. в земной коре мед­ленно уменьшается. Для 237Np T1/2=2,14106 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(it-ikzz), и стоячую волну вдоль оси ох: exp(it)sin(kxx). Здесь kx и kzпроекции волнового вектора k на оси ох и oz, — частота волны. Узлы стоячей волны — плоскости, на к-рых Еу=0, отстоящие друг от друга на рас­стояниях x=n/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. (0). При норм. падении (=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 n определяются числом полу­волн n, укладывающихся между ме­таллич. плоскостями: nn/d (d — расстояние между металлич. плоско­стями). Эти частоты наз. критич. ч а с т о т а м и Р. Нижняя критич. ча­стота кр=c/d соответствует n=1.

Внутри Р. могут распространяться волны только с частотами >кр,



Рис. 2. Формы поперечного сечения некото­рых радиоволноводов.

или <кр~2d. Длина волны в Р. (периодичность поля вдоль оси oz):

=(1-(/кр)2): при <кр >,

при кр . Это означает, что при =кр поле в Р. имеет не волно­вой, а колебат. хар-р. При >кр волна в Р. затухает.

Для длинных волн Р. слишком громоздки. Поэтому они применя­ются только для 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 (x, у), удовлетворяющей ур-нию мембраны с закреплёнными (=0)

или свободными /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 кр соответствует n=1, m=0, если bm=1, если aE 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 n0 и m0, 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 ,

причём дv/д<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 vc 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() из-за потерь в стен­ках показана на рис. 10; при очень больших  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 , 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 510-5 и до 1010 м (частотой (о от 61012 Гц до неск. Гц). В опытах Г. Герца (1888) впервые

Таблица 1.




были получены электромагн. волны с  в неск. десятков см. В 1895—99 А. С. Попов впервые применил эл.-магн. колебания с ~102—2104 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.





Скачать 2.79 Mb.
оставить комментарий
страница1/13
Дата27.09.2011
Размер2.79 Mb.
ТипДокументы, Образовательные материалы
Добавить документ в свой блог или на сайт

страницы:   1   2   3   4   5   6   7   8   9   ...   13
Ваша оценка этого документа будет первой.
Ваша оценка:
Разместите кнопку на своём сайте или блоге:
rudocs.exdat.com

База данных защищена авторским правом ©exdat 2000-2017
При копировании материала укажите ссылку
обратиться к администрации
Анализ
Справочники
Сценарии
Рефераты
Курсовые работы
Авторефераты
Программы
Методички
Документы
Понятия

опубликовать
Документы

Рейтинг@Mail.ru
наверх