Ф
реклама
Ф
ФАЗ ПРАВИЛО
ФАЗА в термодинамике
ФАЗА КОЛЕБАНИЙ
ФАЗОВАЯ ДИАГРАММА
ФАЗОВАЯ МОДУЛЯЦИЯ
ФАЗОВАЯ РЕЛЬЕФОГРАФИЯ
ФАЗОВАЯ СКОРОСТЬ
ФАЗОВОЕ ПРОСТРАНСТВО
ФАЗОВОЕ ПРОСТРАНСТВО в статистической физике
ФАЗОВОЕ РАВНОВЕСИЕ
ФАЗОВЫЙ КОНТРАСТ
ФАЗОВЫЙ ОБЪЕМ
ФАЗОВЫЙ ПЕРЕХОД
ФАЗОВЫЙ ПЕРЕХОД ДИЭЛЕКТРИК — МЕТАЛЛ
ФАЗОМЕТР
ФАЗОН
ФАЗОТРОН
ФАЗЫ РАССЕЯНИЯ
ФАКЕЛЬНЫЙ РАЗРЯД
ФАРАД
ФАРАД НА МЕТР
ФАРАДЕЙ
ФАРАДЕЯ ЗАКОН
ФАРАДЕЯ ЗАКОНЫ электролиза
ФАРАДЕЯ ПОСТОЯННАЯ
ФАРАДЕЯ ЭФФЕКТ
ФАРАДМЕТР
ФАРВИТРОН
ФАРЕНГЕЙТА ШКАЛА
ФЕЙНМАНА ДИАГРАММЫ
ФЕМТО...
ФЕРМА ПРИНЦИП
ФЕРМИ
ФЕРМИ ПОВЕРХНОСТЬ
ФЕРМИ УРОВЕНЬ
ФЕРМИ ЭНЕРГИЯ
ФЕРМИ—БОЗЕ СИММЕТРИЯ
ФЕРМИ-ГАЗ
ФЕРМИ—ДИРАКА РАСПРЕДЕЛЕНИЕ
ФЕРМИ—ДИРАКА СТАТИСТИКА
ФЕРМИ-ЖИДКОСТЬ
ФЕРМИОН
ФЕРМИ-ЧАСТИЦА
ФЕРРИМАГНЕТИЗМ
ФЕРРИМАГНЕТИК
ФЕРРИМАГНИТНЫЙ РЕЗОНАНС
ФЕРРИТЫ
ФЕРРОДИНАМИЧЕСКИЙ ИЗМЕРИТЕЛЬНЫЙ МЕХАНИЗМ
ФЕРРОЗОНД
ФЕРРОМАГНЕТИЗМ
ФЕРРОМАГНЕТИЗМ СЛАБЫЙ
ФЕРРОМАГНЕТИК
ФЕРРОМАГНИТНЫЙ РЕЗОНАНС
ФЕРРОМЕТР
ФЕРРОЭЛЕКТРИКИ
ФИАНИТЫ
ФИЗИКА
ФИЗИОЛОГИЧЕСКАЯ АКУСТИКА
ФИЗИЧЕСКИЙ МАЯТНИК
ФИЗО МЕТОД
ФИЗО ОПЫТ
ФИКА ЗАКОН
ФИЛЬТР АКУСТИЧЕСКИЙ
ФИЛЬТР МАСС
ФИЛЬТРАЦИЯ
ФЛИККЕР-ЭФФЕКТ
ФЛУКТУАЦИИ
ФЛУКТУАЦИИ ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ
ФЛУКТУАЦИОННО-ДИССИПАТИВНАЯ ТЕОРЕМА
ФЛУКТУОН
ФЛУОРЕСЦЕНЦИЯ
ФЛУОРИМЕТР
ФЛУОРОМЕТР
ФЛЮКСМЕТР
ФЛЮОРИТ
ФОКАЛЬНАЯ ПЛОСКОСТЬ
ФОКАЛЬНАЯ ПОВЕРХНОСТЬ
ФОКОН
ФОКУС
ФОКУСИРОВКА ЗВУКА
ФОКУСНОЕ РАССТОЯНИЕ
ФОКУСОН
ФОН
ФОНОН
ФОНОН-ФОНОННОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ
ФОРМФАКТОР
ФОСФЕН
ФОСФОРЕСЦЕНЦИЯ
ФОСФОРОСКОП
ФОТ
ФОТОАКУСТИЧЕСКИЕ ЯВЛЕНИЯ
ФОТОДИОД
ФОТОДИЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ
ФОТОИОНИЗАЦИЯ
ФОТОКАТОД
ФОТОЛЮМИНЕСЦЕНЦИЯ
ФОТОМАГНИТОЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ
ФОТОМЕТР
ФОТОМЕТР ИНТЕГРИРУЮЩИЙ
ФОТОМЕТРИЧЕСКИЕ ВЕЛИЧИНЫ
ФОТОМЕТРИЯ
ФОТОМЕТРИЯ ИМПУЛЬСНАЯ
ФОТОМЕТРИЯ ПЛАМЁННАЯ
ФОТОН
ФОТОННОЕ ЭХО
ФОТОПРИЁМНИКИ
ФОТОПРОВОДИМОСТЬ
ФОТОПЬЕЗОЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ
ФОТОРОЖДЕНИЕ ЧАСТИЦ
ФОТОУПРУГОСТЬ
ФОТОХРОМИЗМ
ФОТОХРОМНЫЕ МАТЕРИАЛЫ
ФОТОЭДС
ФОТОЭЛЕКТРИЧЕСКАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ
ФОТОЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ ЯВЛЕНИЯ
ФОТОЭЛЕКТРОННАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ
ФОТОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЙ УМНОЖИТЕЛЬ
ФОТОЭФФЕКТ
ФОТОЭФФЕКТ ВНЕШНИЙ
ФОТОЭФФЕКТ ВНУТРЕННИЙ
ФОТОЯДЕРНЫЕ РЕАКЦИИ
ФРАНКА — ГЕРЦА ОПЫТ
ФРАНЦА—КЕЛДЫША ЭФФЕКТ
ФРАУНГОФЕРА ДИФРАКЦИЯ
ФРАУНГОФЕРОВЫ ЛИНИИ
ФРЕНЕЛЯ ДИФРАКЦИЯ
ФРЕНЕЛЯ ЗЕРКАЛА
ФРЕНЕЛЯ ЛИНЗА
ФРЕНЕЛЯ УРАВНЕНИЕ
ФРЕНЕЛЯ ФОРМУЛЫ
ФРЕНЕЛЯ ЭЛЛИПСОИД
ФРУДА МАЯТНИК
ФРУДА ЧИСЛО
ФУКО МАЯТНИК
ФУКО МЕТОД
ФУКО ТОКИ
ФУНДАМЕНТАЛЬНАЯ ДЛИНА
ФУНКЦИЯ ПЕРЕДАЧИ МОДУЛЯЦИИ
ФУНКЦИЯ РАСПРЕДЕЛЕНИЯ
ФУНКЦИЯ СОСТОЯНИЯ в термодинамике
ФУНТ
ФУРЬЕ СПЕКТРОМЕТР
ФУРЬЕ СПЕКТРОСКОПИЯ
ФУРЬЕ ЧИСЛО
ФУТ
ФЭР
ФАЗ ПРАВИЛО, см. Гиббса правило фаз.
ФАЗА в термодинамике, термодинамически равновесное состояние в-ва, отличающееся по физ. сввам от др. возможных равновесных состояний (др. фаз) того же в-ва (см. Равновесие
термодинамическое). Иногда неравновесное метастабильное состояние в-ва также наз. фазой
(метастабильной). Переход в-ва из одной Ф. в другую — фазовый переход — связан с качеств.
изменениями св-в в-ва. Напр., газовое, жидкое и крист. состояния (Ф.) в-ва различаются хар-ром
движения структурных ч-ц (атомов, молекул) и наличием или отсутствием упорядоченной структуры
(см. Агрегатные состояния). Различные крист. Ф. могут отличаться друг от друга типом крист.
структуры, электропроводностью, электрич. и магн. св-вами, наличием или отсутствием
сверхпроводимости и т. д. Жидкие Ф. отличаются друг от друга концентрацией компонентов,
наличием или отсутствием сверхтекучести, анизотропией упругих и электрич. св-в (у жидких кристаллов) и т. д. В тв. сплавах Ф. крист. структуры могут отличаться плотностью, модулями
упругости, темп-рой плавления и др. свойствами.
В большинстве случаев Ф. пространственно однородны, однако известен ряд исключений:
смешанное состояние проводников 2-го рода (см. Сверхпроводимость), ферромагнетики в слабых
магн. полях (см. Домены) и др.
• См. лит. при ст. Термодинамика.
ФАЗА КОЛЕБАНИЙ, периодически изменяющийся аргумент ф-ции, описывающей колебат. или
волн. процесс. В гармонич. колебании
u(х,t)=Acos(t+0),
где t+0=- Ф. к., А — амплитуда, — круговая частота, t — время, 0 — начальная
(фиксированная) Ф. к. (в момент времени t=0, =0). В случае бегущей волны 0=kx+~0, где k —
волн. число. Ф. к. определяется с точностью до произвольного слагаемого, кратного 2л. Термин «Ф.
к.», строго говоря, относится только к периодич. колебаниям, но его применяют также и к др.
процессам. В случае квазипериодич. волн. процесса выделение амплитуды и фазы возможно лишь
при условии медленности изменений амплитуды в масштабе пространственного или временного
периода колебаний, т. е. когда
(где Т — период колебания, — длина волны).
• См. лит. при ст. Колебания, Волны.
М. А. Миллер.
ФАЗОВАЯ ДИАГРАММА, см. Диаграмма состояния.
ФАЗОВАЯ МОДУЛЯЦИЯ,
вид модуляции колебаний, при к-ром передаваемый сигнал
управляет фазой несущего ВЧ колебания. Если модулирующий сигнал синусоидальный, то спектр и
форма сигналов в случае Ф. м. и частотной модуляции совпадают. Различия обнаруживаются при
более сложных формах модулирующего сигнала. Ф. м. применяется гл. обр. как промежуточное
преобразование в частотную модуляцию с высокой стабильностью несущей частоты.
ФАЗОВАЯ РЕЛЬЕФОГРАФИЯ, способ записи и воспроизведения оптич. информации,
получивший распространение в телевидении. Носителями информации в Ф. р. служат прозрачные (за
редкими исключениями) масляные, термопластич. или гелеобразные тонкие слои. Такой
запоминающий слой входит в состав многослойной (обычно двух- или трёхслойной) структуры. В
двухслойной структуре запоминающий слой представляет собой дисперсную систему, состоящую из
фотополупроводникового материала (см. Фотопроводимость) и полимерного связующего, к-рый
наносится на тонкий слой электропроводящего материала. В трёхслойной структуре диэлектрич. запоминающий слой наносится на слой фотополупроводника, в свою очередь граничащего с
проводящим слоем. Все эти слои чаще всего прозрачны: запись информации и её воспроизведение
осуществляются на просвет; хотя существуют структуры, в к-рых свет отражается либо от
зеркального проводника-подложки, либо от непрозрачной поверхности запоминающего фотопо798
лупроводникового слоя. Равномерно заряженная запоминающая поверхность и заземлённый
проводник-подложка явл. своеобразным конденсатором.
При записи оптич. информации в двухслойной структуре воздействие светового сигнала приводит к
стеканию части поверхностного заряда на подложку (тем большему, чем больше освещённость
данного микроучастка поверхности); в трёхслойной структуре, напротив, заряд противоположного
знака переходит с подложки на граничащую с запоминающим слоем поверхность
фотополупроводника. В обоих типах структур электростатич. силы притяжения разноимённых зарядов деформируют поверхность мягкого запоминающего слоя (либо сразу, либо после его нагревания
— т. н. теплового проявления), образуя рельеф, в к-ром распределение глубины соответствует
распределению потока излучения по поверхности, т. е. в получаемом рельефе кодируется оптич.
информация. При считывании записанной информации различия толщины рельефа вызывают разл.
изменения фазы считывающей световой волны. Фазовые различия не воспринимаются глазом или
др. приёмниками оптического излучения. Поэтому их преобразуют в изменения амплитуды световой
волны (т. е. интенсивности считывающего пучка), к-рые регистрируются приёмниками излучения
(включая и глаз). Такое преобразование осуществляют гл. обр. теневым методом, но в принципе его
можно сделать по аналогии с методом фазового контраста в микроскопии [см. Микроскоп, раздел
Методы наблюдения (микроскопия)].
Структуры, применяемые в Ф. р., можно использовать многократно: запись после считывания
«стирается» тепловой обработкой. Гл. достоинство Ф. р.— возможность считывания информации в
реальном масштабе времени, т. е. сразу после записи, что позволяет применять Ф. р. для практически
мгновенной передачи и преобразования изображений (напр., в телевидении). Высокая разрешающая
способность и быстрое действие, характеризующие метод Ф. р., делают его перспективным для
голографии, для использования в ЭВМ (в оперативной памяти, при вводе и выводе информации), для
разл. видов оптич. обработки изображений.
• Г у щ о Ю. П., Фазовая рельефография, М., 1974.
А. Д. Картужанский.
ФАЗОВАЯ СКОРОСТЬ, скорость перемещения фазы волны в определ. направлении. В случае
монохроматич. плоской волны вида u(х, t)=Acos=Acos(t-kx) (где А — амплитуда, — фаза, —
круговая частота, k -волн. число, t — время, х — расстояние, отсчитываемое в направлении
распространения) фазовые фронты или плоскости пост. фазы =const перемещаются в пр-ве вдоль x с
Ф. с.
vф=vx=/k (рис.). Однако в любом ином направлении , составляющем с х угол (=xcos), скорость
перемещения фазы превышает vx, поскольку v=vx/cos. Т. о., в отличие от волнового вектора k, Ф. с.
не явл. векторной величиной в обычном смысле и может даже произвольно превышать скорость
распространения света с. Волны с vф>с наз. быстрыми, а с vф<c — медленными. Различаются также
прямые волны, фазовые и групповые скорости в к-рых направлены в одну сторону, и обратные
волны, в к-рых эти скорости направлены противоположно друг другу.
Зависимость Ф. с. от частоты определяет дисперсию волн, что приводит к искажению формы
передаваемого сигнала конечной длительности, за исключением нек-рых особых случаев, когда эти
искажения компенсируются нелинейными эффектами (см. Солитон).
9 См. лит. при от. Волны, Групповая скорость.
М. А. Миллер.
ФАЗОВОЕ ПРОСТРАНСТВО, геометрический образ, представленный множеством всевозможных
состояний физ. системы, наделённых естеств. понятием близости.
Состояние системы в нек-рый момент времени изображается в виде точки в этом пр-ве. Так, напр.,
состояние груза, вертикально подвешенного на пружине, определяется растяжением пружины s и
скоростью груза v. Множество его состояний, представленных в виде точек с координатами s и v, образуют плоскость, к-рая и явл. двухмерным Ф. п. рассматриваемой системы. При этом близким
состояниям груза на пружине отвечают близкие точки фазовой плоскости, и наоборот. Ф. п. физ.
маятника, состояния к-рого определяются углом и угл. скоростью , явл. двухмерным
(поверхностью цилиндра). Более сложные физ. системы могут иметь многомерные и бесконечномерные Ф. п. Бесконечномерное Ф. п. имеют распределённые физ. системы, такие, как струна,
мембрана, упругая среда, эл.-магн. поле и т. д.
При изменении состояния системы точка, изображающая это состояние в Ф. п., описывает нек-рую
кривую, наз. фазовой траекторией. Через каждую точку Ф. п. проходит, вообще говоря, одна, и
только одна, фазовая траектория, поэтому Ф. п. разбивается на непересекающиеся фазовые
траектории, соответствующие всевозможным состояниям системы. Этот геом. образ — Ф. п.,
заполненное непересекающимися фазовыми траекториями, наз. фазовым портретом системы. Его
можно трактовать как изображение течения нек-рой воображаемой фазовой жидкости, отдельные чцы к-рой движутся по фазовым траекториям.
Представлением о Ф. п. широко пользуются в статистической физике и колебаний и волн теории.
Для статистич. физики важнейшим является св-во сохранения фазового объёма при течении фазовой
жидкости, её несжимаемость, имеющая место для консервативных систем; для теории колебаний —
фазовая трактовка отд. движений, их св-в и зависимости от параметров. Так, состояние равновесия
изображается фазовой траекторией, состоящей из одной точки. Периодич. движение изображается
замкнутой фазовой траекторией, обегаемой фазовой точкой за время, равное периоду изменения
состояния физ. системы. Св-ву устойчивости состояния равновесия или периодич. движения физ.
системы соответствует определённая картина поведения фазовых траекторий, близких к
изображающим эти движения фазовым траекториям: близкие фазовые траектории при t от них не
удаляются.
Матем. изучение фазовых портретов, как геом. изображения всех решений дифференц. ур-ний,
описывающих состояние физ. системы, было начато в 19 в. А. Пуанкаре. Многие физ. колебательные
явления — автоколебания, мягкий и жёсткий режимы возбуждения колебаний, захватывание, затягивание и синхронизация, удвоение периода и модуляция автоколебаний — получили адекватное
матем. описание на фазовых портретах. Соответствующая матем. дисциплина наз. качественной
теорией дифференц. ур-ний (или более общо — теорией динамич. систем).
• Андронов А. А., Витт А. А., Х а й к и н С. Э., Теория колебаний, 2 изд., М., 1959; Неймарк Ю. И.,
Метод точечных отображений в теории нелинейных колебаний, М., 1972, гл. 2; Арнольд В. И.,
Математические методы классической механики, М., 1974.
Ю. И. Неймарк.
ФАЗОВОЕ ПРОСТРАНСТВО в статистической физике, многомерное пространство, осями
которого служат все обобщённые координаты qi и импульсы рi (i=1, 2, ..., N) механич. системы с N
степенями свободы. Т. о., Ф. п. имеет размерность 2N. Состояние системы изображается в Ф. п.
точкой с координатами q1, pl,..., qN, pN, а изменение состояния системы во времени — движением
точки вдоль линии, наз. фазовой траекторией. Точки, соответствующие определённому значению
энергии ξ системы, образуют в Ф. п. (2N-1)-мерную поверхность, делящую пр-во на две части —
более высоких и более низких значений энергии. Поверхности разл. значений энергии не
пересекаются. Траектории замкнутой системы (с пост. £") лежат на этих поверхностях. В принципе
траектория может быть рассчитана на основе законов механики, это возможно и практически, если
число ч-ц не слишком велико. Для стати799
стич. описания состояния системы из многих ч-ц вводится понятие фазового объёма (элемента
объёма Ф. п.) и ф-ции распределения системы — вероятности пребывания точки, изображающей
состояние системы, в любом элементе фазового объёма. Понятие Ф. п.— основное для классич.
статистич. механики, изучающей ф-ции распределения системы многих ч-ц.
Д. Н. Зубарев.
ФАЗОВОЕ РАВНОВЕСИЕ, одновременное существование термодинамически равновесных фаз в
многофазной системе: жидкости со своим насыщенным паром, воды и льда при темп-ре плавления,
двух несмешивающихся жидкостей (смесь воды с триэтиламином), отличающихся концентрациями.
В равновесии могут находиться (в отсутствие внеш. магн. поля) две фазы ферромагнетика с
одинаковой осью намагничивания, но разл. направлением намагниченности; нормальная и сверхпроводящая фазы металла во внеш. магн. поле и т. д.
При переходе в условиях равновесия ч-цы из одной фазы в другую энергия системы не меняется (т. е.
химические потенциалы каждого компонента в разл. фазах одинаковы). Отсюда следует Гиббса
правило фаз: в в-ве, состоящем из k компонентов, одновременно может существовать не более чем
k+2 равновесных фаз. Число термодинамич, степеней свободы, т. е. физ. параметров системы, к-рые
можно изменять, не нарушая условий Ф. р., равно k+2-, где — число фаз, находящихся в
равновесии. Напр., три фазы двухкомпонентной системы могут находиться в равновесии при разных
темп-рах, но давление и концентрации компонентов полностью определяются заданной темп-рой.
Изменение темп-ры фазового перехода (кипения, плавления и др.) при бесконечно малом изменении
давления определяется Клапейрона — Клаузиуса уравнением. Графики, изображающие зависимость
одних термодинамич. переменных от других в условиях Ф. р. наз. линиями (поверхностями) равновесия, а их совокупность — диаграммами состояния. Линия Ф. р. может либо пересечься с др.
линией равновесия (тройная точка), либо кончиться критической точкой.
В тв. телах из-за медленности процессов диффузии, приводящих к термодинамич. равновесию,
возникают неравновесные фазы, к-рые могут существовать наряду с равновесными. В этом случае
правило фаз может не выполняться. Правило фаз не выполняется и в критич. точке, где фазы не
отличаются друг от друга.
В массивных образцах в отсутствие дальнодействующих сил между ч-цами число границ между
равновесными фазами минимально. Напр., в случае двухфазного равновесия имеется лишь
одна поверхность раздела фаз. Если же в одной из фаз существует дальнодействующее поле
(электрич. или магнитное), выходящее из в-ва, то энергетически более выгодны равновесные состояния с большим числом периодически расположенных фазовых границ (домены ферромагнитные
и сегнетоэлектрические, промежуточное состояние сверхпроводников) и таким расположением фаз,
чтобы дальнодействующее поле не выходило из тела. Форма границы раздела фаз определяется
условием минимальности поверхностной энергии. Так, в двухкомпонентной смеси при условии равенства плотностей фаз граница раздела имеет сферич. форму. Огранка кристаллов определяется
теми плоскостями, поверхностная энергия к-рых минимальна.
• Ландау Л.Д., Ахиезер А. И., Л и ф ш и ц Е. М., Курс общей физики. Механика и молекулярная
физика, 2 изд., М., 1969; Френкель Я. И., Статистическая физика, М.— Л., 1948.
В. Л. Покровский.
ФАЗОВЫЙ КОНТРАСТ, метод получения изображений микроскопич. объектов, основанный на
регистрации различий в сдвигах фазы разных участков световой волны при её прохождении через
эти объекты. Применяется в тех случаях, когда поглощательная способность и показатель
преломления разл. элементов рассматриваемой структуры настолько близки, что при обычных
методах наблюдения и получения изображений по поглощению и рассеянию эти элементы
оказываются неразличимыми. Вместе с тем сдвиги фаз, вносимые такими элементами, могут заметно
отличаться, образуя «фазовый рельеф» у проходящей световой волны. Для визуализации или регистрации с помощью фотоприёмников фазовый рельеф сначала преобразуется вспомогат. оптич.
устройствами в изменение интенсивностей (амплитуд) разл. участков световой волны, т. н.
«амплитудный рельеф».
Метод Ф. к. разработан голл. физиком Ф. Цернике в 1935. Подробнее см. в ст. Микроскоп, раздел
Методы наблюдения (микроскопия), а также лит. при этой статье.
ФАЗОВЫЙ ОБЪЕМ, объём в фазовом пространстве. Для механич. системы с N степенями
свободы элементарный Ф. о. равен: dpdq=dpldq1 ... dpNdqN, где q1,...qN— обобщённые координаты, a
p1, ... , рN— обобщённые импульсы системы. Ф. о. конечной фазовой области G равен 2N-мерному
интегралу ∫Gdpdq. Если система описывается ур-ниями Гамильтона (см. Канонические уравнения
механики), то при движении ч-ц Ф. о. остаётся неизменным (Лиувилля теорема). Это позволяет
ввести нормированные функции распределения в фазовом пространстве.
ФАЗОВЫЙ ПЕРЕХОД (фазовое превращение), в широком смысле — переход в-ва из одной фазы
в другую при изменении внеш. условий — темп-ры, давления, магн. и электрич. полей и т. д.; в узком
смысле — скачкообразное изменение физ. св-в при непрерывном изменении внеш. параметров. Различие двух трактовок термина «Ф. п.» видно из след. примера. Переход в-ва из газовой фазы в
плазменную (см. Плазма) в узком смысле слова не явл. Ф. п., т. к. ионизация газа происходит
постепенно, но в широком смысле — это Ф. п. В данной статье термин «Ф. п.» рассматривается в
узком смысле.
Значение темп-ры, давления или к.-л. др. физ. величины, при к-ром происходит Ф. п., наз. точкой перехода. Различают Ф. п. двух родов. При Ф. п. I рода скачком меняются такие термодинамич. хар-ки
в-ва, как плотность, концентрация компонентов; в единице массы выделяется или поглощается
вполне определённое кол-во теплоты, наз. теплотой фазового перехода. При Ф. п. II рода нек-рая
физ. величина, равная нулю с одной стороны от точки перехода, постепенно растёт (от нуля) при
удалении от точки перехода в другую сторону, при этом плотность изменяется непрерывно, теплота
не выделяется и не поглощается.
Ф. п. I рода — широко распространённое в природе явление. К ним относятся: испарение и
конденсация, плавление и затвердевание, сублимация и конденсация в тв. фазу, нек-рые структурные
переходы в тв. телах, напр. образование мартенсита в сплаве железо—углерод. В чистых сверхпроводниках достаточно сильное магн. поле вызывает Ф. п. I рода из сверхпроводящего в норм.
состояние (см. Сверхпроводимость).
При абс. нуле темп-ры и фиксиров. объёме термодинамически равновесной явл. фаза с наинизшим
значением энергии. Ф. п. I рода в этом случае происходит при тех же значениях плотности и внеш.
полей, при к-рых энергии двух разных фаз сравниваются. Если зафиксировать не объём тела V, а
давление р, то в состоянии термодинамич. равновесия минимальной явл. Гиббса энергия G, а в точке
перехода в фазовом равновесии находятся фазы с одинаковыми значениями G.
Мн. в-ва при малых давлениях кристаллизуются в неплотноупакованные структуры. Напр., крист.
водород состоит из молекул, находящихся на сравнительно больших расстояниях друг от друга;
структура графита представляет собой ряд далеко отстоящих слоев атомов углерода. При достаточно
высоких давлениях таким рыхлым структурам соответствуют большие значения энергии Гиббса.
Меньшим значениям G в этих условиях отвечают равновесные плотноупакованные фазы. Поэтому
при больших давлениях графит переходит в алмаз, а мол. крист. водород должен перейти в
атомарный (металлический). Кван800
товые жидкости 3Не и 4Не при норм. давлении остаются жидкими вплоть до самых низких из
достигнутых темп-р (T-0,001 К). Причина этого в слабом вз-ствии ч-ц и большой амплитуде их
колебаний при темп-рах, близких к абс. нулю (т. н. нулевых колебаний; см. Нулевая энергия). Однако
повышение давления (до ~20 атм при T0 К) приводит к затвердеванию жидкого гелия.
Для Ф. п. I рода характерно существование области метастабильного равновесия вблизи кривой Ф. п.
I рода (напр., жидкость можно нагреть до темп-ры выше точки кипения или переохладить ниже
точки замерзания; см. Метастабильное состояние).
К Ф. п. II рода относятся: переход парамагнетик — ферромагнетик, сопровождаемый появлением
макроскопич. магн. момента; переход парамагнетик — антиферромагнетик, сопровождаемый
появлением антиферромагн. упорядочения; переход параэлектрик — сегнетоэлектрик с появлением
самопроизвольной (спонтанной) поляризации в-ва; переход металлов и сплавов из норм. в
сверхпроводящее состояние, переход 3Не и 4Не в сверхтекучее состояние и т. д.
Л. Д. Ландау предложил (1937) общую трактовку всех Ф. п. II рода как точек изменения симметрии:
выше точки перехода система, как правило, обладает более высокой симметрией, чем ниже точки
перехода. Напр., в магнетике выше точки перехода направления спиновых магн. моментов (см. Спин)
ч-ц распределены хаотически, поэтому одноврем. вращение всех спинов вокруг одной и той же оси
на одинаковой для всех спинов угол не меняет физ. св-ва системы. Ниже точки перехода спины
имеют преимуществ. ориентацию, и одновременный их поворот в указанном выше смысле изменяет
направление магн. момента системы. Др. пример: в двухкомпонентном сплаве, атомы к-рого А и Б
расположены в узлах простой кубической крист. решётки, неупорядоченное состояние
характеризуется хаотич. распределением атомов А и В по узлам решётки, так что сдвиг решётки на
один период не меняет её св-в. Ниже точки перехода атомы сплава располагаются упорядоченно:
...АВАВ... Сдвиг такой решётки на период приводит к замене всех атомов А на В и наоборот. В
результате установления порядка в расположении атомов симметрия решётки уменьшается, т. к.
подрешётки становятся неэквивалентными.
Симметрия появляется и исчезает скачком, однако величина, характеризующая нарушение
симметрии (параметр порядка), может изменяться непрерывно. При Ф. п. II рода параметр порядка
равен нулю выше точки перехода и в самой точке перехода. Подобным образом ведёт себя, напр.,
намагниченность ферромагнетика, электрич. поляризация сегнетоэлектрика, плотность сверхтекучей
компоненты в жидком 4Не, вероятность обнаружения атома А в соответствующем узле крист.
решётки двухкомпонентного сплава и т. д.
Для Ф. п. II рода характерно отсутствие скачков плотности в-ва, концентрации компонентов, теплоты
перехода. Но точно такая же картина наблюдается и в критич. точке на кривой Ф. п. I рода (см.
Критические явления). Сходство оказывается очень глубоким. Ок. критич. точки состояние в-ва можно характеризовать величиной, играющей роль параметра порядка. Напр., в случае критич. точки на
кривой равновесия жидкость—пар — это отклонение плотности от ср. значения. При движении по
критич. изохоре со стороны высоких темп-р газ однороден, и отклонение плотности от среднего
значения равно нулю. Ниже критической температуры в-во расслаивается на две фазы, в каждой из
к-рых отклонение плотности от критической не равно нулю. Поскольку вблизи точки Ф. п. II рода
фазы мало отличаются друг от друга, возможно образование зародышей большого размера одной
фазы в другой фазе (флуктуация), точно так же, как вблизи критич. точки. С этим связаны многие
критич. явления при Ф.п. II рода: бесконечный рост магнитной восприимчивости ферромагнетиков и
диэлектрической восприимчивости сегнетоэлектриков (аналогом явл. рост сжимаемости вблизи
критич. точки жидкость—пар), бесконечный рост теплоёмкости, аномальное рассеяние эл.-магн.
волн [световых в системе жидкость—пар (см. Опалесценция критическая), рентгеновских в тв.
телах], нейтронов в ферромагнетиках. Существенно меняются и динамич. явления, что связано с
очень медленным рассасыванием образовавшихся флуктуации. Напр., вблизи критич. точки
жидкость—пар сужается линия рэлеевского рассеяния света, вблизи Кюри течки ферромагнетиков и
Нееля точки антиферромагнетиков замедляется спиновая диффузия (происходящее по законам
диффузии распространение избыточной намагниченности) и т. д. Ср. размер флуктуации (радиус
корреляций) R растёт по мере приближения к точке Ф. п. II рода и становится в этой точке
бесконечно большим.
Совр. достижения теории Ф. п. II рода и критич. явлений основаны на гипотезе подобия.
Предполагается, что если принять R за единицу измерения длины, а ср. величину параметра порядка
в кубике с ребром R — за единицу измерения параметра порядка, то вся картина флуктуации не
будет зависеть ни от близости к точке перехода, ни от конкретного в-ва. Все термодинамич.
величины, определяющие Ф. п. II рода, оказываются степенными функциями Л. Показатели степеней
наз. критическими размерностями (индексами). Они не зависят от конкретного в-ва и
определяются лишь хар-ром параметра порядка. Напр., размерности в точке Кюри изотропного
материала, параметром порядка к-рого явл. намагниченность, отличаются от размерностей в критич.
точке жидкость—пар или в точке Кюри одноосного магнетика, где параметр порядка — скалярная
величина.
Ок. точки перехода уравнение состояния имеет характерный вид закона соответственных
состояний. Напр., вблизи критич. точки жидкость—
пар отношение (-к)/(ж-г) зависит только
от [(p-pк)/(ж-г)] •Кт. Здесь — плотность,
к — критич. плотность, ж — плотность жидкости, г — плотность газа, р — давление, рк — критич.
давление, Кт — изотермич. сжимаемость, причём вид зависимости при подходящем выборе масштаба
один и тот же для всех жидкостей.
Достигнуты большие успехи в теор. вычислении критич. размерностей и ур-ний состояния в
хорошем согласии с эксперим. данными. Приближённые значения критич. размерностей приведены в
табл.:
КРИТИЧЕСКИЕ РАЗМЕРНОСТИ ТЕРМОДИНАМИЧЕСКИХ И КИНЕТИЧЕСКИХ ВЕЛИЧИН
2
Tк —критич.
темп-ра.
Производная плотности по давлению, намагниченности по
напряжённости магн. поля и др.
Дальнейшее развитие теории Ф. п. II рода связано с применением методов квант. теории поля, в
особенности метода
ренормализац. группы. Метод ренормгруппы состоит в последоват.
суммировании по всевозможным флуктуациям
с
масштабами,
меньшими нек-рого l, при
фиксиров. флуктуациях с размерами, большими l. Изменяя затем масштабы измерения длин,
возвращаемся
к системе с первонач. линейными параметрами, но
с несколько изменённой
энергией. Такое преобразование энергии носит назв. преобразования ренормировки. Условие неизменности энергии при преобразовании ренормировки,
когда масштаб
l стремится к
I
бесконечности, определяет критич. точку. Законы изменения энергии при малых отклонениях
от критич. точки определяют критич.
801
индексы. Этот метод позволяет в принципе найти критич. индексы с любой требуемой точностью.
Деление Ф. п. на два рода несколько условно, т. к. бывают Ф. п. I рода с малыми скачками
теплоёмкости и др. величин и малыми теплотами перехода при сильно развитых флуктуациях. Ф.
п.— коллективное явление, происходящее при строго определённых значениях темп-ры и др.
величин только в системе, имеющей в пределе сколь угодно большое число частиц.
• Ландау Л. Д., Лифшиц М., Статистическая физика, 3 изд., ч. 1, М., 1976 (Теоретическая физика, т.
5); Стенли Г., Фазовые переходы и критические явления, пер. с англ., М., 1973; А н и с и м о в М. А.,
Исследования критических явлений в жидкостях, «УФН», 1974, т. 114, в. 2; П а т а ш и н с к и й А. 3.,
Покровский В. Л., Флуктуационная теория фазовых переходов, М., 1975; Квантовая теория поля и
физика фазовых переходов. Сб. статей, пер. с англ., М., 1975; Вильсон К., Когут Дж.,
Ренормализационная группа и -разложение, пер. с англ., М-, 1975.
В. Л. Покровский.
ФАЗОВЫЙ ПЕРЕХОД ДИЭЛЕКТРИК — МЕТАЛЛ, наблюдается в ряде тв., жидких и
газообразных тел при изменении темп-ры, давления или состава; проявляется в изменении электропроводности и её температурной зависимости, оптич. и др. свойств. При Ф. п. д.— м. может
изменяться как непрерывно, так и скачкообразно (фазовый переход I рода), причём скачок может
достигать 1014 раз. Ф. п. д.— м. наблюдается, напр., при изменении темп-ры в Sn (переход белое —
серое олово) в соединениях переходных металлов (V2O3, NiS, Fe3O4), в соединениях редкоземельных
металлов (легированные SmS, EuO).
Во мн. тв. телах Ф. п. д.— м. происходит под давлением. Предполагается, что при достаточно
высоких давлениях все в-ва должны металлизоваться; эта проблема важна для понимания состояния
в-ва во внутр. слоях Земли.
Фазовый переход полупроводник — металл имеет место при плавлении нек-рых полупроводников
(Ge, Si; см. Жидкие полупроводники, Жидкие металлы), а также в ряде неупорядоченных и аморфных
систем (сильно легированные и аморфные полупроводники, жидкие и газообразные металлы, в
частности вблизи критич. точки).
Ф. п. д.— м. вызывается разными факторами: пересечением энергетич. зон, перестройкой решётки,
межэлектронными корреляциями (переход М о т т а), локализацией эл-нов в неупорядоченных
системах (переход Андерсона). Разл. факторы часто действуют совместно.
Ф. п. д.— м. позволяют глубже понять природу различий между металлами и диэлектриками или
полупроводниками. Резкое изменение электрич. и оптич. св-в и возможность управлять ими
используются в тиристорах, переключателях, устройствах для записи и хранения информации, приёмниках излучения, индикаторных устройствах и т. п.
Д. И. Хомский.
ФАЗОМЕТР, прибор для измерений разности фаз двух электрич. колебаний или коэфф. мощности
при высоких значениях силы тока в электрич. цепях. Применяется в энергетике, электротехнике,
радиотехнике, а как составная часть измерит. систем — в радионавигации, радиотелеметрии, при
контроле размеров деталей и др.
Осн. часть простейших Ф.— логометр, рамки к-рого включены в электрич. схему, обеспечивающую
пропорциональность отклонения подвижной части прибора углу сдвига фаз электрич. колебаний.
Показания Ф. с электроизмерит. механизмом существенно зависят от частоты электрич. колебаний.
Поэтому для измерений в широком диапазоне частот применяют электронные или цифровые Ф.,
действующие по принципу измерения времени между последоват. переходом амплитуд исследуемых
электрич. колебаний через нулевое значение. Для измерений на высоких частотах применяют Ф.,
действующие на основе компенсац. метода измерений. Осн. часть таких Ф.— измерит.
фазовращатель, на вход к-рого подаётся одно из двух электрич. колебаний. Плавно регулируя сдвиг
фазы выходного сигнала фазовращателя относительно входного, производят отсчёт фазового угла по
шкале Ф . в момент совпадения (или сдвига на 180°) фазы выходного сигнала с фазой второго
электрич. колебания, о чём судят по индикатору нулевой разности фаз.
Ф. с электроизмерит. механизмом характеризуются следующими данными: верхний предел
измерений от 90° до 360°, осн. погрешность в % от диапазона измерений до 0,2% , частота до 8 кГц.
У электронных (в т. ч. цифровых) Ф. верхний предел измерений — от 25° до 360°, осн. погрешность
измерений до 0,2% , частотный диапазон от 10-3 до 109 Гц, соотношение уровней сравниваемых
электрич. колебаний до 1 : 1000. Технич. требования к Ф. стандартизованы в ГОСТе 22261—76 и
ГОСТе 8039—60 (Ф. с электроизмерит. механизмом).
• Электрические измерения, М., 1972; Галахова О. П., Колтик Е. Д., Кравченко С. А., Основы
фазометрии, Л., 1976.
В. Я. Кузнецов.
ФАЗОН, см. в ст. Флуктуон.
ФАЗОТРОН (синхроциклотрон), циклич. резонансный ускоритель тяжёлых заряж. ч-ц (протонов,
ионов), в к-ром управляющее магн. поле постоянно во времени, а частота ускоряющего ВЧ электрич.
поля меняется. Движение ч-ц в Ф. происходит по раскручивающейся спирали (как в циклотроне). См.
Ускорители.
ФАЗЫ РАССЕЯНИЯ, вещественные параметры, характеризующие упругое рассеяние ч-ц; см.
Рассеяние микрочастиц.
ФАКЕЛЬНЫЙ РАЗРЯД, возникает при повышении тока и частоты (>106 Гц) в ВЧ коронном
разряде. При давлениях р1 атм Ф. р. имеет форму, близкую к форме пламени свечи. С понижением
давления факел постепенно превращается в равномерное диффузное свечение. Как и коронный разряд, Ф. р. наиболее легко зажигается на электродах с большой кривизной — на остриях, тонких
проволоках и т. п.
• См. лит. при ст. Коронный разряд, Электрические разряды в газах.
ФАРАД (Ф, F), единица СИ электрич. ёмкости, названа в честь англ. физика М. Фарадея (М.
Faraday). 1Ф равен ёмкости конденсатора, между обкладками к-рого при заряде 1 Кл возникает
электрич. напряжение 1 В. 1Ф=8,99•1011 см (ед. симметричной СГС системы единиц и СГСЭ)=10-9
ед. СГСМ. Чаще применяются дольные единицы: микрофарад (мкФ, F), равный 10-6 Ф, и пикофарад
(пФ, pF), равный 10-12 Ф.
ФАРАД НА МЕТР (Ф/м, F/m), единица СИ абс. диэлектрич. проницаемости; 1Ф/м равен абс.
диэлектрич. проницаемости среды, в к-рой при напряжённости электрич. поля 1В/м возникает
электрическое смещение 1 Кл/м2. Абс. диэлектрич. проницаемость вакуума (электрич. постоянная) 0
=107/4c2=8,85419•10-12 Ф/м.
ФАРАДЕЙ (F), внесистемная единица кол-ва электричества, обычно применяется в электрохимии.
Названа в честь М. Фарадея. 1Ф. = 9,6485Х104 кулонов.
ФАРАДЕЯ ЗАКОН электромагнитной индукции, см. Электромагнитная индукция.
ФАРАДЕЯ ЗАКОНЫ электролиза, см. Электролиз.
ФАРАДЕЯ ПОСТОЯННАЯ (Фарадея число), фундаментальная физическая константа, равная
произведению Авогадро постоянной NA на элем. электрич. заряд е (заряд эл-на):
F=NA •e=96484,56(27) Кл-моль-1. Ф. п. широко применяется в электрохимических расчётах. Названа в
честь М. Фарадея, открывшего основные законы электролиза. Значение F определялось на основе
измерений электрохим. эквивалента серебра.
ФАРАДЕЯ ЭФФЕКТ, один из эффектов магнитооптики. Заключается во вращении плоскости
поляризации линейно поляризов. света, распространяющегося в в-ве вдоль пост. магн. поля, в к-ром
находится это в-во. Открыт М. Фарадеем в 1845 и явился первым доказательством прямой связи
оптич. и эл.-магн. явлений.
Феноменологич. объяснение Ф. э. заключается в том, что в общем случае намагниченное в-во нельзя
охарактеризовать одним показателем преломления n.
Под действием магн. поля показатели преломления (n+ и n-) для циркулярно право- и
левополяризован802
ного света становятся различными. Вследствие этого при прохождении через среду (вдоль магн.
поля) линейно поляризов. излучения его циркулярно лево- и правополяризованные составляющие
распространяются с разными фазовыми скоростями, приобретая разность хода, линейно зависящую
от оптической длины пути. В результате плоскость поляризации линейно поляризованного
монохроматич. света с длиной волны , прошедшего в среде путь l, поворачивается на угол =l(n+n-)/. В области не очень сильных магн. полей разность (n+-n-) линейно зависит от напряжённости
магн. поля и в общем виде угол фарадеевского вращения описывается соотношением =VHl, где
константа пропорциональности V зависит от св-в в-ва, длины волны излучения и темп-ры и наз.
Верде постоянной.
Ф. э. по своей природе тесно связан с Зеемана эффектом, обусловленным расщеплением уровней
энергии атомов и молекул магн. полем. При продольном относительно магн. поля наблюдении
спектр. компоненты зеемановского расщепления оказываются циркулярно поляризованными.
Соответствующую циркулярную анизотропию обнаруживает и спектр. ход показателя преломления в
области зеемановских переходов. Т. о., в наиболее простом виде Ф. э. явл. следствием зеемановского
расщепления кривых дисперсии показателя преломления для двух циркулярных поляризаций. .
В Ф. э. ярко проявляется специфич. характер вектора напряжённости магн. поля H (Н — осевой
вектор, «псевдовектор»). Знак угла поворота плоскости поляризации при Ф. э. (в отличие от случая
естественной оптич. активности) не зависит от направления распространения света (по полю или
против поля). Поэтому многократное прохождение света через среду, помещённую в магн. поле,
приводит к возрастанию угла поворота плоскости поляризации в соответствующее число раз. Эта
особенность Ф. э. нашла применение при конструировании т. н. невзаимных оптич. и
радиомикроволновых устройств. Ф. э. широко используется в научных исследованиях.
В. С. Запасский.
ФАРАДМЕТР, то же, что ёмкости измеритель.
ФАРВИТРОН, см. в ст. Масс-спектрометр.
ФАРЕНГЕЙТА ШКАЛА, температурная шкала, в к-рой температурный интервал между точками
таяния льда и кипения воды (при норм. атм. давлении) разделён на 180 частей — градусов
Фаренгейта (°F), причём точке таяния льда присвоено значение 32 °F, а точке кипения воды 212 °F.
Ф. ш. предложена в 1724 нем. физиком Д. Г. Фаренгейтом (D. G. Fahrenheit), традиционно применяется в ряде стран (в частности, в
США). Перевод темп-ры по Ф. ш. (tф) в темп-ру по Цельсия шкале (t) осуществляется по ф-ле:
t=5/9(tФ-32°F).
ФЕЙНМАНА ДИАГРАММЫ, графич. метод представления решений нелинейных ур-ний квант.
теории поля и теории тв. тела с помощью возмущений теории; предложен амер. физиком Р.
Фейнманом (R. Feynman) в 1949. Решения линейных ур-ний в этом методе изображаются линиями,
соединяющими две точки и символизирующими распространение свободной частицы. С ними
сопоставляются определённые ф-ции, зависящие от координат начальных и конечных точек. Каждый
акт вз-ствия (нелинейное слагаемое в ур-нии) изображается вершиной, в к-рой встречаются неск.
линий. Соответствующее вершине матем. выражение пропорц. параметру, характеризующему
величину нелинейного слагаемого, — константе вз-ствия, или константе связи. Теория возмущений
при этом сводится к последоват. учёту всё более сложных диаграмм, содержащих всё большее число
вершин.
В квантовой электродинамике, напр., каждый акт вз-ствия изображается вершиной (рис. 1), к-рая в
зависимости от направления времени обозначает либо испускание эл-ном (сплошная линия) фотона
(волнистая линия), либо его поглощение, либо испускание или поглощение фотона позитроном
(сплошная линия, направленная «вспять во времени»), либо рождение фотоном пары электронпозитрон или её аннигиляцию в один фотон (в силу теоремы СРТ поглощение ч-цы эквивалентно
испусканию античастицы, поэтому каждому из этих процессов отвечает одно и то же матем.
выражение, пропорц. безразмерному параметру e/(ћc)1/137).
Для реальных ч-ц каждый из этих процессов запрещён законами сохранения импульса и энергии,
поэтому хотя бы одна из ч-ц должна быть виртуальной частицей. Амплитуда рассеяния двух эл-нов,
напр., в первом приближении определяется диаграммой рис. 2, в, представляющей собой обмен
виртуальным -квантом. След. приближение соответствует учёту радиационных поправок,
обусловленных обменом двумя виртуальными -квантами (рис. 2, б, в), вз-ствием каждого из эл-нов
со своим полем (рис. 2, г, д) и вз-ствием с виртуальной электрон-позитронной парой из-за поляризации вакуума (рис. 2, е). Каждая из диаграмм 2, б—е содержит две дополнит. вершины по
сравнению с рис. 2, я, и поэтому соответствующие им амплитуды подавлены в ћc/е2137 раз. След.
порядок содержит ещё одну
дополнит. виртуальную фотонную линию и т. д. В нек-рых случаях выражение, определяющее Ф. д.
(напр., рис. 2, г, д, е), оказывается бесконечно большим (расходящимся) и, чтобы выделить из него
конечную часть, необходима процедура перенормировки.
Малая величина радиац. поправки — непременное условие применимости теории возмущений.
Поэтому Ф. д. оказываются полезными не только в квант. электродинамике, но и в квант. теории тв.
тела, теории слабого взаимодействия и даже в квантовой хромодинамике при описании процессов,
происходящих на расстояниях, меньших размеров адрона, где эффективный заряд мал.
• Биленький С. М., Введение в диаграммную технику Фейнмана, М., 1971; Ф е й н м а н Р., Теория
фундаментальных процессов, пер. с англ., М., 1978.
А. В. Ефремов.
ФЕМТО... (от дат. femten — пятнадцать), приставка к наименованию ед. физ. величины для
образования наименования дольной единицы, равной 10-15 от исходной. Сокращённые обозначения:
ф, f. Пример: 1 фКл (фемтокулон)=10-15 Кл.
ФЕРМА ПРИНЦИП, основной принцип геометрической оптики. Простейшая форма Ф. п.—
утверждение, что луч света всегда распространяется в пр-ве между двумя точками по тому пути,
вдоль к-рого время его прохождения меньше, чем вдоль любого из др. путей, соединяющих эти
точки. Время прохождения светом расстояния l в среде с показателем преломления n пропорц.
оптической длине пути (ОДП) S. Для однородной среды
S=ln, а для неоднородной S=∫lndl.
Т. о., в этой форме Ф. п. есть принцип наименьшей ОДП. В первонач. формулировке франц. учёного
П. Ферма (P. Fermat; ок. 1660) принцип имел смысл наиболее общего закона распространения света,
из к-рого следовали все (к тому
803
времени уже известные) законы геом. оптики: для однородной среды он приводит к закону
прямолинейности светового луча (в соответствии с положением о том, что прямая есть наименьшее
расстояние между двумя точками), а для случая падения луча на границу раздела между средами с
разными n из Ф. п. можно получить законы зеркального отражения света и преломления света. В более строгой формулировке Ф. п. представляет собой т. н. вариационный принцип, утверждающий,
что реальный луч света распространяется от одной точки к другой по линии, вдоль к-рой время его
прохождения экстремально или одинаково по сравнению с временами прохождения вдоль всех др.
линий, соединяющих данные точки. Это означает, что ОДП луча может быть не только
минимальной, но и максимальной, либо равной всем остальным возможным путям между двумя
точками. Примеры миним. пути — упомянутые распространение света в однородной среде и
прохождение им границы раздела двух сред с разными п. Все три случая (минимальности,
максимальности и стационарности пути) можно проиллюстрировать, рассматривая отражение луча
света от вогнутого зеркала (рис.). Если зеркало имеет форму эллипсоида вращения, а свет распространяется от одного его фокуса Р к другому Q (причём путь без отражения невозможен), то ОДП
луча РО'+O'Q по св-вам эллипсоида равна всем остальным возможным, напр. РО"+O"Q’ если на
пути между теми же точками свет отражается от зеркала меньшей, чем у эллипсоида, кривизны
(ММ), реализуется миним. путь, если же большей (зеркало NN) — максимальный. Условие
экстремальности ОДП сводится к требованию, чтобы была равна нулю вариация от
интеграла ∫BAndl=0, где А и В — точки, между к-рыми распространяется свет.
В волновой оптике Ф. п. представляет собой предельный случай Гюйгенса — Френеля принципа и
применим, когда можно пренебречь дифракцией света (когда длина световой волны мала по
сравнению с наименьшими характерными для задачи размерами): рассматривая лучи как нормали к
волновым поверхностям, легко показать, что при всяком распространении света ОДП будут иметь
экстремальные значения. Во всех случаях, когда необходимо учитывать дифракцию, Ф. п. (как и
геом. оптика вообще) перестаёт быть применим.
• Fermat P., Ocuvres, t. 1—5, P., 1891 —1922; Крауфорд Ф., Волны, пер. с англ., М., 1974
(Берклеевский курс физики, т. 3). См. также лит. при ст. Геометрическая оптика.
А. П. Гагарин.
ФЕРМИ, внесистемная ед. длины, равная 10-15 м; применяется в яд. физике. Названа в честь итал.
физика Э. Ферми (Е. Fermi).
ФЕРМИ ПОВЕРХНОСТЬ, изоэнергетич. поверхность в пространстве квазиимпульсов ξ(р)=ξF,
отделяющая область занятых электронных состояний металла от области, в к-рой при T=0К
электронов нет. Электроны, имеющие энергию ξF, расположены на Ф. п. Большинство свойств
металлов определяют электроны на Ф. п. и в узкой области пространства квазиимпульсов вблизи неё.
Это связано с высокой концентрацией электронов в металле, плотно заполняющих уровни в зоне
проводимости (см. Вырожденный газ, Зонная теория). Каждый металл характеризуется своей Ф. п.,
формы поверхностей разнообразны (рис.). Для «газа свободных электронов» Ф. п.— сфера (см.
Ферми энергия).
Объём, ограниченный Ф. п. F (приходящийся на 1 элементарную ячейку в пространстве
квазиимпульсов), определяется концентрацией n электронов проводимости в металле: 2F/(2ћ)3=n.
Размеры Ф. п. для хороших металлов ~ћ/a, где а — постоянная решётки, обычно n~1/а3. У
большинства металлов, кроме большой Ф. п., обнаружены малые полости. У полуметаллов и
вырожденных полупроводников объём Ф. п. мал по сравнению с объёмом элементарной ячейки в
пространстве квазиимпульсов.
Если занятые электронами состояния находятся внутри Ф. п., то она наз. электронной, если же
внутри Ф. п. электронные состояния свободны, то такая поверхность наз. дырочной. Возможно
одновременное существование Ф. п. обоих типов. Напр., у Bi Ф. п. состоит из 3 электронных и 1
дырочного эллипсоидов. В Ф. п. находит отражение симметрия кристаллов, в частности они периодичны с периодом 2ћb, где b — вектор обратной решётки. Все Ф. п. обладают центром симметрии.
Если
Ф. п. непрерывно проходит через всё пространство квазиимпульсов, она наз. открытой. Если Ф. п.
распадается на полости, каждая из к-рых помещается в одной элементарной ячейке пространства
квазиимпульсов, она наз. замкнутой, напр. у Li, Au, Cu, Ag— открытые Ф. п., у К, Na, Rb, Cs —
замкнутые. Иногда Ф. п. состоит из открытых и замкнутых полостей. Встречаются Ф. п. сложной
топологии, к-рые одновременно являются и электронными и дырочными (напр., у графита).
Скорости электронов, расположенных на Ф. п. (Фермиевская скорость): vF=108 см/с, вектор vF
направлен по нормали к Ф. п.
Геом. характеристики Ф. п. (форма, кривизна, пл. сечений и т. п.) связаны с физ. свойствами
металлов, что позволяет строить Ф. п. по эксперим. данным. Напр., магнетосопротивление металла
зависит от того, открыта или замкнута Ф. п., а знак константы Холла (см. Холла эффект) зависит от
того, электронная она или дырочная. Период осцилляции магн. момента (см. Де Хааза — ван
Альфена эффект) определяется экстремальной (по проекции квазиимпульса на магн. поле)
площадью сечения Ф. п. Поверхностный импеданс металлов в условиях аномального скин-эффекта
зависит от ср. кривизны Ф. п. и др.
• Каганов М. И., Филатов А. П., Поверхность Ферми, М., 1969; Каганов М. И., Электроны на
поверхности Ферми, «Природа», 1981, № 8.
М. И. Каганов.
ФЕРМИ УРОВЕНЬ, нек-рый условный уровень энергии системы фермионов, в частности
электронов твёрдого тела, соответствующий Ферми энергии.
ФЕРМИ ЭНЕРГИЯ, значение энергии, ниже к-рой все состояния системы ч-ц, подчиняющихся
Ферми — Дирака статистике (фермионов), при абс. нуле темп-ры заняты. Существование Ф. э.—
следствие Паули принципа, согласно к-рому в одном состоянии не может находиться более одной чцы — фермиона.
Для идеального вырожденного газа фермионов Ф. э. совпадает со значением химического
потенциала при T=0К и может быть выражена через число N ч-ц газа в единице объёма:
ξF=[(2ћ)2/2m] [3N/(2S+1)4]2/3 где m и S — масса и спин ч-цы. Величина
рF=(2mξр)=2ћ[3N(2S+1)Х4]1/3 наз. ферми-импульсом. При T=0К все состояния с импульсами
р<рF заняты, а с р>рF, свободны. Иными словами, при T=0К фермионы занимают в импульсном
пространстве состояния внутри сферы p2=2mξF с радиусом рF (ферми-сферы). Величина vF=pF/m, наз.
ферми-скоростью (или граничной скоростью), определяет верхнюю границу скоростей фермионов
при T=0К.
Газ электронов проводимости в металлах и в вырожденных полупро804
водниках при T=0К заполняет в импульсном пространстве поверхности более сложной формы (см.
Ферми поверхность). В собств. полупроводниках хим. потенциал электронов при T=0K численно
равен энергии середины запрещённой зоны. Его часто наз. Ф. э., хотя он не имеет смысла энергии
Ферми. Квазичастицы ферми-жидкости (см. Гелий жидкий) при Т=0К также заполняют в
импульсном пространстве сферу радиуса рF. Ферми-скорость в этом случае равна: vF=pF/m*, где m*
— эффективная масса квазичастиц (отличие т* от т вызвано взаимодействием ч-ц жидкости).
Понятие о Ф. э. используется в физике твёрдого тела, в ядерной физике, в астрофизике и т. д.
Величина Ф. э. существенно зависит от физ. свойств системы. В металлах обычно ξF/k~105 К, в
полупроводниках ~102 К, в 3Не ок. 1 К, а в звёздной материи может достигать миллионов К.
При отличной от нуля, но низкой по сравнению с Ф. э. темп-ре состояние системы фермионов
отличается от основного тем, что существует небольшое число ч-ц в состояниях с энергией, большей
Ф. э., и равное число свободных мест в состояниях с энергией, меньшей Ф. э. (д ы р к и).
М. И. Каганов.
ФЕРМИ—БОЗЕ СИММЕТРИЯ, то же, что суперсимметрия.
ФЕРМИ-ГАЗ (газ Ферми), газ из ч-ц с полуцелым (в ед. ћ) спином, подчиняющийся Ферми —
Дирака статистике. Ф.-г. из невзаимодействующих ч-ц наз. идеальным Ф.-г. К Ф.-г. относятся элны в металлах и полупроводниках, эл-ны в атомах с большими ат. номерами, нуклоны в тяжёлых ат.
ядрах, газы квазичастиц с полуцелым спином. При темп-ре Т=0К идеальный Ф.-г. находится в осн.
состоянии и его ч-цы заполняют все квант. состояния с энергией вплоть до нек-рой максимальной,
зависящей от плотности газа и наз. энергией Ферми (ξF), а состояния с энергией ξ>ξF— свободны
(полное квант. вырождение Ф.-г.). При T0 К ср. число заполнения квант. состояния идеального Ф.-г.
описывается Ферми — Дирака распределением. Для неидеального Ф.-г. также существует граничная
энергия Ферми, хотя его ч-цы не находятся в определённых квант. состояниях, как у идеального Ф.-г.
В неидеальном Ф.-г. эл-нов в металле при очень низких темп-рах вследствие притяжения эл-нов с
равными противоположно направленными импульсами и спинами возможно образование
коррелированных пар эл-нов (Купера эффект) и переход металла в сверхпроводящее состояние.
Д. Н. Зубарев.
ФЕРМИ—ДИРАКА РАСПРЕДЕЛЕНИЕ, ф-ла, описывающая распределение по энергетич.
уровням тождеств. ч-ц с полуцелым спином (1/2, 3/2,..., в ед.
ћ) при условии, что вз-ствие слабо и им можно пренебречь, т. е. для идеального газа. В случае
статистич. равновесия ср. число ni~ таких ч-ц в состоянии с энергией ξi определяется Ф.— Д. р.:
ni1/(e(ξi-)/kT+1),
где i — набор квант. чисел, характеризующих состояние ч-цы, — химический потенциал. При
темп-ре абс. нуля все уровни энергии ниже нек-рой максимальной (Ферми энергии) заполнены, а
состояния выше её —
свободны.
Д. Н. Зубарев.
ФЕРМИ—ДИРАКА СТАТИСТИКА, квант. статистика, применимая к системам тождеств. ч-ц с
полуцелым (в ед. ћ) спином. Ф. — Д. с. предложена итал. физиком Э. Ферми в 1926; в том же году
англ. физик П. Дирак выяснил её квантовомеханич. смысл. В квант. механике состояние системы
описывается волновой функцией, зависящей от координат и спинов всех её ч-ц. Для системы ч-ц,
подчиняющихся Ф.— Д. с. (фермионов), волн. функция антисимметрична, т. е. меняет знак при
перестановке любой пары тождеств. ч-ц (их координат и спинов). В 1940 швейц. физик В. Паули
доказал, что тип статистики однозначно связан со спином ч-ц (в отличие от ч-ц с полуцелым спином
совокупность ч-ц с целым спином подчиняется Бозе — Эйнштейна статистике). Согласно Ф.— Д.
с., в каждом квант. состоянии может находиться не более одной ч-цы (Паули принцип). Для
идеального газа фермионов (ферми-газа) в случае равновесия ср. число ni~ ч-ц в состоянии с энергией
ξi определяется ф-цией распределения Ферми — Дирака: ni~=1/(e(ξi-i)/kT+1), где буквой г помечен
набор квант. чисел, характеризующих состояние ч-цы; — химический потенциал. Ф.— Д. с.
применима к ферми-газам И ферми-жидкостям.
Д. Н. Зубарев.
ФЕРМИ-ЖИДКОСТЬ, квантовая жидкость, в к-рой элементарные возбуждения (квазичастицы)
обладают полуцелым (в ед. ћ) спином (фермионы) и подчиняются Ферми — Дирака статистике
(примеры: жидкий 3Не, эл-ны в металле). В отличие от ферми-газа функция взаимодействия
квазичастиц в Ф.-ж. не равна нулю. При низких темп-рах Ф.-ж. может перейти в состояние
сверхтекучести, к-рое в случае эл-нов в металле определяет его сверхпроводимость.
ФЕРМИОН (ферми-частица), ч-ца или элем. возбуждение квант. системы мн. ч-ц — квазичастица,
обладающая полуцелым спином (в ед. ћ). К Ф. относятся кварки (и состоящие из кварков барионы —
протон, нейтрон, гипероны и др.) и лептоны (эл-н, мюон, -лептон, все виды нейтрино) с их
античастицами, а также такие квазичастицы, как, напр., электронное и дырочное возбуждение в тв.
теле. Связанные системы из нечётного числа Ф.
(напр., атомные ядра с нечётным ат. номером, атомы с нечётной разностью ат. номера и числа элнов) тоже явл. Ф. Для Ф. справедлив Паули принцип; соответственно системы тождеств. Ф.
подчиняются Ферми — Дирака статистике.
ФЕРМИ-ЧАСТИЦА, то же, что фермион.
ФЕРРИМАГНЕТИЗМ, магнитоупорядоченное состояние в-ва, в к-ром магн. моменты атомных
носителей магнетизма образуют неск. подрешёток магнитных с магн. моментами Mi, направленными навстречу друг другу или имеющими более сложную пространств. ориентацию;
отличная от нуля векторная сумма намагниченностей подрешёток определяет самопроизвольную
намагниченность в-ва Js. Обычно подрешётки различаются тем, что содержат ионы иной валентности
или ионы другого металла. Простейшая модель ферримагнитной упорядоченности в-ва показана на
рис. 1. Ф. устанавливается при темп-рах
Рис. 1. Схематическое изображение ферримагнитного упорядочения линейной
цепочки магн. ионов разных сортов с элементарными магн. моментами 1 и
2. М1 = N1 и М2=N2— магнитные моменты 1-й и 2-й подрешёток (N — число
ионов данного сорта в единице объёма). Суммарная намагниченность J=M1-М2.
Т ниже критич. темп-ры Кюри (см. Кюри точка). В-ва, в к-рых установился ферримагнитный
порядок, наз. ферримагнетиками.
Ф. можно рассматривать как наиболее общий случай магн. упорядоченного состояния. С этой точки
зрения ферромагнетизм есть частный случай Ф., когда в в-ве имеется только одна подрешётка,
антиферромагнетизм — частный случай Ф., когда все подрешётки состоят из одинаковых магн.
ионов и Js=0. Термин «ферримагнетизм» был введён франц. физиком Л. Неелем (1948) и происходит
от слова феррит — названия большого класса окислов переходных элементов, в к-рых это явление
было впервые обнаружено. Часто термином Ф. называют совокупность физ. св-в в-в в указанном
выше состоянии.
Магн. подрешётки ферримагнетиков образованы магн. моментами ионов элементов с незаполненной
(d- или f-) электронной оболочкой, обладающей собств. магн. моментом. Между ионами разл.
подрешёток существует отрицательное обменное взаимодействие, стремящееся установить их
805
магн. моменты антипараллельно. Как правило, это взаимодействие явл. косвенным обменным
взаимодействием, при к-ром отсутствует прямое перекрытие волновых функций магн. ионов. Учёт
перекрытия волновых функций диамагнитных анионов (F-, O2-, S2-, Se2-) с волновыми функциями
магн. катионов переходных металлов (напр., Fe3+ или Mn2+ ) приводит к возможности обменного
взаимодействия через виртуальные, возбуждённые состояния. Простейшая схема такого
взаимодействия показана на рис. 2. В основном состоянии (a) 2р-оболочка иона кислорода полностью
заполнена и, несмотря на перекрытие волновых функций (р-орбиталей O2-и d-орбиталей Fe3+),
обменное взаимодействие отсутствует. В возбуждённом состоянии (б) один из р-электронов
кислорода переходит на 3d-оболочку иона железа. По правилу Хунда, перейти должен тот электрон,
спин к-рого антипараллелен спинам электронов в наполовину заполненной оболочке иона Fe3+ .
Оставшийся на 2р-оболочке электрон за счёт отрицательного обменного взаимодействия ориентирует спины электронов соседнего иона железа так, как показано на рис. 2.
Рис. 2. Схема, иллюстрирующая косвенное обменное взаимодействие в
системе Fe3+—О2-—Fe3+ : a — основное состояние; б — возбуждённое
состояние.
В результате возникает косвенное обменное антиферромагнитное взаимодействие между катионами
железа; Изложенная схема относится лишь к одной из возможных моделей косвенного обмена.
Существуют и др., более сложные модели. Интенсивность косвенного взаимодействия растёт с
увеличением перекрытия электронных оболочек анионов и катионов, т. е. с усилением ковалентной
связи. Т. к. ковалентные связи не явл. центрально симметричными, то и косвенное обменное
взаимодействие достигает часто макс. значения, когда три взаимодействующих иона не находятся на
одной прямой.
При высоких темп-рах, когда энергия теплового движения много больше обменной энергии, в-во
обладает парамагн. св-вами (см. Парамагнетизм). Температурная зависимость магнитной
восприимчивости парамагнетиков, в к-рых при низких темп-рах возникает Ф., обладает
характерными особенностями, показанными на рис. 3. Величина, обратная восприимчивости, у таких
в-в следует Кюри — Вейса закону с отрицат. константой = при высоких темп-рах, а при
понижении темп-ры Т эта величина круто спадает, стремясь к нулю при T.
Рис.
3.
Температурная
зависимость
величины,
обратной
магн.
восприимчивости, 1/: 1 — парамагнетика с =С/Т; 2 — ферромагнетика с
=С/(Т-); 3 — антиферромагнетика с =С/(T+); 4 — ферримагнетика.
В Кюри точке , когда энергия обменного взаимодействия становится равной энергии теплового
движения в в-ве, возникает ферримагн. упорядоченность. В большинстве случаев переход в
упорядоченное состояние является фазовым переходом II рода и сопровождается характерными
аномалиями темплоёмкости, линейного расширения, гальваномагнитных и др. св-в.
Возникающая ферримагн. упорядоченность атомных магн. моментов описывается определённой
магн. структурой, т. е. разбиением кристалла на магн. подрешётки, величиной и направлением
векторов намагниченностей подрешёток. Магн. структура может быть определена методами нейтронографии. Образование той или иной магн. структуры зависит от крист.
структуры в-ва и соотношения величин обменных взаимодействий между разл. магн. ионами.
Обменное взаимодействие определяет только ориентацию векторов намагниченности подрешёток
друг относительно друга. Др. их параметр — ориентация относительно осей кристалла — определяется энергией магнитной анизотропии, к-рая на неск. порядков меньше обменной энергии.
Существование в ферримагнетике нескольких разл. подрешёток приводит к более сложной
температурной зависимости спонтанной намагниченности J, чем в обычном ферромагнетике. Это
связано с тем, что зависимости J(T) для подрешёток могут различаться (рис. 4). В результате самопроизвольная намагниченность, являющаяся в простейшем случае разностью намагниченностей двух
подрешёток, с ростом темп-ры от абс. нуля может: 1) убывать монотонно (рис.
4, а), как в обычном ферромагнетике; 2) возрастать при низких темп-рах т в дальнейшем проходить
через максимум (рис. 4, б); 3) обращаться в нуль при нек-рой фиксированной темп-ре к. Темп-ру к
наз. точкой компенсации. При Tк самопроизвольная намагниченность отлична от нуля.
Впервые теоретич. описание св-в ферримагнетиков было дано Л. Неелем (1948) в рамках теории
молекулярного поля. Оказалось, что теория молекулярного поля может объяснить гораздо больше свв ферримагнетиков, чем металлич. ферромагнетиков (значение величины Js при Т=0, закон Кюри —
Вейса при T> и др.). К ферримагнетикам применима также и теория спиновых волн. В согласии с
этой теорией намагниченность многих ферримагнетиков при низких темп-рах следует закону Блоха:
Js=Js0(1-Т3/2), где а — константа, Js0— значение Js при Т=0. Магн. теплоёмкость ферримагнетиков
растёт по закону~T3/2.
Ферримагнетики в не очень сильных магн. полях (много меньше обменных) ведут себя так же, как
ферромагнетики (см. Ферромагнетизм), т. к. такие магн. поля не изменяют магн. структуры. В
отсутствие поля они разбиваются на домены, имеют характерную намагничивания кривую С
насыщением и гистерезисом. В них наблюдается магнитострикция. В ферримагнетиках с
неколлинеарными магн. структурами при доступных эксперименту значениях магн. поля насыщение
обычно не наблюдается.
Рис. 4. Различные типы температурной зависимости намагниченности
подрешёток (M1 и M2) и спонтанной намагниченности (J) для ферримагнетика
с двумя магн. подрешётками.
Особыми магн. св-вами ферримагнетики обладают вблизи точки компенсации. В самой точке
компенсации магн. св-ва ферримагнетика подобны св-вам антиферромагнетика. В магн. полях,
больших поля опрокидывания (для кубич. решётки ~1 кЭ), магн. моменты подрешёток
устанавливаются перпендикулярно полю и намагничивание происходит путём скашивания
подрешёток в направлении поля. В непосредственной окрестности к поведение ферримагнетика
оказывается более сложным. Но и здесь также слабые магн. поля вызывают взаимный скос и
опрокидывание подрешёток. Вдали от точки компенсации такие изменения магн. структуры происходят в сильных (порядка обменных) полях.
Огромное большинство ферримагнетиков явл. диэлектриками или полупроводниками. С этим
связаны воз806
ложности их практич. применения в ВЧ- и СВЧ-устройствах, т. к. в них ничтожно малы потери
на
вихревые токи
в
переменных
эл.-магн.
полях даже очень высокой частоты (см.
Ферримагнетик и Ферриты).
• Редкоземельные ферромагнетики и антиферромагнетики, М., 1965; Смит Я., Вейн X., Ферриты,
пер. с англ., М., 1962; Смоленский Г. А., Л е м а н о в В. В., Ферриты и их техническое
применение, Л., 1975. См. также лит. при ст.
Антиферромагнетизм,
Ферромагнетизм.
А. С. Боровик-Романов.
ФЕРРИМАГНЕТИК, вещество, в к-ром при темп-ре ниже Кюри точки
Тс существует
ферримагн. упорядочение магн. моментов ионов (см. Ферримагнетизм). Значит. часть Ф.— это
диэлектрич.
или
полупроводниковые ионные кристаллы, содержащие магн. ионы разл.
элементов или одного элемента, но находящиеся в разных кристаллографич. позициях (в
неэквивалентных узлах кристаллич. решётки). Среди них наиболее обширный класс хорошо
изученных
и
широко используемых
Ф.
образуют
ферриты (шпинели, гранаты и
гексаферриты). О
технич.
использовании ферродиэлектриков см. в ст. Ферриты. Другую
группу диэлектрич. Ф. образуют двойные фториды (типа RbNiF3), в к-рых из шести магн.
подрешёток намагниченность четырёх направлена в одну сторону, а
намагниченность двух
других— в противоположную. Двойные фториды прозрачны в видимой области спектра. К Ф.
принадлежит также ряд сплавов и интерметаллич. соединений. В большинстве — это в-ва, содержащие атомы редкоземельных элементов (R) и элементов группы железа {Me). Их магн.
структура состоит из двух магн. подрешёток: атомов Me и R соответственно. Интерметаллич. соединения типа RFe2 обладают рекордной магнитострикцией (~10-3 в полях 10—15 кГс) и
могут быть использованы в качестве пьезоэлектрических
преобразователей. Др. тип
СВОЙСТВА ТИПИЧНЫХ ФЕРРИМАГНЕТИКОВ
редкоземельных .интерметаллидов имеет ф-лу, близкую к RМе5. Эти соединения имеют большую
энергию анизотропии и значит. коэрцитивную силу. Из них изготавливают магниты постоянные с
рекордной величиной BHмакс (~107 Гс•Э). В табл. приведены нек-рые хар-ки типичных Ф.: темп-ра
Кюри Тс, магн. индукция насыщения 4Js и эффективный магн. момент Рэфф в магнетонах Бора Б
(последние две величины для Т=0 К).
• Таблицы физических величин. Справочник под ред. И. К. Кикоина, М., 1976. См. также лит. при ст.
Ферримагнетизм.
А. С. Боровик-Романов.
ФЕРРИМАГНИТНЫЙ РЕЗОНАНС, одна из разновидностей электронного магнитного резонанса.
Ф. р. проявляется как резкое возрастание поглощения ферримагнетиком энергии эл.-магн. поля при
определ. (резонансных) значениях частоты и определ. напряжённости приложенного (внешнего)
магн. поля Н. Наличие в ферримагнетиках неск. подрешёток магнитных приводит к существованию
неск. ветвей Ф. р. Каждая ветвь Ф. р., характеризующаяся определённой зависимостью (Н),
соответствует возбуждению определённого типа резонансных колебаний векторов намагниченности
подрешёток как относительно друг друга, так и относительно вектора Н. Низкочастотная
ветвь Ф.p. соответствует возбуждению прецессии вектора самопроизвольной намагниченности
ферримагнетика Js в эффективном поле .Нэфф, к-рое определяется внеш. полем, полями магнитной
анизотропии и размагничивающими полями. Прецессия происходит т. о., что антипараллельность
векторов намагниченности подрешёток не нарушается; тогда =эффHэфф. Этот вид Ф. р. ничем не
отличается от ферромагнитного резонанса, и поэтому часто Ф. р. наз. ферромагнитным резонансом.
Специфика Ф. р. проявляется здесь лишь в изменении значения магнитомеханического отношения
эфф. В простейшем случае ферримагнетика с двумя подрешётками, имеющими намагниченности M1
и М2, эфф=(M1-M2)/(M1/1-М2/2) (здесь 1 и 2 — магнитомеханич. отношения для подрешёток).
Высокочастотные ветви Ф. р. соответствуют таким видам прецессии векторов намагниченности
подрешёток, при к-рых нарушается их антипараллельность. Эти ветви Ф. р. иногда наз.
обменными резонансами. Их частоты пропорц. обменным полям, действующим между
подрешётками: =J, где а — константа обменного взаимодействия. Эти частоты расположены в
инфракрасном диапазоне эл.-магн. спектра. Более сложен и менее изучен Ф. р. в ферримагнетиках с
неколлинеарным расположением векторов намагниченности подрешёток, а также Ф. р. вблизи точки
компенсации (т. е. вблизи темп-ры, при которой самопроизвольная намагниченность ферримагнетика
равна нулю).
• См. лит. при ст. Ферримагнетизм, Ферромагнитный резонанс.
А. С. Боровик-Романов.
ФЕРРИТЫ (от лат. ferrum — железо), в прямом смысле — хим. соединения окиси железа Fe2O3 с
окислами др. металлов; в более широком понимании — сложные окислы, содержащие железо и др.
элементы. Большинство Ф. являются ферримагнетиками и сочетают ферромагнитные и
полупроводниковые или диэлектрич. свойства, благодаря чему они получили широкое применение
как магнитные материалы в радиотехнике, радиоэлектронике, вычислит. технике.
Рис. 1. Крист. структура ферритов-шпинелей: а — схематич. изображение
элементарной ячейки шпинельной структуры (её удобно делить на 8 равных
частей — октантов); б — расположение ионов в смежных октантах ячейки:
белые кружки — ионы О2- образующие остов, чёрные — ионы металла в
октаэдрич. и тетраэдрич. промежутках; в — ион металла в тетраэдрич.
промежутке; г — ион металла в октаэдрич. промежутке.
В состав Ф. входят анионы кислорода О2-, образующие остов их кристаллич. решётки; в промежутках
между ионами кислорода располагаются катионы Fe3+ , имеющие меньший радиус, чем анионы O2-, и
катионы Меk+ металлов, к-рые могут иметь разл. ионные радиусы и разные валентности k. В
результате косвенного обменного взаимодействия катионов Fe3+ и Меk+ в Ф. возникает
ферримагнитное упорядочение с высокими значениями намагниченности и точек Кюри. Различают
Ф.-шпинели, Ф.-гранаты, ортоферриты и гексаферриты. Ферриты-шпинели имеют структуру
минерала шпинели с общей ф-лой MeOFe2O3, где Me— Ni2+ , Co2+ ,Fe2+ , Mn2+, Mg2+ , Li1+, Cu2+ .
Элементарная ячейка Ф.-шпинели представляет собой куб, образуемый 8 молекулами MeOFe2O3 и
состоящий из 32 анионов O2-, между к-рыми имеются 64 тетраэдрич. (А) и 32 октаэдрич. (В) позиции,
частично заселённые катионами Fe3+ и Ме2+ (рис. 1). В зависимости от того, какие ионы и в каком
порядке занимают по807
зиции А и В, различают нормальные шпинели и обращённые шпинели. В обращённых шпинелях
половина ионов Fe3+ находится в тетраэдрич. позициях, а в октаэдрич. позициях — 2-я половина
ионов Fe3+ и ионы Ме2+ . При этом намагниченность (магн. момент) MA октаэдрич. подрешётки
больше тетраэдрической МB, что приводит к возникновению ферримагнетизма.
Ферриты-гранаты элементов R3+ (Sm3+, Eu3+ , Gd3+ , Tb3+ Dy3+, Ho3+ , Er3+ , Tm3+, Yb3+, Lu3+ и Y3+ )
имеют кубич. структуру граната с общей ф-лой R3Fe5Ol2. Элементарная ячейка Ф.-гранатов содержит
8 молекул R3Fe5Ol2; в неё входят 96 ионов О2-, 24 иона R3+ и 40 ионов Fe3+ . В Ф.-гранатах имеется
три типа позиций, в к-рых размещаются катионы: большая часть ионов Fe3+ занимает
тетраэдрические (d), меньшая часть ионов Fe3+ — октаэдрические (а) и ионы R3+ — додекаэдрич.
позиции (с). Соотношение величин и направлений намагниченностей катионов, занимающих
позиции d, а, с, показано на рис. 2 .
Рис.
2.
Схематич.
изображение
величин
намагниченности катионов, образующих магн.
ферритах-гранатах.
и
направлений
векторов
подрешётки d, а и с в
Ортоферритами наз. группу Ф. с орторомбической крист. структурой. Их образуют редкоземельные
элементы по общей ф-ле RFeO3. Ортоферриты имеют структуру минерала перовскита. При не очень
низких темп-рах в ортоферритах упорядочиваются только магн. моменты ионов железа.
Ортоферриты явл. антиферромагнетиками и обладают слабым ферромагнетизмом. Только при очень
низких темп-рах (порядка неск. К и ниже) в ортоферритах упорядочиваются магн. моменты
редкоземельных ионов, и они становятся ферримагнетиками.
Ферриты гексагональной структуры (гексаферриты) представляют собой сложные окисные
соединения, напр. PbFe12O19, Ba2Zn2Fe12O22 и др. Ячейка гексаферритов построена ив шпинельных
блоков, разделённых блоками гексагональной структуры, содержащей ионы Pb2+, Ва2+ или Sr2+ .
Нек-рые гексаферриты обладают высокой коэрцитивной силой и применяются для изготовления
пост. магнитов. Большинство Ф. со структурой шпинели, феррит-гранат иттрия и нек-рые
гексаферриты используются как магнитно-мягкие материалы. Синтез поликрист. Ф. осуществляется
по технологии изготовления керамики. Из смеси исходных окислов прессуют изделия нужной
формы, к-рые подвергают затем спеканию при темп-рах от 900 до 1500°С на воздухе или в спец.
газовых средах. Монокрист. Ф. выращиваются методами Чохральского, Вернейля и др. (см.
Монокристалл, Кристаллизация). Ф. нашли широкое применение в радиотехнике — ферритовые
антенны, сердечники радиочастотных контуров; в СВЧ-технике — вентили и циркуляторы,
использующие принцип невзаимного распространения эл.-магн. волны в волноводе, заполненном
ферродиэлектриком; в вычислительной технике — элементы оперативной памяти; в магнитофонах и
видеомагнитофонах — покрытие плёнок и дисков. Ф. применяют также для изготовления небольших
постоянных магнитов.
• Рабкин Л. И., Соскин С. А., Эпштейн Б. Ш., Ферриты. Строение, свойства, технология
производства, Л., 1968; Смит Я., Вейн X., Ферриты, пер. с англ., М., 1962; Редкоземельные ферромагнетики и антиферромагнетики, М., 1965; Гуревич А. Г., Магнитный резонанс в ферритах и
антиферромагнетиках, М., 1973; Таблицы физических величин. Справочник, М., 1976.
Я.
П. Белое.
ФЕРРОДИНАМИЧЕСКИЙ ИЗМЕРИТЕЛЬНЫЙ МЕХАНИЗМ, см. Электродинамический
измерительный механизм.
ФЕРРОЗОНД, прибор для измерения напряжённости магнитных полей (в осн. постоянных или
медленно меняющихся) и их градиентов. Действие Ф. основано на смещении петли
перемагничивания магнитно-мягких материалов под влиянием внеш. магн. полей. В простейшем
варианте Ф. состоит из стержневого ферромагн. сердечника и находящихся на нём двух катушек:
катушки возбуждения, питаемой перем. током, и измерит. (сигнальной) катушки. В отсутствие измеряемого магн. поля сердечник под действием перем. магн. поля, создаваемого током в катушке
возбуждения, перемагничивается по симметричному циклу. Изменение магн. потока в сигнальной
катушке, вызванное перемагничиванием сердечника по симметричному циклу, индуцирует в сигнальной катушке эдс, изменяющуюся по гармонич. закону. Если одновременно на сердечник
действует измеряемое пост. или слабо меняющееся магн. поле, то кривая перемагничивания
сдвигается и становится несимметричной. При этом изменяются величина и гармоничность эдс
индукции в сигнальной катушке. В частности, появляются чётные гармонич. составляющие эдс,
величина к-рых пропорциональна напряжённости измеряемого поля (они отсутствуют при симметричном цикле перемагничивания). Как правило, Ф. состоит из двух сердечников с обмотками, крые соединены так, что нечётные гармонич. составляющие практически компенсируются. Тем самым
упрощается измерит. аппаратура и повышается чувствительность Ф. Наиболее распространённые
феррозондовые установки включают: генератор перем. тока, питающий обмотку возбуждения; фильтр для нечётных гармонич. составляющих эдс, подключённый на
выходе измерит. катушки; усилитель чётных гармоник и выходной измерит. прибор. Ф. обладают
очень высокой чувствительностью к магн. полю (до 10-4 —10-5 А/м). Ф. применяют для измерения
магн. поля Земли и его вариаций (в частности, при поисках полезных ископаемых, создающих локальные аномалии геомагн. поля); для измерения магн. полей Луны, планет и межпланетного
пространства; для обнаружения ферромагн. предметов и ч-ц в неферромагнитной среде (в частности,
в хирургии при извлечении металлич. осколков), в магн. дефектоскопии и т. д.
• Афанасьев Ю. В., Феррозонды, Л., 1969; Афанасьев Ю. В., Студенцов Н. В., Щелкин А. П., Магнитометрические преобразователи, приборы, установки, Л., 1972.
ФЕРРОМАГНЕТИЗМ, магнитоупорядоченное состояние в-ва, при к-ром все магн. моменты ат.
носителей магнетизма в в-ве параллельны и оно обладает самопроизвольной намагниченностью.
Рис.
1.
Ферромагнитная
(коллинеарная)
атомная
структура
гранецентрированной кубич. решётки ниже точки Кюри 6; стрелками
обозначены направления ат. моментов; Js — вектор суммарной намагниченности ед. объёма.
Параллельная ориентация магн. моментов (рис. 1) устанавливается при темп-рах Т ниже критич.
темп-ры Кюри 6 (см. Кюри точка). Часто Ф. наз. совокупность физ. св-в в-ва в указанном выше
состоянии. В-ва, в к-рых установился ферромагн. порядок атомных магн. моментов, наз. ферромагнетиками. Магнитная восприимчивость к ферромагнетиков положительна (>0) и достигает
значений 104—105; их намагниченность J и
Рис. 2. Кривая безгистерезисного намагничивания (0Bm) и петля гистерезиса
поликрист. железа. Значению индукции Bm соответствует намагниченность
насыщения Js.
магнитная индукция В=Н+4J (в СГС системе единиц) или B=(H+J)/0 (в ед. СИ) растут с увеличением напряжённости магн. поля Н нелинейно (рис. 2) и в полях до 100 Э (7,96•103 А/м) достигают
предельного значения Js— магнитного насыщения и Bm. Значение J зависит от «магн. предыстории»
образца, это делает за808
висимость J от H неоднозначной (наблюдается магн. гистерезис). При намагничивании
ферромагнетиков изменяются их размеры и форма (см. Магнитострикция). Имеется и обратный
эффект — кривые намагничивания и петли гистерезиса зависят от внеш. механич. напряжений. В
ферромагн. монокристаллах наблюдается магнитная анизотропия (рис. 3) — различие магн. свойств
по разным кристаллографич. направлениям.
Рис. 3. Зависимость намагниченности J от напряжённости магн. поля Н для
трёх главных кристаллографич. осей монокристалла железа (тип решётки —
объёмно центрированная кубическая, [100] — ось лёгкого намагничивания).
В поликристаллах с хаотич. распределением ориентации кристаллич. зёрен анизотропия в среднем по
образцу отсутствует, но при неоднородном распределении ориентации она может наблюдаться
(текстура магнитная).
Магн. и др. физ. свойства ферромагнетиков обладают специфич. зависимостью от темп-ры.
Намагниченность насыщения Js имеет наибольшее значение при Т=0 К (Js0) и монотонно
уменьшается до нуля при темп-ре, равной темп-ре Кюри (Т= рис. 4). Выше 6 ферромагнетик пере,
ходит в парамагн. состояние (см. Парамагнетизм), а в нек-рых случаях (редкоземельные металлы) —
в антиферромагнитное.
Рис. 4. Схематич. изображение температурной зависимости намагниченности
насыщения Js ферромагнетика; — точка Кюри.
При Н=0 переход ферромагнетик — парамагнетик, как правило, явл. фазовым переходом II рода.
Температурный ход магнитной проницаемости (или восприимчивости ) ферромагнетиков имеет
явно выраженный максимум вблизи . При T> восприимчивость v, обычно следует Кюри — Вейса
закону. Наблюдаются также аномалии в величине и температурной зависимости упругих
постоянных, теплоёмкости, коэфф. линейного и объёмного расширения. При адиабатич.
намагничивании и размагничивании ферромагнетики изменяют свою темп-ру (см.
Магнетокалорический эффект). Перечисленные особенности немагн. св-в ферромагнетиков
достигают макс. величины вблизи Т=в.
Необходимым условием Ф. явл. наличие постоянных (независящих от Н) магн. (спиновых или
орбитальных или
обоих вместе) моментов электронных оболочек атомов в-ва. Это условие выполняется в кристаллах,
построенных из магн. атомов переходных элементов (атомов с недостроенными внутр. электронными
слоями). Различают 4 осн. случая: 1) металлич. кристаллы (чистые металлы, сплавы и интерметаллич.
соединения) на основе переходных элементов с недостроенными d-оболочками (в первую очередь 3
d-оболочками у элементов группы железа); 2) металлич. кристаллы на основе переходных элементов
с недостроенными f-оболочками (редкоземельные элементы с недостроенными 4f-оболочками); 3)
неметаллич. крист. соединения при наличии в качестве хотя бы одного компонента переходного dили f-элемента; 4) сильно разбавленные растворы переходных d- или f-металлов в диамагн. металлич.
матрице. Появление в этих 4 случаях ат. магн. порядка обусловлено обменным взаимодействием.
Однако в разных случаях встречаются разл. типы обменного взаимодействия. В неметаллич. в-вах
(случай 3) чаще всего встречается косвенное обменное взаимодействие, при к-ром магн. порядок
электронов недостроенных d- или f-оболочек в ближайших соседних магн. ионах устанавливается
при активном участии электронов внеш. замкнутых оболочек магнитно-нейтральных ионов (напр.,
О2-, S2-, Se2- и т. п.), расположенных обычно между магнитно-активными ионами (см.
Ферримагнетизм). Как правило, здесь возникает антиферромагн. порядок, к-рый приводит либо к
антиферромагнетизму, если в каждой элементарной ячейке кристалла суммарный магн. момент всех
ионов равен нулю, либо к ферримагнетизму, если этот суммарный момент не равен нулю. Возможны
случаи, когда взаимодействие в неметаллич. кристаллах носит ферромагн. характер (все ат. магн.
моменты параллельны), напр. EuO, EuSiO4, CrBr3.
Общим для кристаллов типа 1, 2, 4 явл. наличие в них системы коллективизир. электронов
проводимости. В отсутствие магн. ионов электроны проводимости обладают парамагнетизмом
паулиевского типа, если он не подавлен более сильным диамагнетизмом ионной решётки. Возникающий в металлах, содержащих ионы переходных металлов, магн. порядок в случаях 1, 2 и 4 имеет
разл. происхождение. Во 2-м случае магнитно-активные 4f-оболочки имеют очень малый радиус по
сравнению с постоянной крист. решёткой. Поэтому здесь невозможна прямая обменная связь даже у
ближайших соседних ионов и обменное взаимодействие носит косвенный характер (косвенное
обменное взаимодействие через электроны проводимости). В 4-м типе ферромагнетиков (в отличие
от случаев 1, 2, 3) магн. порядок не обязательно связан с крист. ат. порядком. Часто эти
ферромагнетики представляют собой в магн. отношении аморфные системы с неупорядоченно
распределёнными по кристаллич. решётке ионами, обладающими ат. магн. моментами (т. н.
спиновые стёкла). В спиновых стёклах мы встречаемся ещё с одним типом косвенного обменного
взаимодействия через электроны проводимости — осциллирующим по знаку взаимодействием
Рудермана — Киттеля (РККИ). Ф. наблюдался также у ряда металлов и сплавов, находящихся в
аморфном (метастабильном) состоянии. Особенно интересны т. н. метглассы — аморфные
металлические стёкла, напр. сплав Fe (80%) с В (20%).
Наконец, в кристаллах 1-го типа электроны, принимающие участие в создании ат. магн. порядка,
состоят из бывших 3d- и 4s-электронов изолированных атомов. В отличие от 4f-оболочек
редкоземельных ионов, имеющих очень малый радиус, более близкие к периферии Зd-электроны
атомов группы Fe испытывают практически полную коллективизацию и совместно с 4s-электронами
образуют общую систему электронов проводимости. Однако, в отличие от нормальных
(непереходных) металлов, эта система в d-металлах обладает гораздо большей плотностью энергетич.
уровней, что благоприятствует действию обменных сил и приводит к появлению намагнич.
состояния в Fe, Co, Ni и в их многочисл. сплавах. Следует заметить, что во многих случаях в
результате обменного взаимодействия s- и d-электронов их магн. моменты упорядочиваются
антипараллельно.
Конкретные теоретич. расчёты различных св-в ферромагнетиков проводятся как в квазиклассич.
феноменологич. приближении, так и с помощью более строгих квантовомеханич. атомных моделей.
В первом случае обменное взаимодействие, приводящее к Ф., учитывается введением эффективного
молекулярного поля Hэфф=AJs (рус. учёный Б. Л. Розинг, 1897; франц. физик П. Вейс, 1907). Энергия
обменного взаимодействия U квадратично зависит от Js:
U=HэффJs=-AJs,
где А — постоянная молекулярного поля (А >0), Js— намагниченность насыщения. Уточнение этой
трактовки Ф. дала квантовая механика, раскрыв электрич. обменную природу постоянной А (Я. И.
Френкель, нем. физик В. Гейзенберг, 1928). Теория молекулярного поля даёт хорошее согласие с
опытом при высоких темп-рах (T~). При низких темп-рах описание св-в ферромагнетиков возможно
только с помощью квантовомеханич. теории спиновых волн, согласно к-рой самопроизвольная
намагниченность должна
809
убывать с ростом темп-ры по закону Блоха (установлен амер. физиком Ф. Блохом в 1930):
Js=Js0(1-T3/2),
где Js0 — намагниченность насыщения при T=0 К. По закону ~Т3/2, согласно теории, должна
возрастать магн. теплоёмкость. Опыт показывает, что этот закон выполняется хорошо только в
диэлектрич. ферромагнетиках. Наличие коллективизир. электронов приводит к дополнит. членам в
законе Блоха. Следует отметить, что в теории Ф. металлов с коллективизир. электронами до сих пор
много незавершённого, и она продолжает активно развиваться.
В отсутствие внеш. магн. поля ферромагн. образец разбит на домены, — области однородной
намагниченности. В простейшем случае доменная структура представляет собой чередующиеся слои
с взаимно противоположным направлением намагниченности. Образование доменов— результат
конкуренции двух типов взаимодействия: обменного и магнитного (диполь-дипольного
.взаимодействия
магн. моментов). Первое — близкодействующее, оно стремится установить магн. моменты
параллельно и ответственно за однородную намагниченность в домене. Второе, дальнодействующее,
ориентирует антипараллельно векторы намагниченности соседних доменов. Теория Ф. качественно
удовлетворительно объясняет размеры и форму доменов (Л. Д. Ландау и Е. М. Лифшиц, 1935).
Между доменами существуют переходные слои конечной толщины, в к-рых Js непрерывно меняет
своё направление. При нек-рых критически малых размерах ферромагн. образцов образование в них
неск. доменов может стать энергетически невыгодным, и тогда такие мелкие ферромагн. частицы
оказываются при T< однородно намагниченными (см. Однодоменные ферромагнитные частицы).
Кривые намагничивания и петли гистерезиса в ферромагнетиках определяются изменениями объёма
доменов с разл. ориентациями Js в них за счёт смещения границ доменов, а также вращения векторов
Js доменов (см. Намагничивание). Магн. восприимчивость ферромагнетиков можно приближённо
представить в виде суммы =смещ+вращ. Анализ кривых намагничивания J(Н) показывает, что в
слабых полях смещ>>вращ, а в сильных, после крутого подъёма кривой J(H), вращ>>смещ. Особый
характер имеют процессы намагничивания и распределение намагниченности в тонких магнитных
плёнках. Из-за чувствительности доменной структуры и процессов намагничивания к строению
кристаллов общая количеств. теория кривых намагничивания ферромагнетиков пока находится в
незавершённом состоянии. Обычно для определения зависимости J(H) пользуются качеств. физ.
представлениями. Лишь в случае идеальных монокристаллов в области, где вращ>>смещ, возможен
строгий количеств. расчёт (Н. С. Акулов, 1928). Теория кривых намагничивания и петель гистерезиса
важна для создания новых и улучшения существующих магнитных материалов.
Связь Ф. с многими немагнитными св-вами в-ва позволяет по данным измерений магн. св-в получить
информацию о разл. тонких специфич. особенностях электронной структуры кристаллов. Поэтому Ф.
интенсивно исследуют на электронном и ядерном уровнях, используя электронный ферромагнитный
резонанс, ядерный магнитный резонанс, Мёссбауэра эффект, рассеяние на ферромагн. кристаллах
разл. типов пучков частиц, обладающих магн. моментом.
• .Акулов Н., Ферромагнетизм, М.—Л., 1939: Бозорт Р., Ферромагнетизм, пер. с англ., М., 1956;
Туров Е. А., Физические свойства магнитоупорядоченных кристаллов, М., 1963; Теория ферромагнетизма металлов и сплавов. Сб. статей, пер. с англ., М., 1963; Ахиезер А. И., Барьяхтар В. Г.,
Пелетминский С. В., Спиновые волны, М., 1967; Сверхтонкие взаимодействия в твердых телах, пер. с
англ., М., 1970; Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971; К и т т е л ь Ч., Введение в физику твердого
тела, пер. с англ., М., 1978.
С. В. Вонсовский.
ФЕРРОМАГНЕТИЗМ СЛАБЫЙ, см. Слабый ферромагнетизм.
ФЕРРОМАГНЕТИК, вещество, в к-ром ниже определённой темп-ры (Кюри точки 0)
устанавливается ферромагн. порядок магнитных моментов атомов или ионов (в неметаллич.
кристаллах) или магн. моментов коллективизир. электронов (в металлич. кристаллах; см.
Ферромагнетизм). Среди хим. элементов ферромагнитны переходные элементы Fe, Со и Ni (Зdметаллы) и редкоземельные металлы Gd, Tb, Dy, Но, Er, Tm (табл. 1).
Табл. 1. ФЕРРОМАГНИТНЫЕ МЕТАЛЛЫ
* Js0) — намагниченность ед. объёма при абс. нуле темп-ры.
** Точка перехода из ферромагн. в антиферромагн. состояние.
Для 3d-металлов и Gd характерна коллинеарная ферромагн. атомная структура, а для остальных
редкоземельных Ф.— неколлинеарная (спиральная, циклоидальная и синусоидальная; см. Магнитная
структура атомная). Ферромагнитны также многочисл. металлич. бинарные и более сложные
(многокомпонентные) сплавы и соединения упомянутых металлов между собой и с др. неферромагн.
элементами, сплавы и соединения Cr и Mn с неферромагн. элементами (Гейслеровы сплавы),
соединения ZrZn2 и ZrxMl_x Zn2 (где М—это Ti,. Y, Nb или Hf, 0x1), Au4V, Sc3In и др. (табл. 2), а
также нек-рые соединения группы актинидов (напр., UH3).
Табл. 2. ФЕРРОМАГНИТНЫЕ СОЕДИНЕНИЯ
Особую группу Ф. образуют сильно разбавленные растворы замещения парамагн. атомов, напр. Fe
или Со в диамагн. матрице Pd. В этих в-вах атомные магн. моменты распределены неупорядоченно
(при наличии ферромагн. порядка отсутствует ат. порядок). Ферромагн. порядок обнаружен также в
аморфных (метастабильных) металлич. сплавах и соединениях (см. Металлические стёкла), в
аморфных полупроводниках, в обычных органич. и неорганич. стёклах, халькогенидах (сульфидах,
селенидах, теллуридах) и т. п. Число известных неметаллич. Ф. пока невелико. Это, напр., ионные
соединения типа La1-x CaxMnO5 (0,4>x>0,2), EuO, Eu2SiO4, EuS, EuSe, EuI2, CrBr3 и т. п. У
большинства из них точка Кюри лежит ниже 1 К. Только у соединений Eu, халькогенидов, CrB3 значение ~100 К.
Ф. по величине коэрцитивной силы Нс делятся на магнитно-мягкие и магнитно-жёсткие. Первые
обладают малой Нс и значит. магнитной проницаемостью. Вторые имеют большие значения Нс и
остаточной намагниченности Jr. Ф. играют огромную роль в самых разных областях совр. техники:
магнитно-мягкие материалы используются в электротехнике (трансформаторы, электромоторы,
генераторы и т. д.), в слаботочной технике связи и радиотехнике; магнитно-жёсткие материалы
применяются для изготовления постоянных магнитов.
• См. лит. при ст. Ферромагнетизм.
С. В. Вонсовский.
ФЕРРОМАГНИТНЫЙ РЕЗОНАНС, разновидность электронного магнитного резонанса в
ферромагнетиках и ферримагнетиках; проявляется в избирательном поглощении ферромагнетиком
энергии эл.-магн. поля при определ. (резонансных) значениях частоты 0 и внеш. магн, поля H0. При
Ф. р. возбуждается резонансная прецессия намагниченности Js ферромагнетика в эффективном магн,
поле Hэфф.
810
Возбуждение производится магн. СВЧ-полем H, перпендикулярным внеш. пост. полю Н0.
Однородный Ф. р. можно рассматривать как возбуждение спиновых волн с волновым вектором k=0.
Ф. р., как и электронный парамагнитный резонанс (ЭПР), обнаруживают методами магн.
радиоспектроскопии. Поскольку поглощаемая в-вом при резонансе эл.-магн. энергия пропорц.
намагниченности в-ва, то при Ф. р. поглощение на неск. порядков больше, чем при ЭПР. Теория Ф. р.
приводит к след. выражению для резонансной частоты 0=Hэфф, где =gБ/ћ —
магнетомеханическое отношение, g — Ланде множитель (g-фактор), Б — магнетон Бора.
Поле Hэфф существенно отличается от внеш. поля Н0. Оно зависит от полей магнитной анизотропии
НА, констант магнитоупругого вз-ствия, размагничивающих полей. Последнее обстоятельство
приводит к тому, что Hэфф зависит от формы образца. Напр., для образца эллипсоидальной формы,
помещённого в поле Н0, параллельное оси координат z, Hэфф=[H1+(Ny-Nz)J][H1+(Nx-Nz)J],
где Nx, Ny, Nz — размагничивающие факторы вдоль соответствующих главных осей эллипсоида,
Н1=Н0+НA. Приведённая ф-ла справедлива для одноосного ферромагнетика с осью анизотропии
вдоль оси г и без учёта магнитоупругой энергии. Доменная структура усложняет Ф. р. В частности,
возможно наблюдение Ф. р. в отсутствии внеш. поля.
Основными хар-ками Ф. р. являются: 1) зависимость частоты 0 от внеш. поля; 2) форма и ширина
(Н0) линии поглощения (обычно наблюдается при фиксированной частоте и изменяющемся поле).
Из экспериментальной зависимости 0(H) можно определить поля анизотропии и g-фактор. Данные
об изменении положения линии Ф. р. под давлением позволяют определить магнитоупругие
константы. Ширина линии даёт информацию о процессах релаксации. Для релаксац. процессов при
Ф. р. необходимо учитывать наряду с однородной прецессией намагниченности (k=0) сушествование сплошного спектра спиновых волн (k0). С квантовой точки зрения процессы
релаксации описываются как рассеяние спиновых волн друг на друге, на тепловых колебаниях
решётки (фононах) и на электронах проводимости (в металлах). Напр., при однородном Ф. р.
релаксация проявляется в уширении линии поглощения на величину 0=(д0/дH)ХH0=2/0, где 0
— время релаксации, т. е. ср. «время жизни» спиновой волны с А=0. Ширина линии Н0 для разл.
ферромагнетиков меняется от 0,1 до 103 Э (от 8 до 79 600 А/м). Осн. роль в уширении линии играют
статич. неоднородности: примесные атомы, поры, дислокации, мельчайшие шероховатости на
поверхности образца. Наиболее узкая линия (с H00,2 Э) наблюдалась в монокристалле Y3Fe5O12 —
иттриевом феррите со структурой минерала граната. В металлич. ферромагнетиках один из гл.
механизмов уширения линий Ф. р. связан со скин-эффектом: СВЧ-поле из-за вихревых токов
становится неоднородным и поэтому возбуждает широкий спектр спиновых волн. Существ. роль в
рассеянии спиновых волн в металлич. ферромагнетиках играет также их взаимодействие с электронами проводимости. Ширина наиболее узкой линии Ф. р. в металлич. ферромагнетиках ~10 Э,
Часто наблюдается неоднородный Ф. р.— возбуждение СВЧ-полем неоднородных по объёму образца
колебаний намагниченности Js, они проявляются в виде магнетостатич. колебаний в сферич.
образцах и дисках (моды Уокера) и в виде стоячих спиновых волн (с k0) в тонких плёнках (спинволновой резонанс). Наблюдение спин-волнового резонанса позволяет определить константу в
законе дисперсии спиновых волн.
Нелинейные эффекты Ф. р. определяются связью между однородной прецессией магн. моментов и
неоднородными колебаниями моментов, к-рые отсутствуют при ЭПР. Из-за указанной связи при
увеличении амплитуды напряжённости магн. поля H. до нек-рой критич. величины Hкр начинается
очень быстрый (экспоненциальный) рост числа спиновых волн с определ. волновыми векторами (т. н.
параметрич. возбуждение спиновых волн). Это приводит к «преждевременному» насыщению Ф. р.
Магнитоупругие взаимодействия в ферромагнетиках могут привести к параметрич. возбуждению
колебаний кристаллич. решётки.
Эксперименты по наблюдению параметрич. возбуждения спиновых волн и фононов позволяют
определить время жизни этих квазичастиц с заданным значением k.
На явлении Ф. р. основаны многие СВЧ-устройства: резонансные вентили и фильтры, параметрич.
усилители, преобразователи частоты, ограничители мощности и линии задержки. Во всех этих
устройствах используется Ф.р. в ферритах.
Впервые на резонансный характер поглощения сантиметровых эл.-магн. волн ферромагнетиками
указал в 1911—13 В. К. Аркадьев.
• Ферромагнитный резонанс и поведение ферромагнетиков в переменных магнитных полях. Сб.
статей, пер. с англ., М., 1952; Ферромагнитный резонанс, М., 1961; Гуревич А. Г., Магнитный
резонанс в ферритах и антиферромагнетиках, М., 1973: С л и к т е р Ч., Основы теории магнитного
резонанса, пер. с англ., 2 изд., М., 1981: Моносов Я. А., Нелинейный ферромагнитный резонанс, М.,
1971.
С. В. Вонсовский.
ФЕРРОМЕТР, устройство для определения мгновенных значений индукции (Вt) и напряжённости
(Ht) магн. поля в ферромагн. образцах при их циклическом перемагничивании. Ф. позволяет по
точкам строить симметричные динамич. петли перемагничивания ферромагн. образцов (см. Намагничивания кривые) переменным периодич. магн. полем (обычно пром. частоты), а также
осуществлять запись петель перемагничивания двухкоординатным самописцем на бумаге или на
экране осциллографа.
Принцип действия Ф. основан на том, что мгновенные значения Bt и Ht пропорциональны ср.
значениям их производных за определ. промежуток времени. Производная индукции dB/dt находится
по эдс е в измерит. катушке, навитой на исследуемый образец: e=-w2S(dB/dt), где w2— число витков
катушки, 5 — сечение образца. Значение Hi рассчитывается по величине тока i, производная к-рого
определяется по эдс еM во вторичной обмотке катушки взаимной индуктивности (её первичная
обмотка включена последовательно в намагничивающую цепь): eM=-M(di/dt), где М — коэфф.
взаимной индуктивности катушки.
Для построения динамич. петли перемагничивания обычно Bt и Ht определяют через равные доли
периода изменения магн. поля.
Осн. кривую намагничивания получают как геом. место вершин симметричных динамич. петель
перемагничивания.
Иногда Ф. ошибочно наз. осциллографич. приборы — феррографы, на экране к-рых также
воспроизводится петля перемагничивания, но эти приборы позволяют производить калибровку и
определение параметров только вершин петель перемагничивания.
• См. лит. при ст. Магнитные измерения.
ФЕРРОЭЛЕКТРИКИ, то же, что сегнетоэлектрики (в англоязычной лит.).
ФИАНИТЫ [от назв. Физ. ин-та Академии наук СССР (ФИАН), где Ф. впервые синтезированы],
синтетич. кристаллы на основе окислов Zr и Hf с добавлением неск. % примесей — стабилизаторов
(окислов Са, U и др.), а также окислов редкоземельных элементов, элементов группы Fe и др. Ф.
имеют кубич. крист. решётку. Получаются кристаллизацией из расплава. Ф. могут быть бесцветными
или окрашенными (примесями) в разнообразные цвета. Ф.— лучший имитант алмаза. Ф. обладают
уникальной совокупностью свойств, высокими темп-рой плавления и твёрдостью (7,5—8,5 по шкале
Мооса), слабой испаряемостью при высоких темп-рах, показателем преломления света n=2,15—2,25,
плотностью 6,5—10 г/см3, устойчивостью к действию кислот и щелочей. Из Ф. изготавливают высо811
котемпературные оптич. линзы и «окна»; они используются в качестве конструкц. материалов,
способных противостоять высоким темп-рам и химически агрессивным средам, а также в качестве
лазерных материалов.
1—2. Фианиты — синтетические монокристаллы, созданные на основе высокотемпературных
окислов; 1 — необработанные кристаллы; 2 — ювелирные камни. Физический институт им. П. Н.
Лебедева АН СССР. Москва.
ФИЗИКА, наука, изучающая простейшие и вместе с тем наиболее общие закономерности явлений
природы, св-ва и строение материи и законы её движения. Понятия Ф. и её законы лежат в основе
всего естествознания. Ф. относится к точным наукам и изучает количеств. закономерности явлений.
Слово «Ф.» происходит от греч. physis — природа. В эпоху античной культуры наука охватывала всю
совокупность знаний о природных явлениях. По мере дифференциации знаний и методов
исследований из неё выделились отд. науки, в т. ч. и Ф. Границы, отделяющие Ф. от др. естеств.
наук, в значит. мере условны и меняются с течением времени.
Ф.— эксперим. наука: её законы базируются на фактах, установленных опытным путём. Законы Ф.
представляют собой количеств. соотношения и формулируются на матем. языке. Различают
экспериментальную Ф.— опыты, проводимые для обнаружения новых фактов и проверки известных
физ. законов, и теоретическую Ф., цель к-рой состоит в формулировке законов природы и
объяснении конкретных явлений на основе этих законов, а также в предсказании новых явлений. При
изучении любого явления опыт и теория в равной мере необходимы и взаимосвязаны.
В соответствии с многообразием исследуемых объектов и форм движения материи Ф. подразделяется
на ряд дисциплин (разделов), в той или иной мере связанных друг с другом; это деление не
однозначно, и его можно проводить, руководствуясь разл. критериями. По изучаемым объектам Ф.
делится на Ф. элем. ч-ц, Ф. ядра, Ф. атомов и молекул, Ф. газов и жидкостей, Ф. тв. тела, Ф. плазмы.
Др. критерий — изучаемые процессы или формы движения материи. Соответственно в Ф. выделяют:
механику материальной точки и тв. тела, механику сплошных сред (включая акустику),
термодинамику и статистич. механику, электродинамику (включая оптику), теорию тяготения, квант.
механику и квант. теорию поля. Указанные разделы Ф. частично перекрываются вследствие глубокой
внутр. взаимосвязи между объектами материального мира и процессами, в к-рых они участвуют. По
целям исследования выделяют также прикладную Ф. (напр., прикладная оптика).
Особо выделяют в Ф. учение о колебаниях и волнах, что обусловлено
общностью закономерностей колебат. процессов разл. физ. природы и методов их исследования.
Здесь рассматриваются механич., акустич., электрич. и оптич колебания и волны с единой точки
зрения.
Совр. Ф. содержит небольшое число фундам. физ. теорий, охватывающих все разделы Ф. Эти теории
представляют собой квинтэссенцию знаний о характере физ. процессов и явлений, приближённое, но
наиболее полное отображение разл. форм движения материи.
Основные этапы развития физики
Физ. явления издавна привлекали внимание людей. В 6 в. до н. э.— 2 в. н. э. впервые зародились идеи
об ат. строении в-ва (Демокрит, Эпикур, Лукреций), была разработана геоцентрич. система мира
(Птолемей), установлены простейшие законы статики (правило рычага), открыты закон
прямолинейного распространения и закон отражения света, сформулированы начала гидростатики
(закон Архимеда), наблюдались простейшие проявления электричества и магнетизма. Итог
приобретённых знаний в 4 в. до н. э. был подведён Аристотелем. Признавая значение опыта,
Аристотель не считал его гл. критерием достоверности знания, отдавая предпочтение умозрит.
представлениям. В средние века учение Аристотеля было канонизировано церковью, что надолго
затормозило развитие науки.
Развитие Ф. как науки в совр. смысле этого слова началось в 17 в. и связано в первую очередь с
именем итал. учёного Г. Галилея, к-рый понял необходимость матем. описания движения. Он
показал, что воздействие на данное тело окружающих тел определяет не скорость, как считалось в
учении Аристотеля, а ускорение тела. Это утверждение — первая формулировка закона инерции.
Галилей открыл принцип относительности в механике, доказал независимость ускорения свободного
падения тел от их плотности и массы, обосновывал теорию Коперника и получил значит. результаты
в астрономии, в изучении оптич., тепловых и др. явлений. Ученик Галилея итал. учёный Э.
Торричелли установил существование атм. давления и создал первый барометр. Англ. учёный Р.
Бойль и франц. учёный Э. Мариотт исследовали упругость газов и сформулировали первый газовый
закон, носящий их имя. Голл. учёный В. Снелль и франц. учёный Р. Декарт открыли закон
преломления света, был создан микроскоп. В 1600 англ. учёный У. Гильберт разграничил электрич. и
магн. явления и доказал, что Земля — гигантский магнит.
Осн. достижение Ф. 17 в.— создание классич. механики; И. Ньютон в труде «Математические начала
натуральной философии» (1687) сформулировал все осн. законы этой науки (см. Ньютона законы
механики). С появлением механики Ньютона было окончательно понято, что задача науки состоит в
отыскании наиболее общих количественно формулируемых законов природы. Фундам. значение
имело введение Ньютоном понятия состояния, к-рое стало одним из осн. для всех физ. теорий.
Состояния систем тел в механике полностью определяются координатами и импульсами тел
системы. Если известны силы вз-ствия тел, а также значения координат и импульсов в нач. момент
времени, то из ур-ния движения (второй закон Ньютона) можно однозначно установить значения
координат и импульсов в любой последующий момент.
Исходя из законов движения планет, установленных И. Кеплером, Ньютон открыл закон всемирного
тяготения, с помощью к-рого удалось с замечат. точностью рассчитать движение Луны, планет и
комет, объяснить приливы и отливы в океане. Им были впервые чётко сформулированы классич.
представления об абсолютном пр-ве как вместилище материи, не зависящем от её св-в и движения, и
абсолютном равномерно текущем времени. Вплоть до создания теории относительности эти
представления не претерпели изменений. В это же время голл. учёный X. Гюйгенс и нем. учёный Г.
Лейбниц сформулировали закон сохранения кол-ва движения; Гюйгенс создал теорию физ. маятника,
построил часы с маятником. Началось развитие физ. акустики.
Со 2-й пол. 17 в. быстро развивается геом. оптика применительно к конструированию телескопов и
др. оптич. приборов. Были заложены и основы физ. оптики: итал. физик Ф. Гримальди открыл
дифракцию света, а Ньютон провёл фундам. исследования дисперсии света. В 1676 дат. астроном О.
К. Рёмер впервые измерил скорость света. Почти одновременно возникли и начали развиваться корпускулярная и волновая теории света (см. Оптика).
В работах Л. Эйлера и др. учёных была разработана динамика абсолютно тв. тела. Параллельно с
развитием механики ч-ц и тв. тела шло развитие механики жидкости и газа. Трудами швейц. учёного
Д. Бернулли, Эйлера, франц. учёного Ж. Лагранжа и др. в 1-й пол. 18 в. были заложены основы
гидродинамики идеальной жидкости. В «Аналитической механике» (1788) Лагранжа ур-ния механики представлены в столь обобщённой форме, что в дальнейшем их удалось применить и к
немеханическим, в частности эл.-магн., процессам. Была создана единая механич. картина мира,
согласно к-рой всё богатство и многообразие мира — результат различия движения ч-ц (атомов),
слагающих тела, движения, подчиняюще812
гося законам Ньютона. Объяснение физ. явления считалось науч. и полным, если его удавалось
свести к действию законов механики.
В др. областях Ф. происходило накопление опытных данных и формулировались простейшие
эксперим. законы. Франц. физик Ш. Ф. Дюфе открыл существование двух родов электричества и
установил характер их вз-ствия. Амер. учёный Б. Франклин установил закон сохранения электрич.
заряда. Англ. учёный Г. Кавендиш и независимо франц. физик Ш. Кулон открыли осн. закон
электростатики, определяющий силу вз-ствия неподвижных электрич. зарядов (Кулона закон).
Трудами франц. учёного П. Бугера и нем. учёного И. Ламберта начала создаваться фотометрия. Было
открыто инфракрасное (англ. учёные В. Гершель и У. Волластон) и ультрафиолетовое (нем. учёный
И. Риттер, Волластон) излучения.
Заметный прогресс произошёл в исследовании тепловых явлений; было сформулировано понятие
теплоёмкости, начато изучение теплопроводности и теплового излучения. Трудами М. В.
Ломоносова, Бойля, англ. физика Р. Гука, Бернулли и др. были заложены основы мол .-кинетич. теории теплоты.
В нач. 19 в. борьба между корпускулярной и волн. теориями света завершилась победой волн.
теории. Этому способствовало успешное объяснение англ. учёным Т. Юнгом и франц. учёным О. Ж.
Френелем явления интерференции и дифракции света с помощью волн. теории. Было получено
решающее доказательство поперечности световых волн (Френель, франц. учёный Д. Ф. Араго, Юнг).
Рассматривая свет как поперечные волны в упругой среде (эфире), Френель установил количеств.
закон, определяющий интенсивность преломлённых и отражённых световых волн.
Большое значение для развития Ф. имело открытие итал. учёными Л. Гальвани и А. Вольтой
электрич. тока и создание гальванич. батарей. Было исследовано хим. действие тока (англ. учёные Г.
Дэви, М. Фарадей), получена электрич. дуга (В. В. Петров). Открытие дат. физиком X. К. Эрстедом
(1820) действия электрич. тока на магн. стрелку доказало связь между электрич. и магн. явлениями. В
том же году франц. физик А. М. Ампер пришёл к выводу, что все магн. явления обусловлены
движущимися заряж. ч-цами — электрич, током, и экспериментально установил закон,
определяющий силу вз-ствия электрич. токов (Ампера закон). В 1831 Фарадей открыл явление
электромагнитной индукции. Ранее Фарадей высказал гипотезу, согласно к-рой эл.-магн. вз-ствия
осуществляются посредством промежуточного агента — эл.-магн. поля. Это послужило началом
формирования новой науки о св-вах и законах поведения
особой формы материи — эл.-магн. поля.
К 1-й пол. 19 в. были накоплены фактич. данные о макроскопич. св-вах тв. тел и установлены
эмпирич. законы поведения тв. тела под влиянием механич. сил, темп-ры, электрич. и магн. полей,
света и др. Исследование упругих св-в привело к открытию Гука закона (1660), электропроводности
металлов — к установлению Ома закона (1826), тепловых св-в — закона теплоёмкостей (Дюлонга и
Пти закона). Были открыты осн. магн. св-ва тв. тел, построена общая теория упругих св-в тв. тел
(франц. учёные Л. М. Навье, О. Л. Коши).
Важнейшее значение для Ф. и всего естествознания имело открытие (нем. учёные Ю. Р. Майер, Г.
Гельмгольц, англ. физик Дж. Джоуль) закона сохранения энергии, связавшего воедино все явления
природы. В сер. 19 в. опытным путём была доказана эквивалентность кол-ва теплоты и работы и т. о.
установлено, что теплота представляет собой особую форму энергии. Закон сохранения энергии стал
осн. законом теории тепловых явлений (термодинамики) и получил название первого начала
термодинамики. Фундам. закон теории теплоты — второе начало термодинамики — был
сформулирован нем. физиком Р. Клаузиусом в 1850 (на основе результатов, полученных франц.
учёным С. Карно в 1824) и англ. физиком У. Томсоном в 1851. Он является обобщением опытных
данных, свидетельствующих о необратимости процессов в природе, и определяет направление
возможных энергетических превращений. Значит. роль в построении термодинамики сыграли
исследования франц. учёного Ж. Л. Гей-Люссака, на основе к-рых франц. физиком Б. Клапейроном
было установлено ур-ние состояния идеальных газов, обобщённое в дальнейшем Д. И. Менделеевым.
Одновременно с развитием термодинамики развивалась и мол.-кинетич, теория тепловых процессов;
были открыты физ. законы нового типа — статистические, в к-рых все связи между физ. величинами
носят вероятностный характер. В 1859 англ. физик Дж. Максвелл, впервые введя в Ф. понятие
вероятности, нашёл закон распределения молекул по скоростям (Максвелла распределение).
Возможности мол.-кинетич. теории необычайно расширились, что привело в дальнейшем к созданию
статистич. механики. Австр. физик Л. Больцман построил кинетическую теорию газов и дал
статистич. обоснование законов термодинамики. Осн. проблема, к-рую удалось в значит. степени решить Больцману, заключается в согласовании обратимого во времени движения молекул с очевидной
необратимостью макроскопич. процессов. Большое значение имела доказанная им теорема о
равномерном распределении ср. кинетич. энергии по степеням свободы. Классич. статистич.
механика была завершена в работах амер. физика Дж. У. Гиббса (1902), создавшего метод расчёта фции распределения для любых систем в состоянии термодинамич. равновесия. Всеобщее признание
статистич. механика получила в 20 в. после создания А. Эйнштейном и польск. физиком М.
Смолуховским (1905—06) на основе мол.-кинетической теории количеств. теории броуновского
движения, подтверждённой опытами франц. физика Ж. Б. Перрена.
Во 2-й пол. 19 в. процесс изучения эл.-магн. явлений завершился созданием Максвеллом классич.,
электродинамики. В своей осн. работе «Трактат об электричестве и магнетизме» (1873) он установил
ур-ния для эл.-магн. поля (носящие его имя), к-рые объясняли все известные в то время факты с
единой точки зрения и позволяли предсказывать новые явления. Эл.-магн. индукцию Максвелл
интерпретировал как процесс порождения перем. магн. полем вихревого электрич. поля. Затем он
предсказал обратный эффект — порождение магн. поля перем. электрич. полем (ток смещения).
Важнейшим результатом теории Максвелла был вывод о конечности скорости распространения эл.магн. вз-ствий, равной скорости света. Эксперим. обнаружение эл.-магн. волн нем. физиком Г.
Герцем (1886—89) подтвердило справедливость этого вывода. Из теории Максвелла вытекало, что
свет имеет эл.-магн. природу. Тем самым оптика стала одним из разделов электродинамики. В 1899
П. Н. Лебедев экспериментально обнаружил и измерил давление света, предсказанное теорией
Максвелла. В 1895 А. С. Попов впервые использовал эл.-магн. волны для беспроволочной связи.
В 1859 трудами нем. учёных Г. Кирхгофа и Р. Бунзена заложены основы спектрального анализа.
Продолжалось развитие механики сплошных сред. В акустике была разработана теория упругих
колебаний и волн (Гельмгольц, англ. физик Рэлей). Возникла техника получения низких темп-р.
Были получены в жидком состоянии все газы, кроме гелия. В 1908 голл. физику X. КамерлингОннесу удалось ожижить и гелий.
Новый этап в развитии Ф. связан с открытием англ. физиком Дж. Томсоном в 1897 эл-на.
Выяснилось, что атомы не элементарны, а представляют собой сложные системы, в состав к-рых
входят эл-ны. В кон. 19 — нач. 20 вв. голл. физик X. А. Лоренц заложил основы электронной теории.
Им были сформулированы ур-ния, описывающие элем. эл.-магн. процессы (Лоренца — Максвелла
уравнения), к-рые связывают движение отд. заряж. ч-ц с создаваемым ими
813
эл.-магн. полем. Электронная теория Лоренца дала возможность рассчитывать значения эл.-магн.
хар-к в-ва в зависимости от частоты, темп-ры и т. д.
В нач. 20 в. стало ясно, что электродинамика требует коренного пересмотра представлений о пр-ве и
времени, лежащих в основе классич. механики Ньютона. В 1905 Эйнштейн создал частную
(специальную) относительности теорию — новое учение о пр-ве и времени. Эта теория
исторически была подготовлена трудами Лоренца и франц. учёного А. Пуанкаре. Частная теория
относительности показала, что свести эл.-магн. процессы к механич. процессам в гипотетической
среде (эфире) невозможно. Стало ясно, что эл.-магн. поле представляет собой особую форму
материи, поведение к-рой не подчиняется законам механики. В 1916 Эйнштейн построил общую
теорию относительности — физ. теорию пр-ва, временя я тяготения. Эта теория ознаменовала новый
этап в развитии теории тяготения.
На рубеже 19—20 вв. было положено начало величайшей революции в области Ф., связанной с
возникновением и развитием квант. теории. В кон. 19 в. выяснилось, что распределение энергии
теплового излучения по спектру, выведенное из закона классич. статистич. Ф. о равномерном
распределении энергии по степеням свободы, противоречит опыту. Выход был найден в 1900 нем.
физиком М. Планком, показавшим, что результаты теории согласуются с опытом, если
предположить, что атом испускает эл.-магн. энергию не непрерывно, а отд. порциями — квантами.
Энергия каждого такого кванта прямо пропорциональна частоте, а коэфф. пропорциональности явл.
квант действия h=6,626•10-34 Дж•с, получивший впоследствии назв. постоянной Планка.
В 1905 Эйнштейн развил гипотезу Планка, предположив, что излучаемая порция эл.-магн. энергии
поглощается также только целиком, т. е. ведёт себя подобно ч-це (позднее она была назв. фотоном).
На основе этой гипотезы Эйнштейн объяснил закономерности фотоэффекта, не укладывающиеся в
рамки классич. электродинамики. Т. о., на новом качеств. уровне была возрождена корпускулярная
теория света. Свет ведёт себя подобно потоку ч-ц; но одновременно ему присущи и волн. св-ва
(дифракция, интерференция). Следовательно, несовместимые с точки зрения классич. Ф. волн. и
корпускулярные св-ва присущи свету в равной мере (дуализм света). «Квантование» излучения
приводило к выводу, что энергия внутриатомных движений также изменяется только скачкообразно
(дат. физик Н. Бор,
1913). К этому времени англ. физик Э. Резерфорд исследовал рассеяние альфа-частиц в-вом и на
основе результатов эксперимента установил существование ат. ядра и построил планетарную модель
атома. Однако, согласно электродинамике Максвелла, такой атом неустойчив: эл-ны, двигаясь по
круговым (эллиптическим) орбитам, испытывают ускорение, а следовательно, должны непрерывно
излучать эл.-магн. волны, терять энергию и, постепенно приближаясь к ядру, за время ~10-8 с упасть
на ядро. Планетарная модель атома в рамках классич. Ф. приводила к неустойчивости атомов, а их
линейчатые спектры оставались необъяснимыми. Для решения этой проблемы Бор постулировал
существование в атомах стационарных состояний, находясь в к-рых эл-н не излучает. При переходе
из одного такого состояния в другое он может испускать или поглощать энергию. Дискретность энергии атома была подтверждена экспериментально (Франка — Герца опыт, 913—14). Бор построил
для атома водорода количеств. теорию спектров, согласующуюся с опытом.
Представление о кристалле как о совокупности атомов, упорядоченно расположенных в пр-ве и
удерживаемых в положении равновесия силами вз-ствия, окончательно сформировалось в нач. 20 в.
В 1890—91 Е. С. Фёдоров заложил основы теор. кристаллографии. В 1912 нем. физик М. Лауэ с
сотрудниками открыл дифракцию рентг. лучей на кристаллах. На основе этого открытия был
разработан метод эксперим. определения расположения атомов в кристалле и измерения
межатомных расстояний, что положило начало рентгеновскому структурному анализу (Г. В. Вульф
и англ. физики У. Л. Брэгг и У. Г. Брэгг). В 1907—14 была разработана динамич. теория крист. решёток, уже существенно учитывающая квант. представления. В 1907 Эйнштейн на модели кристалла
как совокупности квант. гармонич. осцилляторов одинаковой частоты объяснил наблюдаемое
падение теплоёмкости тв. тел при понижении темп-ры. Динамич. теория крист. решётки как совокупности гармонич. осцилляторов разл. частот была построена голл. физиком П. Дебаем (1912), нем.
физиком М. Борном и амер. учёным Т. Карманом (1913), австр. физиком Э. Шрёдингером (1914) в
форме, близкой к современной. Новый этап развития Ф. тв. тела начался после создания квант.
механики.
Созданный Бором первый вариант квант. теории атома был внутренне противоречивым: используя
для описания движения эл-нов законы механики Ньютона, Бор в то же время накладывал на
возможные движения эл-нов квант. ограничения, чуждые классич. механике. Достоверно установленная дискретность действия и
её количеств. мера постоянная Планка h — универсальная мировая постоянная, играющая роль
естеств. масштаба явлений природы, требовали радикальной перестройки механики и
электродинамики. Классич. законы оказались справедливыми лишь при рассмотрении тел достаточно
большой массы, для к-рых величина действия велика по сравнению с h и дискретностью действия
можно пренебречь.
В 20-е гг. 20 в. была создана квант., или волновая, механика — последовательная, логически
завершённая нерелятивистская теория движения микрочастиц, к-рая позволила также объяснить мн.
св-ва макроскопич. тел и происходящие в них явления. В основу её легли идея квантования Планка
— Эйнштейна — Бора и выдвинутая в 1923 франц. физиком Л. де Бройлем гипотеза о двойственной
корпускулярно-волновой природе любых видов материи. В 1927 впервые была обнаружена
дифракция эл-нов (а позднее и др. микрочастиц, включая молекулы), экспериментально подтвердившая наличие у них волновых св-в. В 1926 Шрёдингер, пытаясь получить дискр. значения
энергии атома из ур-ния волн. типа, сформулировал осн. ур-ние квант. механики, назв. его именем. В.
Гейзенберг и Борн (Германия, 1925) построили квант. механику в др. матем. форме — т. н.
матричную механику. Состояние микрообъекта в квант. механике характеризуется волновой ф-цией,
эволюция к-рой определяется ур-нием Шрёдингера. Волновая ф-ция имеет статистич. смысл (Борн,
1926): квадрат её модуля есть плотность вероятности обнаружения ч-цы в данный момент времени в
определ. точке пр-ва.
В 1925 амер. физики Дж. Ю. Уленбек и С. А. Гаудсмит на основании спектроскопич. данных
открыли существование у эл-на собств. момента кол-ва движения — спина (а следовательно, и
связанного с ним спинового магн. момента). Швейц. физик В. Паули записал ур-ние движения
нерелятивистского эл-на во внеш. эл. магн. поле с учётом вз-ствия спинового магн. момента эл-на с
магн. полем. В 1925 он же сформулировал т. н. принцип запрета (Паули принцип), согласно к-рому в
одном квант. состоянии не может находиться более одного эл-на. Этот принцип сыграл важную роль
в построении квант. теории систем мн. одинаковых ч-ц, в частности объяснил закономерности заполнения эл-нами оболочек и слоев в многоэлектронных атомах и т. о. дал теор. объяснение
периодич. системе элементов Менделеева.
В 1928 англ. физик П. Дирак получил квант. релятив. ур-ние движения эл-на (Дирака уравнение), из
к-рого естественно вытекало наличие у эл-на спина. На основании этого ур-ния Дирак в 1931
предсказал существование позитрона — первой античасти814
цы, открытой в 1932 амер. физиком К. Д. Андерсоном в косм. лучах (антипротон и антинейтрон были
экспериментально открыты соответственно в 1955 и 1956).
Параллельно с квант. механикой развивалась квант. статистика — квант. теория поведения физ.
систем, состоящих из огромного числа микрочастиц. В 1924 инд. физик Ш. Бозе, применив принцип
квант. статистики к фотонам (их спин равен 1), вывел ф-лу Планка для распределения энергии в
спектре равновесного излучения, а Эйнштейн — ф-лу распределения энергии для идеального газа
молекул (Бозе — Эйнштейна статистика). В 1926 Дирак и итал. физик Э. Ферми показали, что
совокупность эл-нов (и др. одинаковых ч-ц со спином 1/2), для к-рых справедлив принцип Паули,
подчиняется др. статистич. законам (Ферми — Дирака статистике). В 1940 Паули теоретически
установил связь спина со статистикой. Квант. статистика сыграла важную роль в развитии Ф. конденсированных сред и в первую очередь Ф. тв. тела. В 1929 И. Е. Тамм предложил рассматривать
тепловые колебания атомов кристалла как совокупность квазичастиц — фононов. Такой подход
позволил объяснить, в частности, спад теплоёмкости металлов (~ Т3) с понижением темп-ры Т в
области низких темп-р, а также показал, что осн. причина электрич. сопротивления металлов —
рассеяние эл-нов на фононах. Позднее были введены др. квазичастицы. Метод квазичастиц оказался
весьма эффективным в Ф. конденсированных сред.
В 1928 нем. физик А. Зоммерфельд применил ф-цию распределения Ферми — Дирака для описания
процессов переноса в металлах, что создало основу для дальнейшего развития квант. теории электрои теплопроводности, термоэлектрич., гальваномагн. и др. кинетич. явлений в тв. телах. В работах Ф.
Блоха и X. А. Бете в Германии и Л. Бриллюэна во Франции 1928—34) была разработана зонная
теория энергетич. структуры кристаллов, к-рая дала естеств. объяснение различию в электрич. св-вах
металлов и диэлектриков.
В 1928 Я. И. Френкель и Гейзенберг показали, что в основе ферромагнетизма лежит квант. обменное
взаимодействие; в 1932—33 франц. физик Л. Неель и независимо Л. Д. Ландау предсказали
антиферромагнетизм.
Открытия сверхпроводимости Камерлинг-Оннесом (1911) и сверхтекучести П. Л. Капицей (1938)
стимулировали развитие новых методов в квант. статистике. Феноменологич. теория сверхтекучести
была построена Ландау (1941); дальнейшим шагом явилась феноменологич. теория сверхпроводимости Ландау и В. Л. Гинзбурга (1950). В 50-х гг. были развиты новые методы расчёта в
статистич. квант. теории многочастичных систем, одним из наиболее ярких достижений к-рых
явилось создание Дж. Бардином, Л. Купером и Дж. Шриффером (США) и Н. Н. Боголюбовым
микроскопич. теории сверхпроводимости.
На основе квант. теории вынужденного излучения, созданной Эйнштейном в 1917, в 50-х гг.
возникла новая область радиофизики — квантовая электроника. Н. Г. Басовым и А. М. Прохоровым
(и независимо Ч. Таунсом, США) осуществлены генерация и усиление эл.-магн. волн с помощью
построенного ими мазера. В 60-х гг. был создан квант. генератор света — лазер.
Во 2-й четв. 20 в. происходило дальнейшее революц. преобразование Ф., связанное с познанием
структуры ат. ядра и происходящих в нём процессов, а также с созданием Ф. элем. ч-ц. Открытию
Резерфордом ат. ядра предшествовало открытие радиоактивности (А. Беккерель, П. и М. Кюри,
Франция). В 1903 Резерфорд и Ф. Содди (Великобритания) объяснили радиоактивность как
самопроизвольное превращение элементов, сопровождающееся излучением заряж. ч-ц. В 1919
Резерфорд, продолжая опыты по рассеянию альфа-частиц, добился превращения ядер азота в ядра
кислорода. Открытие нейтрона в 1932 англ. физиком Дж. Чедвиком привели к созданию совр.
протонно-нейтронной модели ядра (Д. Д. Иваненко, Гейзенберг). В 1934 франц. физики И. и Ф.
Жолио-Кюри открыли искусств. радиоактивность.
Создание ускорителей заряженных ч-ц позволило изучать разл. яд. реакции. Важнейшим результатом
этого этапа явилось открытие деления ат. ядра. В 1939—45 была впервые освобождена яд. энергия с
помощью цепной реакции деления 235U. Впервые яд. энергия в мирных целях была использована в
СССР. В 1954 в СССР была построена первая ат. электростанция (г. Обнинск). В 1952 была осу-
ществлена реакция термоядерного синтеза (термоядерный взрыв). Одновременно с Ф. ат. ядра с 30-х
гг. 20 в. начала быстро развиваться Ф. элем. ч-ц. Первые большие успехи в этой области были
связаны с исследованием косм. лучей. Были открыты мюоны, -мезоны, К-мезоны, первые гипероны.
После создания ускорителей заряж. ч-ц на высокие энергии началось планомерное изучение элем. чц, их св-в и вз-ствий. Было экспериментально доказано существование двух типов нейтрино и открыто много новых элем. ч-ц, в т. ч. крайне нестабильные ч-цы — резонансы. Обнаружена
универсальная взаимопревращаемость элем. ч-ц.
Успехи теоретической и экспериментальной физики
Квантовая теория поля (КТП) — закономерный этап в развитии физ. теории — распространила
квант.
принципы на системы с бесконечным числом степеней свободы. Первоначально КТП была построена
применительно к вз-ствию эл-нов, позитронов и фотонов (квантовая электродинамика, 1929). Взствие между заряж. ч-цами, согласно этой теории, осуществляется путём обмена фотонами. Несмотря
на то, что все выводы теории находятся в полном согласии с опытом, она встретила ряд трудностей.
Так, теор. значения масс и зарядов ч-ц получаются бесконечно большими. Чтобы избежать
противоречий, используют технику перенормировок, заключающуюся в том, что бесконечно
большие в теории значения масс и зарядов ч-ц заменяются их наблюдаемыми значениями.
Идеи, положенные в основу квант. электродинамики, были использованы для описания процессов распада радиоактивных ат. ядер с помощью нового типа вз-ствия, назв. слабым взаимодействием.
Дальнейшим плодотворным применением идей КТП явилась гипотеза о том, что вз-ствие между
нуклонами (протонами и нейтронами) возникает вследствие обмена мезонами. Короткодействующий
хар-р яд. сил объясняется наличием у мезонов сравнительно большой массы покоя. Мезоны с предсказанными св-вами (пи-мезоны) были обнаружены в 1947. Вз-ствие их с нуклонами оказалось
частным случаем сильных взаимодействий. Трудности сильных вз-ствий связаны с тем, что из-за
большой константы связи приближённые методы теории возмущений оказываются здесь неприменимыми.
В кон. 60-х гг. была построена перенормируемая теория слабых вз-ствий. Успех был достигнут на основе т. н. калибровочных теорий. Создана объединённая модель слабых и эл.-магн. вз-ствий,
согласно к-рой, наряду с фотоном — переносчиком эл.-магн. вз-ствий, должны существовать
переносчики слабых вз-ствий — промежуточные векторные бозоны с массами в неск. десятков
протонных масс. Наряду с заряженными (W+ и W-) бозонами должны существовать и нейтральные
(Z°). В 1973 впервые экспериментально наблюдались процессы, к-рые можно объяснить существованием нейтральных бозонов (нейтральные токи), а в 1983 все эти бозоны были экспериментально
обнаружены.
Большие успехи достигнуты в систематике сильно взаимодействующих ч-ц (адронов), позволившие
предсказать существование неск. элем. ч-ц, открытых позднее экспериментально. Систематику
адронов можно сделать наглядной, если предположить, что все адроны «построены» из небольшого
числа (в первоначальном варианте из трёх) фундам. ч-ц — кварков с
815
дробными электрич. зарядами и соответствующих антикварков. Открытие в 1975—76 нового класса
ч-ц (J/-мезонов) потребовало введения ещё одного кварка. Сделаны попытки построения теории
сильных вз-ствий с учётом новых эксперим. данных (см. Квантовая хромодинамика).
Существ. черта совр. эксперим. Ф.— неизмеримо возросшая роль измерит. и вычислит. техники.
Совр. эксперим. исследования в области ядра и элем. ч-ц, радиоастрономии, квант. электроники и Ф.
тв. тела обычно ведутся на больших установках и требуют значительных материальных затрат.
Огромную роль в развитии яд. Ф. и Ф. элем. ч-ц сыграли разработка методов наблюдения и
регистрации отд. актов превращений элем. ч-ц и создание ускорителей элем. ч-ц, положившее начало
развитию Ф. высоких энергий.
Подлинная революция в эксперим. исследовании вз-ствий элем. ч-ц связана с применением ЭВМ для
обработки информации, получаемой от регистрирующих устройств. Это позволило фиксировать
крайне редкие процессы и анализировать десятки тысяч фотографий треков элем. ч-ц.
Развитие радиофизики получило новое направление после создания в 1939—45 радиолокац.
устройств. Были сооружены гигантские радиотелескопы, улавливающие излучение косм. тел с
ничтожно малой спектральной плотностью потока энергии (до ~10-2 эрг•см-2с-2 Гц-1), открыты с их
помощью радиозвёзды и радиогалактики с мощным радиоизлучением, а в 1963 — наиболее
удалённые от нас квазизвёздные объекты с большой светимостью — квазары. Исследование
радиоизлучения небесных тел помогло установить источники первичных косм. лучей (протонов,
более тяжёлых ядер и эл-нов). Ими оказались вспышки сверхновых звёзд. Было открыто реликтовое
излучение, существование к-рого вытекало из модели горячей Вселенной. В 1967 открыты пульсары
— быстро
вращающиеся
нейтронные звёзды. Пульсары создают направленное излучение в радио-, видимом и рентг.
диапазонах. Интенсивность этого излучения периодически меняется за доли секунды из-за вращения
звёзд.
Развитие традиц. направлений Ф. тв. тела привело к неожиданным открытиям новых физ. явлений и
материалов с существенно новыми св-вами.
Успехи Ф. полупроводников совершили переворот в технике и радиотехнике. С заменой
электровакуумных ламп полупроводниковыми приборами повысилась надёжность радиотехн.
устройств и ЭВМ, существенно уменьшилась потребляемая ими мощность. Появились интегральные
схемы, сочетающие на одном небольшом (площадью в десятки мм2) кристалле тысячи и более
электронных элементов. Небольшие ЭВМ изготовляются на одном кристалле.
Большое значение как для самой науки, так и для практич. применений имеют результаты,
полученные при исследовании в-ва в экстремальных условиях: при очень низких или очень высоких
темп-рах, сверхвысоких давлениях или глубоком вакууме, сверхсильных магн. полях и т. д.
Основные нерешённые проблемы физики
Физика элементарных частиц. Наиболее фундам. проблемой Ф. было и остаётся исследование
материи на уровне элем. ч-ц. Ещё далеко не все положения новых теорий получили прямое эксперим.
подтверждение. Остаётся нерешённым вопрос о возможности существования кварков и мюонов (ч-ц,
осуществляющих связь между кварками) в свободном состоянии.
Не удалось достигнуть б. или м. завершённого теоретич. обобщения обширного эксперим. материала
с единой точки зрения. Не решена задача о теор. определении спектра масс элем. ч-ц. Неясно,
существует ли верхняя граница для масс кварков и др. фундам. ч-ц. Не создана непротиворечивая
теория вз-ствия элем. ч-ц, к-рая не приводила бы к бесконечным значениям масс и др. физ. величин.
Наконец, не решена задача построения квант. теории тяготения. Лишь наметилось построение
теории, объединяющей четыре фундам. вз-ствия (суперобъединение) .
Астрофизика. Развитие Ф. элем. ч-ц и ат. ядра позволило приблизиться к пониманию таких сложных
проблем, как эволюция Вселенной на ранних стадиях её развития, эволюция звёзд и образования
хим. элементов. Однако, несмотря на огромные достижения, перед совр. астрофизикой стоят
нерешённые проблемы. Остаётся неясным, каково состояние материи при огромных плотностях и
давлениях внутри нейтронных звёзд и «чёрных дыр». Не выяснены до конца природа квазаров и
радиогалактик, причины вспышек сверхновых звёзд и появления всплесков -излучения. Непонятно,
почему число регистрируемых нейтрино, испускаемых Солнцем при термоядерных реакциях,
меньше предсказываемого теорией. Не выявлен полностью механизм ускорения заряж. ч-ц (косм.
лучей) при вспышках сверхновых звёзд и механизм эл.-магн. излучения пульсаров и т. д. Наконец,
положено лишь начало решению проблемы эволюции Вселенной в целом.
Физика ядра. После создания протонно-нейтронной модели ядра был достигнут большой прогресс в
понимании структуры ат. ядер, построены разл. приближённые модели ядра. Однако последоват.
теории ат. ядра,
позволяющей, в частности, рассчитать энергию связи нуклонов в ядре и уровни энергии ядра, пока
нет. Успех в этом направлении может быть достигнут лишь после построения теории сильных взствий. Эксперим. исследование вз-ствий нуклонов в ядре — ядерных сил — сопряжено с очень
большими трудностями из-за предельно сложного хар-ра этих сил. Они зависят от расстояния между
нуклонами, от скоростей нуклонов и ориентации их спинов.
Значит. интерес представляет возможность эксперим. обнаружения долгоживущих элементов с ат.
номерами ок. 114 и 126 (т. н. островов стабильности), к-рые предсказываются теорией.
Одна из важнейших задач, к-рую предстоит решить,— проблема управляемого
термоядерною
синтеза (УТС), широко ведутся эксперим. и теор. исследования по созданию горячей дейтерийтритиевой плазмы, необходимой для термоядерной реакции. Установки типа «токамак», впервые
разработанные в СССР, являются, по-видимому, самыми перспективными в этом отношении. Разрабатываются и др. возможности решения проблемы УТС; в частности, для нагрева крупинок из
смеси дейтерия с тритием можно использовать лазерное излучение, электронные и ионные пучки,
получаемые в мощных импульсных ускорителях.
Квантовая электроника. Излучение квант. генераторов уникально по своим св-вам. Оно когерентно и
может достигать в узком спектр. интервале огромной мощности: 1012—1013 Вт, причём расходимость
светового пучка составляет всего ок. 10-4 рад. Напряжённость электрич. поля излучения лазера может
превышать напряжённость внутриатомного поля. Создание лазеров вызвало появление и быстрое
развитие нового раздела — нелинейной оптики. В сильном лазерном излучении становятся
существенными нелинейные эффекты вз-ствия эл.-магн. волны со средой. Эти эффекты: перестройка
частоты излучения, самофокусировка пучка и др.— представляют большой теор. и практич. интерес.
Почти строгая монохроматичность лазерного излучения позволила получать с помощью
интерференции волн объёмное изображение объектов (голограммы). Лазерное излучение применяют
для разделения изотопов, для испарения и сварки металлов в вакууме, в медицине и т. д. Ведётся
поиск возможностей применения лазеров для нагрева в-ва до термоядерных темп-р, осуществления
связи в космосе и т. д.
Гл. проблемы, к-рые предстоит решить,— это дальнейшее повышение мощности и расширение
диапазона длин волн лазерного луча с плавной перестройкой по частоте. Ведутся поисковые работы
по созданию рентг. и гамма-лазеров.
816
Физика твёрдого тела. Ф. тв. тела принадлежит ведущая роль в исследовании возможностей
получения материалов с экстремальными св-вами в отношении механич. прочности, теплостойкости,
электрич., магн. и оптич. хар-к.
С 70-х гг. 20 в. ведутся активные поиски нефононных механизмов сверхпроводимости. Решение этой
задачи, возможно, позволило бы создать высокотемпературные сверхпроводники, что, в частности,
решило бы проблему передачи электроэнергии на большие расстояния практически без потерь.
Разрабатываются
принципиально
новые физ. методы получения более надёжных и миниатюрных полупроводниковых устройств.
методы получения более высоких давлений, сверхнизких темп-р и т. п. Большое значение имеет
изучение Ф. полимеров с их необычными механич. и термодинамич. св-вами, в частности
биополимеров.
Физика плазмы. Важность изучения плазмы связана с двумя обстоятельствами. Во-первых, в
плазменном состоянии находится подавляющая часть в-ва Вселенной. Во-вторых, именно в
высокотемпературной плазме имеется возможность осуществления управляемого термоядерного
синтеза.
Осн. ур-ния, описывающие плазму, известны, однако процессы в плазме столь сложны, что
предсказать её поведение в разл. условиях весьма трудно. Гл. проблема, стоящая перед Ф. плазмы,—
разработка эффективных методов её разогрева до темп-ры ~109 К и удержание её в этом состоянии в
течение времени, достаточного для протекания термоядерной реакции в большей части рабочего
объёма. Решение проблемы устойчивости плазмы играет важную роль также в обеспечении работы
ускорителей на встречных пучках и в разработке т. н. коллективных методов ускорения ч-ц.
Исследование эл.-магн. и корпускулярного излучения плазмы имеет решающее значение для
объяснения ускорения заряж. ч-ц при вспышках сверхновых звёзд, излучения пульсаров и др.
Разумеется, проблемы совр. Ф. не сводятся только к перечисленным; свои задачи имеются во всех
разделах Ф., и общее число их столь велико, что они не могут быть здесь приведены.
• Энгельс Ф., Диалектика природы, М., 1975; Ленин В. И., Материализм и эмпириокритицизм, Полн.
собр. соч., 5 изд., т. 18; его же, Философские тетради, там же, т. 29; Дорфман Я. Г., Всемирная
история физики, т. 1—2, М., 1974—79; Кудрявцев П. С., История физики, т. 1 — 3, М., 1948 — 71;
Марков М. А., О природе материи, М., 1976; X а й к и н С. Э., Физические основы механики, 2 изд.,
М., 1971; Ландсберг Г. С., Оптика, 5 изд., М., 1976; Калашников С. Г., Электричество, 4 изд., М.,
1977; Кикоин А. К., К и к о и н И. К., Молекулярная физика, 2 изд., М., 1976; Широков Ю. М., Юдин
Н. П., Ядерная физика, 2 изд., М., 1980; Ф е й н м а н Р., Лейтон Р., Сэндс М., Фейнмановские лекции
по физике, пер. с англ., 2 изд., в. 1—9, М., 1967—78; Берклеевский курс физики, пер. с англ., т. 1—6,
М., 1971—74; Астахов А. В., Ш и р о к о в Ю. М., Курс физики, т. 1—2, М., 1977 — 1980; Сивухин Д.
В., Общий курс физики, 2 изд., [т. 1—4], М., 1979—80; Ландау Л. Д., Лифшиц Е. М., Механика, 3
изд., М., 1973 (Теоретич. физика, т. 1); их же, Теория поля, 6 изд., М., 1973 (Теоретич. физика, т. 2);
их же, Квантовая механика. Нерелятивистская теория, 3 изд., М., 1974 (Теоретич. физика, т. 3); Б е р е
с т е ц к и й В. Б., Л и ф ш и ц Е. М., Питаевский Л. П., Квантовая электродинамика, 2 изд., М., 1980;
(Теоретич. физика, т. 4); Ландау Л. Д., Лифшиц Е. М., Статистическая физика, 3 изд., ч. 1, М., 1976
(Теоретич. физика, т. 5); Л и ф ш и ц Е. М., Питаевский Л. П., Статистическая физика, ч. 2, М., 1978
(Теоретич. физика, т. 9); их же, Физическая кинетика, М., 1979 (Теоретическая физика, т. 10); Ландау
Л. Д., Лифшиц Е. М., Электродинамика сплошных сред, М., 1982 (Теоретич. физика, т. 8);
Физический энциклопедический словарь, т. 1—5, М., 1960— 1966.
А. М. Прохоров.
ФИЗИОЛОГИЧЕСКАЯ АКУСТИКА, психофизиологическая акустика, раздел акустики,
изучающий устройство и работу звуковоспринимающих и звукообразующих органов у человека и
животных. Методы Ф. а. могут быть как физическими — аппаратурный анализ звуков биологич. происхождения, изучение прохождения звуков из среды к рецепторным клеткам (напр., у наземных
млекопитающих через наружное и среднее ухо к кортиеву органу внутр. уха) или от
звукоизлучающих структур в среду (напр., от гортани через ротовую полость в воздух), так и
психофизиологическими — исследование реакции человека и животных в ответ на звук, регистрация
соответствующих биоэлектрич. потенциалов.
, Изучение Осознанных двигательных реакций человека, как, напр., словесный отчёт, выявляет
интегральные свойства слуха человека и позволяет измерять абс. и дифф. пороги слуха (см. Порог
слышимости), оценивать субъективные качества звука — его громкость, высоту, тембр и т. п. и
способности человека обнаруживать на фоне помех и распознавать разл. акустич. сигналы.
Исследование у человека и животных условнорефлекторных реакций на звук (напр., изменение
частоты дыхания и пульса, электрич. потенциала кожи и т. д.) позволяет измерять пороги слуха и
оценивать способности человека и животных обнаруживать и различать на слух звуковые сигналы по
их физ. характеристикам, таким, как интенсивность, спектральная и временная структура и т. п.
Исследование биоэлектрич. потенциалов выявляет способность отдельных нейронов (нервных
клеток) слуховой системы и их совокупностей перерабатывать информацию, содержащуюся в
акустич. сигналах (перекодирование параметров звуковых колебаний в последовательность нервных
импульсов, выделение характерных признаков опознавания звуков, сравнение данного слухового
образа с хранящимся в памяти эталоном и т. д.). Установление взаимосвязи между реакциями
нейронов и реакциями слуховой системы в целом — одна из важнейших задач Ф. а.
Физич. анализ и функции органов звукоизлучения у человека важен для решения задач синтеза речи,
создания устройств общения человека с машиной и для разработки устройств автоматич.
распознания речи. Исследование звукоизлучающих структур у животных существенно для
понимания акустич. принципов эхолокации, ориентации, коммуникации в животном мире. Наряду с
непосредств. излучением органов приёма и излучения звука в Ф. а. широко применяются методы
механич., электрич. и математич. моделирования.
• Айрапетьянц Э. Ш., Константинов А. И., Эхолокация в природе, 2 изд., Л., 1974; Фант Г., Акустическая теория речеобразования, пер. с англ., М., 1964; Физиология сенсорных систем, ч. 2, Л., 1972;
Белькович В. М., Дубровский Н. А., Сенсорные основы ориентации китообразных, Л., 1976.
Н. А. Дубровский.
ФИЗИЧЕСКИЙ МАЯТНИК, см. Маятник.
ФИЗО МЕТОД, метод определения скорости света, предложенный и осуществлённый впервые
франц. физиком А. И. Л. Физо (А. Н. L. Fizeau) в 1849. Подробнее см. Скорость света.
ФИЗО ОПЫТ по определению скорости света в движущихся средах (телах) (франц. физик А. И. Л.
Физо, 1851) показал, что свет частично увлекается движущейся средой. Скорость света в такой среде
равна c/n±v, где c/n — скорость света в неподвижной среде, n — показатель преломления среды, v
— скорость среды относительно наблюдателя (т. е. в лаб. системе отсчёта), — коэфф. увлечения,
знаки «+» и «-» соответствуют одинаковым и противоположным направлениям света и скорости
среды. Ф. о. подтвердил полученную ранее франц. физиком О. Ж. Френелем ф-лу для коэфф.
увлечения: =1-1/n2. Принципиальная схема Ф. о. приведена на рис. Луч от источника L
разделяется полупрозрачной пластинкой на два луча, один из к-рых, отражаясь от зеркал S, проходит
через текущую в трубках Т воду по направлению её движения, а второй — против движения. Оба
луча направляются в интерферометр I, и наблюдается интерференц. картина. Измерения проводились
сначала при неподвижной воде, затем — при движущейся. По смещению интерференц. полос опре817
делилась разность времён прохождения лучей в движущейся воде, а следовательно, и а.
Ф. о. сыграл важную роль при построении электродинамики движущихся сред; позднее он явился
одним из эксперим. обоснований спец. теории относительности А. Эйнштейна, в к-рой а получается
непосредственно из релятив. ф-лы сложения скоростей (см. Относительности теория), если
ограничиться членами первого порядка по v/c. Учёт дисперсии (зависимости n от дл. волны света)
даёт слагаемое ± (/n)(дп/д)v в коэфф. увлечения, что было теоретически получено голл. физиком X.
Лоренцем и в 1914 экспериментально подтверждено голл. физиком П. Зееманом с сотрудниками.
К. И. Погорелов.
ФИКА ЗАКОН. Первый Ф. з. устанавливает пропорциональность диффузионного потока j в
идеальных растворах градиенту концентрации ∆c:j =-D∆c (D — коэфф. диффузии). Второй Ф. з.
получается из первого и ур-ния непрерывности:
где t — время, х, у, z — пространств. координаты. Если D = const, то второй Ф. з. имеет вид
дc/дt=D∆c
и наз. ур-нием диффузии. Открыты нем. учёным А. Фиком (A. Fick) в 1855.
ФИЛЬТР АКУСТИЧЕСКИЙ, устройство для выделения из сложного звука звуков определённой
полосы частот. Является акустич. аналогом электрич. фильтра. Простейший Ф. а.— резонатор
Гельмгольца (см. Резонатор акустический). Ф. а., пропускающие все частоты от нулевой до нек-рой
заданной fгр, наз. низкочастотными; высокочастотные Ф. а. пропускают все частоты выше заданной.
Ф. а., пропускающие более или менее узкий диапазон частот между двумя заданными частотами, наз.
полосовыми.
Низкочастотный Ф. а. (рис. 1, а) представляет собой совокупность одинаковых полостей
объёмом V, соединённых узкими трубками длиной l и сечением S (электрич. аналог, рис. 1,6).
Рис. 1. Схема низкочастотного акустич. фильтра а и его электрич. аналога
б.
В первом приближении можно считать, что вся кинетич. энергия системы сосредоточена в воздухе, движущемся в трубках, а потенциальная— связана с упругой деформацией воздуха в полостях.
Верхняя граница пропускания этого Ф. а. fгр=(c/)(S/lV), где с — скорость звука.
Высокочастотный Ф. а. (рис. 2, а) состоит из узкой трубы с просверленными в ней на одинаковом
расстоянии отверстиями (электрич. аналог, рис. 2, б). В этой системе кинетич. энергия сосредоточена
в воздухе, движущемся вблизи отверстий, а потенциальная связана с воздухом в трубе.
Рис. 2. Схемы
аналога б.
высокочастотного
акустич.
фильтра
а
и
его
электрич.
Под действием низкочастотных колебаний воздух в отверстиях интенсивно колеблется, поэтому для
этих составляющих происходит «короткое замыкание» и они не проходят по трубе. На высоких
частотах колебаний воздуха в отверстиях не происходит, и высокочастотные составляющие свободно
проходят по трубе. Комбинацией низкочастотного и высокочастотного Ф. а. можно получить
полосовой Ф. а.
Ф. а. широко применяется в технике для снижения шума, создаваемого потоком отработанного газа в
реактивных двигателях и в двигателях внутр. сгорания (напр., автомоб. глушитель). В архитектурной
акустике они используются для уменьшения передачи шума по вентиляц. каналам и трубам. Осн.
свойством Ф. а.— способностью выделять полосу частот из сложного звука — обладают
плоскопараллельные пластинки; они наз. интерференц. Ф. а.
• Ржевкин С. Н., Курс лекций по теории звука, М., 1960; Тартаковский Б. Д., Ультразвуковые
интерференционные фильтры с изменяемыми частотами пропускания, «Акустич. ж.», 1957, т. 3, в. 2,
с. 183.
ФИЛЬТР МАСС, то же, что квадрупольный масс-спектрометр.
ФИЛЬТРАЦИЯ, движение жидкости (воды, нефти) или газа (воздуха, природного газа) сквозь
пористую среду. Ф. воды, нефти, газа в грунтах имеет большое значение в строительстве
гидротехнич. сооружений, в мелиорации, водоснабжении, при добыче нефти и газа. Ф. используется
в фильтрах из пористых в-в, применяемых для очистки жидкостей и газов, разделения жидких
неоднородных систем, как в лабораторных, так и в пром. условиях (в хим., пищ., нефтеобрабат. и др.
областях пром-сти). Для Ф., как процесса, проводимого в пром-сти и лаб. условиях, применяется
также термин «фильтрование».
Расход жидкости или газа при Ф. (фильтрац. расход) обычно определяется зависимостью: Q=kShv/L, a
скорость Ф. W — т. н. законом Дарси: W=kI, где k — эмпирич. коэфф. Ф., S — полная площадь
поперечного сечения фильтрац. потока (не только сечения пор, но и твёрдых частиц), hv— напор,
теряемый по длине пути Ф. L, hv/L=I — напорный градиент или гидравлич. уклон, показывающий величину падения напора на единицу длины пути Ф. Скорость Ф. меньше действит. скорости жидкости
или газа в порах, т. к. движение происходит только через ту часть площади сечения S, к-рая занята
порами. Закон Дарси справедлив при ламинарном течении в порах фильтрующей среды, что большей
частью и имеет место в действительности (песчаные, глинистые и т. п. грунты, бетон). При Ф. в
крупнозернистых материалах, напр. в каменной наброске, где имеет место турбулентное течение,
скорость Ф. определяется др. зависимостями, напр. W=k'Im, где k' и m — фильтрац. характеристики
грунта, причём первая аналогична коэфф. Ф., а вторая меняется от 1 до 1/2.
• Аравин В. И., Нумеров С. Н., Теория движения жидкостей и газов в недеформируемой пористой
среде, М., 1953; Полубаринова-Кочина П. Я., Теория движения грунтовых вод, 2 изд., М., 1977;
Богомолов Г. В., Гидрогеология с основами инженерной геологии, 3 изд., М., 1975.
ФЛИККЕР-ЭФФЕКТ (от англ. flicker — мерцание), медленные флуктуации электрич. токов и
напряжений в электровакуумных и газоразрядных электронных приборах, обусловленные
испарением атомов в-ва катода; диффузией их из глубинных слоев к поверхности; бомбардировкой
катода положит. ионами, приводящей к ионному внедрению и образованию слоев примесных атомов
на поверхности катода; структурными изменениями катода.
• См. лит. при ст. Флуктуации электрические.
ФЛУКТУАЦИИ (от лат. fluctuatio — колебание), случайные отклонения физ. величин от их ср.
значений. Ф. происходят у любых величин, зависящих от случайных факторов. Количеств. хар-ка Ф.
основана на методах матем. статистики и теории вероятностей. Простейшей мерой Ф. величины х
служит её дисперсия 2х, т. е. ср. квадрат отклонения х
от ср. значения х~, 2х=(х-x~)2 = x~2-x2 , где черта сверху означает статистич. усреднение.
Эквивалентной мерой Ф. явл. среднеквадратичное отклонение х, равное корню квадратному из дисперсии, или его относит. величина
x=x/x~.
В статистич. физике Ф. вызываются хаотич. тепловым движением образующих систему ч-ц.
Наблюдаемые значения физ. величин (т. и. экстенсивных, т. е. пропорциональных объёму системы,
напр. энергии) очень близки к их ср. статистич. значениям, т. е. Ф. очень малы: относит. Ф. пропорц.
1/N, где N — число ч-ц системы.
818
Однако для выделенных малых объёмов они могут быть легко обнаружены (особенно вблизи
критических точек), напр. по рассеянию света, рентг. лучей или медл. нейтронов. Ф. имеют
принципиальное значение, ограничивая пределы применимости термодинамич. понятий лишь
большими (содержащими много ч-ц) системами, для к-рых Ф. значительно меньше самих
флуктуирующих величин. Существование Ф. уточняет смысл второго начала термодинамики —
утверждение о невозможности вечного двигателя 2-го рода остаётся справедливым, но оказываются
возможными Ф. системы из равновесного состояния в неравновесные, обладающие меньшей
энтропией; однако на основе таких Ф. нельзя построить вечный двигатель 2-го рода. Для ср. величин
остаётся справедливым закон возрастания энтропии в изолированной системе.
Основы теории Ф. были заложены в работах амер. физика Дж. У. Гиббса (1902), А. Эйнштейна
(1905—06), польск. физика М. Смолуховского (1906).
С помощью Гиббса распределений как в классич., так и в квант. случае можно вычислить Ф. в
состоянии статистич. равновесия для систем, находящихся в разл. физ. условиях; при этом Ф.
выражаются через равновесные термодинамич. параметры и производные потенциалов
термодинамических. Напр., для системы с пост. объёмом V и пост. числом ч-ц N, находящейся в
контакте с термостатом (с темп-рой Т), канонич. распределение Гиббса даёт для Ф. энергии
(ξ):ξ2=(kT)2cV, где сV— теплоёмкость при пост. объёме. Такое же выражение для Ф. справедливо и в
случае квант. статистики, различаются лишь явные выражения для сV. В приведённом примере
флуктуирует пропорц. объёму (т. н. экстенсивная) величина — энергия. Её относит. квадратичные Ф.
ξ2/ξ2 пропорциональны величине UN (нормальные Ф.) и, следовательно, очень малы. В точках фазовых переходов Ф. сильно возрастают и их относит. величина может убывать с увеличением N
медленнее. Для более детальной хар-ки Ф. нужно знать ф-цию распределения их вероятностей.
Можно найти не только Ф. величины xi, но и корреляции между ними xixk,, определяющие их
взаимное влияние (лишь для статистически независимых величин xixk=xiХxk=0); примером
могут служить корреляции объёма и давления: Vp=-kT. Для физ. величин А (х, t), В (х, t),
зависящих от координат (х) и времени (t), вообще говоря, имеют место пространственно-временные
корреляции между их Ф. в разл. точках пр-ва в разл. моменты времени:
А (x1, t1)В(x2, t2)=F(x1-x2, t1-t2);
ф-ции F наз. пространственно-временными корреляц. (или коррелятивными) ф-циями, в состоянии
статистич. равновесия они зависят лишь от разностей координат и времени.
Ф. связаны с неравновесными процессами. Такие неравновесные хар-ки системы, как кинетич.
коэффициенты (электропроводность, вязкость и пр.), пропорциональны интегралам по времени от
временных корреляц. ф-ций потоков физ. величин. Напр., электропроводность пропорциональна интегралу от корреляц. ф-ций плотностей токов, коэфф. теплопроводности, вязкости, диффузии
пропорциональны соответственно интегралам от корреляц. ф-ций плотностей потоков тепла,
импульса и диффузного потока; это справедливо как для классич., так и для квант. систем, однако в
последнем случае ф-лы неск. усложняются.
В общем случае существует связь между Ф. физ. величин в равновесном состоянии и
неравновесными св-вами системы при внеш. возмущении, определяемая флуктуационнодиссипативной теоремой.
Ф. в системах заряж. ч-ц проявляются как хаотич. изменения потенциалов, токов или зарядов; они
обусловлены как дискретностью электрич. заряда, так и тепловым движением носителей заряда. Эти
Ф. явл. причиной электрич. шумов и определяют предел чувствительности приборов для регистрации
слабых электрич. сигналов (см. Флуктуации электрические).
Ф. можно наблюдать по рассеянию света: случайные изменения плотности среды из-за Ф. вызывают
случайные изменения по объёму показателя преломления, и в однородной по составу среде или даже
в химически чистом в-ве рассеяние света может происходить так же, как в мутной среде. Это явление
особенно заметно в бинарных растворах при темп-ре, близкой к критич. темп-ре растворения,— т. н.
критич. рассеяние света. Ф. также очень велики в критич. точке равновесия жидкость — пар (см.
Критические явления). Ф. давления проявляются в броуновском движении взвешенных в жидкости
(или газе) малых ч-ц под влиянием нескомпенсированных точно ударов молекул окружающей среды.
В квантовой теории поля Ф. вакуума, связанные с возможностью рождения и поглощения
виртуальных частиц, приводят к изменению значений массы и заряда ч-ц.
• См. лит. при ст. Статистическая физика.
Д. Н. Зубарев.
ФЛУКТУАЦИИ ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ, хаотич. изменения потенциалов, токов и зарядов в электрич.
цепях и линиях передачи, вызываемые тепловым движением носителей заряда и др. физ. процессами
в в-ве, обусловленными дискретной природой электричества (естеств. Ф. э.), а также случайными
изменениями и нестабильностью характеристик цепей (технич. Ф. э.). Ф. э. возникают в проводниках,
в электронных и ионных приборах, а также в атмосфере, где происходит распространение
радиоволн. Ф. э. приводят к появлению ложных сигналов — шумов на выходе усилителей электрич.
сигналов, ограничивают их чувствительность и помехоустойчивость, уменьшают стабильность
генераторов и устойчивость систем автоматич. регулирования и т. д.
В проводниках в результате теплового движения носителей заряда возникает флуктуирующая
разность потенциалов (тепловой шум). В металлах из-за большой концентрации электронов
проводимости и малой длины их свободного пробега тепловые скорости электронов во много раз
превосходят скорость направленного движения (дрейфа) в электрич. поле. Поэтому Ф. э. в металлах
зависят от темп-ры, но не зависят от приложенного напряжения (см. Найквиста формула). При
комнатной темп-ре интенсивность тепловых Ф. э. остаётся постоянной до частот ~1012 Гц. Хотя
тепловые Ф. э. возникают только в активных сопротивлениях, наличие в цепи реактивных элементов
(конденсаторов и катушек индуктивности) может изменить частотный спектр Ф. э.
В неметаллич. проводниках Ф. э. увеличиваются за счёт медленной случайной перестройки
структуры проводника под действием тока (при 1кГц). Эти Ф. э. на неск. порядков превышают
тепловые.
Ф. э. в электровакуумных и ионных приборах связаны гл. обр. со случайным характером электронной
эмиссии с катода (дробовой шум). Интенсивность дробовых Ф. э. практически постоянна для =108
Гц. Она зависит от присутствия остаточных ионов и величины пространств. заряда. Дополнит.
источники Ф. э. в этих приборах — вторичная электронная эмиссия с анода и сеток электронных
ламп, динодов фотоэлектронных умножителей и т. п., а также случайное перераспределение тока
между электродами. Наблюдаются также медленные Ф. э., связанные с разл. процессами на катоде
(см. Фликкер-эффект). В газоразрядных приборах низкого давления Ф. э. возникают из-за теплового
движения электронов.
В полупроводниковых приборах Ф. э. обусловлены случайным характером процессов генерации и
рекомбинации электронов и дырок (генерационно-рекомбинационный шум) и диффузии носителей
заряда (диффузионный шум). Оба процесса дают вклад как в тепловой, так и в дробовой шумы
полупроводниковых приборов. Частотный спектр этих Ф. э. определяется временами жизни и дрейфа
носителей. В полупроводни819
ковых приборах на НЧ наблюдаются также Ф. э., обусловленные «улавливанием» электронов и
дырок дефектами кристаллич. решётки (модуляционный шум).
В приборах квантовой электроники Ф. э. ничтожно малы и обусловлены спонтанным излучением
(см. Квантовый усилитель).
Т. н. технич. Ф. э. связаны с температурными изменениями параметров цепей и их «старением»,
нестабильностью источников питания, с помехами от пром. установок, вибрацией и толчками, с
нарушениями электрич. контактов и т. п.
Ф. э. в генераторах электрических колебаний вызывают модуляцию амплитуды и частоты колебаний
(см. Модуляция колебаний), что приводит к появлению непрерывного частотного спектра колебаний
и к уширению спектральной линии генерируемых колебаний до 10-7—10-12 от несущей частоты.
•Бонч-Бруевич А. М., Радиоэлектроника в экспериментальной физике, М., 1966; Введение в
статистическую радиофизику, ч. 1, М., 1976; Малахов А.Н., Флуктуации в автоколебательных
системах, М.,1968; Ван дер Зил А., Шум, пер. с англ., М., 1973; Суходоев И. В., Шумы электрических
цепей, М., 1975; Робинсон Ф. Н. X., Шумы и флуктуации в электронных схемах и цепях, пер. с англ.,
М., 1980.
И. Т. Трофименко.
ФЛУКТУАЦИОННО-ДИССИПАТИВНАЯ
ТЕОРЕМА,
теорема
статистич.
физики,
определяющая связь между флуктуациями системы в равновесном состоянии и её неравновесными
св-вами. Установлена X. Калленом и Т. Уэлтоном (США, 1951). Реакция системы на нек-рое
возмущение под влиянием силы f (зависящей от времени t как cost), входящее как дополнит. член —
f^х в гамильтониан системы (х^ — оператор, соответствующий физ. величине х), приводит к
изменению ср. значения (х~) величины х на x~=()f; () наз. обобщённой восприимчивостью
системы и определяет её неравновесные св-ва. Согласно Ф.-д. т., фурье-образ корреляц. ф-ции (см.
Флуктуации)
связан с () соотношением ()=ћcth(ћ/2kT)Im(),
где Т — абс. темп-ра, Im означает мнимую часть. Ф.-д. т. важна для оценки шумов в квант. системах.
Д. Н. Зубарев.
ФЛУКТУОН квазичастица, представляющая собой возбуждение в гетерофазной системе (напр., в
сплавах), связанное с образованием вокруг заряженной ч-цы, напр. электрона, флуктуации
концентраций одной из компонент системы, к-рая создаёт для заряженной частицы потенциальную
яму. В результате попадания заряженной частицы в потенциальную яму флуктуация становится
устойчивой и может перемещаться вместе с заряженной ч-цей. Если гетерофазная среда — смесь
разных фазовых состояний одного и того же в-ва, то Ф. наз. ф а з о н о м. В жидком Не Ф.— островки
твёрдой фазы («льдинки») вблизи положит. заряженной ч-цы (радиусом ~7Å) и сферич. полости
вокруг электронов (радиусом ~20Å).
ФЛУОРЕСЦЕНЦИЯ, флюоресценция .(от назв. минерала флюорит, у к-рого впервые была
обнаружена Ф., и лат. escent — суффикс, означающий слабое действие), люминесценция, затухающая
в течение короткого времени. Разделение люминесценции на Ф. и фосфоресценцию устарело,
приобрело условный смысл качеств. хар-ки её длительности. По механизму преобразования энергии
возбуждения Ф., как правило, явл. спонтанной люминесценцией, поэтому её длительность
определяется временем жизни на возбуждённом уровне энергии (в случае запрещённых переходов Ф.
в этом смысле может иметь значит. длительность).
Ф. наблюдается в ат. и мол. газах. Мн. органич. в-ва обладают Ф. в жидких и тв. р-рах, а также в
крист. состоянии. Спектры Ф., её поляризация и кинетика связаны со структурой и симметрией
центров люминесценции или молекул, характером их вз-ствия, зависят от концентрации р-ров, вида
возбуждения и т. д. Поэтому с помощью Ф. изучают структуру в-в и физ. процессы, происходящие в
них. Ф. используют в люминесцентном анализе, сцинтилляционных счётчиках, дефектоскопии,
микробиологии, медицине, биофизике и т. д.
• См. лит. при ст. Люминесценция.
М. Д. Галанин.
ФЛУОРИМЕТР, спектральный прибор для измерения интенсивности флуоресценции. Применяется
в люминесцентном анализе. Ф., в схему к-рого включён монохроматор, позволяет измерять спектр
флуоресценции и наз. спектрофлуориметром.
ФЛУОРОМЕТР, прибор для измерения времени затухания флуоресценции (времени ~10-8—10-9с).
Действие Ф. основано на том, что при модулированном с частотой возбуждении люминесценции
последняя модулирована с той же частотой, а фаза её модуляции отстаёт от фазы модуляции возбуждения на угол , зависящий от и . При синусоидальной модуляции возбуждения с частотой
и экспоненциальном законе затухания флуоресценции =arctg(). При этом амплитуда модуляции
возбуждения A0 и люминесценции A связаны соотношением: А0=А(1+22). Т.о., для определения
необходимо измерять либо , либо отношение А0/А. Наибольшее распространение получили
Схема фазового флуорометра: 1 — источник возбуждающего света; 2 —
модулятор; 3 — полупрозрачная пластинка; 4 — объект, флуоресценция к-
рого исследуется; 5,6 — ФЭУ; 7 — устройство, измеряющее ; 8 — фазовый
детектор (или электронно-лучевая трубка).
фазовые Ф., измеряющие (см. рис.). Современные приборы для измерения времени затухания
флуоресценции основаны на возбуждении флуоресценции короткими импульсами и измерении хода
затухания при помощи осциллографа или метода счёта фотонов. М. Д. Галанин.
ФЛЮКСМЕТР (от лат. fluxus — течение и греч. metreo — измеряю), веберметр, прибор для
измерения магнитных потоков. Наиболее распространены Ф. магнитоэлектрич. и фотоэлектрич.
систем. Магнитоэлектрический Ф. представляет собой измерит. прибор с магнитоэлектрическим
измерительным механизмом, у к-рого подвижная часть — лёгкая бескаркасная рамка — находится в
равновесии в любом положении (противодействующий вращательный момент очень мал). Отклонение подвижной части Ф. пропорционально изменению потокосцепления Ф индукц. измерит.
катушки, подключённой к зажимам Ф., с измеряемым магн. потоком: Ф=(С/w)Х(2-1), где w —
число витков измерит. катушки, С — постоянная Ф. (Вб/дел), 1 и 2— начальное и конечное
положения стрелки прибора в делениях его шкалы. Потокосцепление изменяется при включении (выключении) и изменении направления измеряемого магн. поля (соленоида, электромагнита и т. п.) или
при измерении положения измерит. катушки в магн. поле. В отличие от баллистического
гальванометра, показания Ф. в определ. пределах не зависят от времени изменения магн. потока (до
неск. секунд), от сопротивления внеш. цепи. У наиболее чувствительных Ф. этого типа (М 199)
С=5•10-6 Вб/дел. Фотоэлектрический Ф. представляет собой магнитоэлектрич. гальванометр с
зеркальцем на подвижной рамке, к к-рой подключается измерит. катушка. Световой зайчик, отражённый от зеркальца, освещает два одинаковых включённых встречно фотоэлемента. При
нейтральном положении рамки токи фотоэлементов ком820
пенсируются. При повороте рамки гальванометра (из-за появления эдс в измерит. катушке)
компенсация нарушается и возникающее напряжение, связанное с разбалансировкой злектрич.
схемы, подаётся на вход усилителя. В усилителе оно компенсируется напряжением обратной связи,
пропорц. току в измерителе. При этом наблюдаемое изменение тока I в измерителе пропорц.
изменению потокосцепления: Ф=(С/w)I. Фотоэлектрич. компенсац. Ф. обладают более широким
частотным диапазоном и более высокой чувствительностью, чем магнитоэлектрические. Напр., у
микровеберметра Ф 190 постоянная прибора С=4•10-8 Вб/дел, этот прибор имеет выход на самописец
и может вести запись и регистрацию низкочастотных переменных магн. потоков.
• См. лит. при ст. Магнитные измерения.
ФЛЮОРИТ, природный и синтетич. кристалл CaF2, точечная группа симметрии m3m. Плотность
3,18 г/см3; Tпл=1360°С; твёрдость по шкале Мооса 4; молекулярная масса 78,08; оптически
анизотропен, для =0,656 мкм показатель преломления n=1,43; прозрачен в диапазоне 0,125—10
мкм. Ф. без примесей применяется для изготовления оптич. линз и призм, а активированный разл.
примесями (в т. ч. редкоземельными элементами) — как лазерный материал (см. Твердотельные
лазеры) для преобразования ИК-излучения в видимый свет, в качестве фотохромных материалов,
твёрдых электролитов с высокой ионной проводимостью (ионы F) и т. д.
ФОКАЛЬНАЯ ПЛОСКОСТЬ, см. Фокус в оптике.
ФОКАЛЬНАЯ ПОВЕРХНОСТЬ, см. Фокус в оптике.
ФОКОН, фокусирующий конус, полый зеркальный, либо стеклянный монолитный, либо волоконнооптический, изготовленный из спечённых вместе конич. стеклянных нитей — световодов.
Сердцевина каждой нити имеет более высокий показатель преломления, чем оболочка. Изображение,
спроецированное на один торец Ф., переносится с соотв. изменением масштаба на др. торец. Ф. могут
служить концентраторами света в оптич. системах с малой угл. апертурой.
Н. А. Валюс.
ФОКУС (от лат. focus — очаг, огонь) в оптике, точка, в к-рой после прохождения параллельным
пучком лучей оптич. системы пересекаются лучи пучка (или их продолжения, если система
превращает параллельный пучок в расходящийся). Если лучи проходят параллельно оптической оси
системы, Ф. находится на этой оси; его наз. главным Ф. В идеальной оптич. системе все Ф.
расположены на плоскости, перпендикулярной оси системы и наз. фокальной плоскостью. В
реальной системе Ф. могут располагаться на нек-рой иной фокальной поверхности.
ФОКУСИРОВКА ЗВУКА, создание сходящихся волновых фронтов сферич. или цилиндрич. формы.
Ф. з. основана на тех же физ. принципах, что и фокусировка световых волн: активная фокусирующая
система — концентратор акустический — создаёт непосредственно сходящийся волновой фронт,
пассивная — линза или зеркало — изменяет акустич. длину пути kL (k — волновое число, L — геом.
длина пути) таким образом, что преобразует плоский или расходящийся фронт в сходящийся. Центр
кривизны сходящегося волнового фронта наз. геом. фокусом, а точка, в к-рой концентрация энергии
звуковых волн достигает макс. величины, наз. волновым фокусом. Для волновых фронтов, форма крых отличается от сферы или прямого кругового цилиндра, геом. и волновой фокус не совпадают.
Расстояние от фокуса до поверхности фокусирующей системы в направлении акустич. оси фронта
наз. фокусным расстоянием f. В результате дифракции волн в фокусе образуется фокальное пятно
или полоса. Для длиннофокусных фронтов радиус фокального пятна или ширина фокальной полосы
r0=(f/R), где Rfm— радиус зрачка фронта, m— угол раскрытия фронта, т. е. угол между акустич. осью фронта и его краем, а (3=0,61 для сферич. и =0,5 для цилиндрич. фронта.
Сходящиеся волновые фронты при Ф. з. характеризуются, как правило, неравномерным
распределением амплитуды и отклонением формы фронта от идеальной сферы или цилиндра, т. н.
аберрацией. По сравнению с оптич. фокусировкой при фокусировке в акустике большую роль играет
неравномерность амплитуды и меньшую — аберрация, а также существ. роль играют коэфф.
прохождения и коэфф. поглощения в этих фокусирующих устройствах и окружающей их среде.
При Ф. з. осуществляется усиление звукового давления р, колебательной скорости частиц v и
интенсивности звука I. Соответствующие коэфф. усиления Кр, Kv, КI показывают, во сколько раз
возросли величины p, v или I в фокусе по сравнению с их значениями на поверхности волнового
фронта фокусирующей системы. Для
сферич. фронта K(c)p=(f/)sin(m/2), для цилиндрич. К(ц)p=(f/•2m). В обоих случаях KI=KpKvK2p.
Ф. з. используется в устройствах для получения звукового изображения в звуковизорах, микроскопе
акустическом, системах голографии акустической и т. п., в устройствах для формирования заданной
диаграммы направленности электроакустических преобразователей, напр. в гидро- и
рыболокаторах, в системах сканирования УЗ луча в приборах мед. диагностики и т. п.; в устройствах
для концентрации УЗ энергии при использовании её в технологич. процессах в УЗ хирургии и т. п.
• К а н е в с к и й И. Н., Фокусирование звуковых и ультразвуковых волн, М., 1977.
И. Н. Каневский.
ФОКУСНОЕ РАССТОЯНИЕ оптической системы, расстояние от её главного фокуса до
ближайшей к нему главной точки (см. Кардинальные точки оптической системы).
ФОКУСОН, см. в ст. Дефекты в кристаллах.
ФОН (от греч. phone — звук), ед. уровня громкости звука (см. Громкость звука). Уровень громкости
данного звука в Ф. равен уровню интенсивности звука (звукового давления) в децибелах для чистого
тона частотой 1000 Гц, громкость к-рого при сравнении на слух равна громкости данного звука.
ФОНОН, квазичастица, сопоставляемая волне смещений атомов (ионов) и молекул кристалла из
положений равновесия (см. Колебания кристаллической решётки). Энергия Ф. ξ=ћ(k),
квазиимпульс р=ћk, где — частота колебаний атомов, k — квазиволновой вектор. Колебат. энергия
кристалла приближённо равна сумме энергий Ф. В энергию Ф. не принято включать энергию
нулевых колебаний решётки. Число тепловых Ф. тем больше, чем выше темп-ра Т. Ср. число n~ Ф.
данного типа с энергией 8 определяется ф-лой Планка:
n~(ξ)=1/(eξ/kT-1).
Эта ф-ла совпадает с энергетич. распределением ч-ц газа, подчиняющихся статистике Бозе —
Эйнштейна, когда химический потенциал газа =0 (см. Статистическая физика). Последнее
означает, что Ф.— бозоны, а =0 — результат того, что число Ф. Nф в кристалле не сохраняется, а
зависит от темп-ры. Для всех твёрдых тел Nф~T3 при TД и Nф~T при T>>Д (Д—Дебая
температура) Ф.— «тепловой резервуар» твёрдого тела. Теплоёмкость кристаллич. тела практически совпадает с теплоёмкостью газа Ф., теплопроводность кристалла можно описать как
теплопроводность газа Ф.
Ф. взаимодействуют друг с другом, с др. квазичастицами (электронами проводимости, магнонами и
др.), а также с дефектами кристаллич. решётки (с вакансиями, дислокациями, с границами
кристаллитов, поверхностью образца, чужеродными включениями). Рассеяние электронов проводимости при взаимодействии с Ф.— осн. механизм электросопротивления кристаллич.
проводников. Электроны, излучая и поглощая Ф., притягиваются друг к другу. При низких темп-рах
это приводит для многих металлов к сверхпроводимости. Испускание Ф. возбуждёнными атомами и
молекулами обеспечивает возможность
821
безызлучательных электронных квантовых переходов. При релаксац. процессах в твёрдых телах (см.
Релаксация) Ф. обычно служат «стоком» для энергии и импульса, запасённых др. степенями свободы
кристалла (в частности, электронными), играя роль внутр. термостата. Как правило, именно с
помощью Ф. осуществляется связь всех квазичастиц твёрдого тела с окружающей средой. В
аморфных телах понятие Ф. удаётся ввести только для длинноволновых акустич. колебаний (Ф. с
малыми р), мало чувствительных к взаимному расположению атомов.
Ф. наз. также квазичастицы, соответствующие элементарным возбуждениям в сверхтекучем гелии,
описывающие колебат. движение квантовой жидкости (см. Сверхтекучесть). Ф. в Не
характеризуются настоящим импульсом (а не квазиимпульсом), т. к. они описывают возбуждённое
состояние однородной изотропной среды (см. также Ротон).
• 3 а й м а н Дж. М., Электроны и фононы, пер. с англ., М., 1962; Коcевич А. М., Основы механики
кристаллической решетки, М., 1972; Рейсленд Дж., Физика фононов, пер. с англ., М., 1975.
М. И. Каганов.
ФОНОН-ФОНОННОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ, см. Нелинейное взаимодействие акустических волн.
ФОРМФАКТОР злектромагнитный, ф-ция, характеризующая пространств. распределение заряда
(электрич. Ф.) или магн. момента (магн. Ф.) внутри атома, ат. ядра или элем. ч-цы. Хар-р этого
распределения (его размеры и плотность) определяется типом ч-ц, образующих данную систему, и их
вз-ствием. Так, Ф. атома определяется распределением ат. эл-нов, а ср. радиус этого распределения
порядка 10-8 см. Ф. ат. ядра определяется в основном распределением нуклонов в ядре, ср. радиус крого ~10-12 см. Ф. адронов, согласно совр. представлениям, определяется распределением «цветных»
кварков внутри адрона и характеризуется размером порядка т. н. радиуса удержания «цвета», величина к-рого равна прибл. 10-13 см.
В отличие от этого, ср. радиус Ф. эл-на <rе> определяется облаком виртуальных электронпозитронных пар. Несмотря на довольно большую протяжённость облака (<rе>λ0, гдеλ0~ 10-11 см
— комптоновская длина волны эл-на, а 1/137 — постоянная тонкой структуры), в нём заключено
всего лишь ок. 1% заряда эл-на, т. к. вероятность рождения виртуальной пары пропорц. . По этой
причине эл-ны (а также мюоны) можно с хорошей точностью рассматривать как бесструктурные
(точечные) ч-цы.
Экспериментально Ф. измеряется с помощью упругого рассеяния эл-нов (или мюонов) на
соответствующих
объектах. При этом за величину Ф. принимается множитель, отличающий величину амплитуды
рассеяния при данной передаче импульса от амплитуды рассеяния на точечном объекте. Согласно
неопределённостей соотношению, чем больше передача импульса, тем меньше расстояние, на к-ром
измеряется Ф.
Измерение Ф. адронов при большой передаче импульса (q>>1 ГэВ/с) позволяет установить число
точечных кварков, составляющих адрон: чем больше этих составляющих (n), тем труднее передать
им всем примерно одинаковый импульс, не развалив всей системы, тем быстрее падает Ф. F с
увеличением импульса, F~q-2(n-1) (т. н. правила кваркового счёта). Таким путём было получено
подтверждение, что протон состоит из трёх кварков (Fр~q-4), а -мезон — из кварка и антикварка
(F~q-2). Изучение Ф. дейтрона даёт основание считать, что неск. процентов времени дейтрон
проводит не в виде нейтрона и протона, а в виде шестикварковой ч-цы.
Аналогично Ф. в упругом рассеянии можно определить Ф. в глубоко неупругих процессах. Их
называют обычно структурными функциями. В общем случае структурные ф-ции должны зависеть
от двух переменных: квадрата переданного импульса (q2) и энергии, переданной адронам (ξадр).
Однако, как показывает опыт, эти переменные входят в безразмерной комбинации (см. Масштабная
инвариантность, скейлинг Бьёркена). Такое поведение структурных ф-ций можно объяснить, считая,
что внутри адронов находятся точечные заряж. ч-цы, названные Р. Фейнманом партонами.
Эксперим. данные указывают на то, что в кач-ве партонов выступают кварки. Наличие внутри
адронов точечных объектов приводит к слабой зависимости сечения глубоко неупругих процессов от
переданного импульса при фиксированном отношении q2/ξадр (впервые на возможность такого
поведения сечения указал М. А. Марков в 1956).
По аналогии с эл.-магн. Ф. определяют слабые Ф., характеризующие слабое вз-ствие лептонов с
адронами, напр. распад К+e++e+0 и процесс +n-+p («упругий» Ф.) или +n-+адроны
(неупругий Ф.). Поскольку в слабом вз-ствии, в отличие от электромагнитного, участвуют не только
векторные, но и аксиальные токи, в слабых процессах возникают соответственно векторные и
аксиальные слабые Ф. (а также члены, отвечающие их интерференции). Поведение слабых векторных
Ф. подобно поведению электромагнитных Ф. (см. Векторного тока сохранение).
• Кендал Г., Пановский В., Структура протона и нейтрона, «УФН», 1972, т. 106, в. 2.
А. В. Ефремов.
ФОСФЕН (от греч. phos — свет и phaino — показываю, обнаруживаю), зрит. ощущение (цветовые
пятна, фигуры), возникающее у человека без воздействия света на глаз. Ф. могут появляться
самостоятельно и могут быть вызваны искусственно механич. нажатием на закрытый глаз, хим. воздействием на центральную нервную систему психотропными средствами, электрич. возбуждением
сетчатки через электроды, прикладываемые к вискам. При возбуждении зрит. центров коры мозга
человек перестаёт видеть окружающее и видит лишь движущиеся пятна света, к-рые перемещаются в
направлении взгляда. Слепые от рождения не видят Ф., у ослепших он может быть возбуждён.
Н. А. Валюс.
ФОСФОРЕСЦЕНЦИЯ. люминесценция, продолжающаяся значит. время после прекращения
возбуждения (в отличие от флуоресценции). Разделение люминесценции на Ф. и флуоресценцию
весьма условно, не отражает процессов преобразования энергии возбуждения и по существу
устарело. Ф, может продолжаться от неск. ч и даже сут до неск. мкс.
Ф. кристаллофосфорое возникает при рекомбинации электронов и дырок, разделённых во время
возбуждения. Затягивание послесвечения связано с захватом электронов и дырок разл. «ловушками»
(см. рис. 3 в ст. Люминесценция), из к-рых они могут освободиться лишь получив дополнит. энергию.
Ф. сложных органич. молекул связана с пребыванием их в метастабильном состоянии.
Яркость Ф. органич. молекул обычно уменьшается со временем по экспоненциальному закону. Закон
затухания яркости люминесценции кристаллофосфоров сложен, в нек-рых случаях он приближённо
описывается ф-лой Беккереля: B=B0(1+at) B0— нач. яркость, t — время, а и — постоянные).
Повышение темп-ры кристаллофосфоров, как правило, ускоряет затухание Ф. • См. лит. при ст.
Люминесценция.
ФОСФОРОСКОП, прибор для измерения длительности и определения закона затухания
фосфоресценции в пределах времени =10-1—10-7 с. Для измерения длительности >10-5 с развёртку
затухания по времени можно производить механически.
В однодисковых Ф. исследуемое в-во наносят на край вращающегося диска и возбуждают его
определённый узкий участок. Измеряя интенсивности послесвечения на разных угловых расстояниях
от места возбуждения, определяют закон затухания фосфоресценции.
В двухдисковых Ф. люминесцирующее в-во помещают между дисками с прорезями, насаженными на
одну ось. Прорези дисков смещены одна относительно другой на определ. угол, люминофор
размещён против одного из отверстий первого диска, послесвечение наблюдается через прорези другого. Меняя угол между отверстиями дисков и скорость их вращения, мож822
но измерять интенсивность послесвечения через разные промежутки времени после прекращения
возбуждения.
В наст. вр. для измерения времени затухания Ф. чаще применяются фотоэлектрич. методы развёртки
в сочетании с импульсным возбуждением. В таких Ф. в качестве приёмника послесвечения
используют фотоэлектронный умножитель, фототок с к-рого может подаваться на осциллограф.
ФОТ (от греч. phos, род. падеж photos — свет) (ф, ph), устаревшая ед. освещённости, равная
освещённости поверхности площадью 1 см2 при световом потоке падающего на него излучения,
равном 1 люмен. 1 ф=104 люкс.
ФОТОАКУСТИЧЕСКИЕ ЯВЛЕНИЯ, возникновение звуковых (акустических) волн в средах под
действием оптического излучения. Ф. я. могут быть связаны с обратным пьезоэлектрич. эффектом в
кристаллах и пьезокерамике (см. Пьезоэлектрики, Фотоупругость), электрострикционным
эффектом, фототермоакустическим эффектом и др.
При электрострикции избыточное давление в среде пропорционально квадрату напряжённости
электрич. поля, и поэтому Ф. я., связанные с этим эффектом, всегда сопровождаются
преобразованием частотного спектра оптич. излучения. Электрострикционные Ф. я. обусловливают
такой важный для нелинейной оптики эффект, как вынужденное рассеяние Мандельштама —
Бриллюэна (см. Мандельштама — Бриллюэна рассеяние). При этом в среде происходит возбуждение
(усиление) гиперзвуковой волны с частотой, равной разности частот падающей и рассеянной волн.
Под фототермоакустическим эффектом понимается нагрев поглощаемым светом (а в более общем
случае — эл.-магн. излучением любой частоты) облучаемой области среды, что приводит к
изменению плотности среды или механич. напряжений. Модуляция мощности падающего излучения
вызывает соответствующие временные изменения плотности или термонапряжений, что обусловливает возбуждение акустич. поля в среде, окружающей область поглощения света.
Возбуждение звука возможно и без временной модуляции светового пучка, лишь за счёт перемещения в пространстве области его поглощения: в однородной среде — со сверхзвуковой скоростью (т.
н. «черенковское излучение» звука по аналогии с Черенкова — Вавилова излучением), & в
акустически или оптически неоднородной среде — с любой скоростью (т. н. «переходное излучение»
звука).
До появления лазерных источников излучения фототермоакустич. эффект нашёл практич.
применение в фотоакустич. спектроскопии и в оптико-акустич. фотоприёмниках, в к-рых
используется селективное поглощение исследуемого излучения в газовой ячейке с регистрацией
возникающего в ней избыточного давления. С развитием лазерной техники термоакустич. механизм
возбуждения звука стал практически универсальным способом бесконтактного возбуждения
.акустич. волн в любых средах, в т. ч. и удалённых от источников света. При этом в связи с
возможностью концентрации мощного лазерного излучения в малые области среды появились
дополнит. физ. механизмы преобразования энергии света в энергию звука. Они обусловлены
переходом облучаемой области среды в новое агрегатное состояние. Так, при оптич. (лазерном)
пробое среды в области фокусировки излучения возникает сильно поглощающая плазма, к-рая быстро нагревается до высоких темп-р, и в окружающую среду распространяется ударная волна,
переходящая по мере удаления от фокуса в обычную акустич. волну. При облучении поверхности
конденсир. среды может развиться интенсивное поверхностное испарение её, что приводит в
результате реактивной отдачи к возбуждению в самой среде также ударной волны, переходящей по
мере распространения в акустическую.
Ф. В. Бункин.
ФОТОДИОД, полупроводниковый фотоэлектрич. селективный приёмник оптического излучения,
обладающий односторонней фотопроводимостью. Полупроводниковый кристалл Ф. обладает
электронно-дырочным переходом (р—n-переходом). Различают 2 режима работы Ф.: фотодиодный,
когда во внеш. цепи Ф. содержится источник пост. тока, создающий на р—n-переходе обратное
запирающее смещение, и вентильный, когда такой источник отсутствует. В фотодиодном режиме Ф.,
как и фоторезистор, используют для управления электрич. током в цепи в соответствии с изменением
интенсивности падающего излучения. Возникающие под действием излучения неосновные носители
диффундируют через р—n-переход и ослабляют электрич, поле последнего. Фототок в Ф. в широких
пределах линейно зависит от интенсивности падающего излучения и практически не зависит от
напряжения смещения. В вентильном режиме Ф., как и полупроводниковый фотоэлемент,
используют в качестве генератора фотоэдс.
Область спектр. чувствительности Ф. определяется полупроводниковым материалом, из к-рого он
изготовлен. Широкое распространение получили Ф. из Ge и Si, чувствительные соответственно в
диапазонах 0,4—2,0 мкм и 0,4—1,2 мкм; Ф. из InAs, работающий при охлаждении до 233 К, чувствителен в диапазоне 3,0—5,9 мкм. Ф. изготовляют с величиной фоточувствит. площади от долей
мм2 до десятков мм2. При необходимости большой эфф. светочувствительной площади в
конструкции Ф. используют иммерсионную систему. Порог чувствительности совр. Ф. (величина
миним. сигнала, регистрируемого Ф., отнесённая к ед. полосы рабочих частот) достигает 10-14
Вт/Гц1/2; типичное значение интегральной чувствительности 0,5 А/Вт. Постоянная времени
(инерционность) Ф. определяется временем перехода неосновных носителей до р—n-перехода и
изменяется в пределах 10-10—10-5 с в зависимости от длины волны регистрируемого излучения,
конструкции Ф. и схемы его включения. Для регистрации излучения с длинами волн 8—15 мкм
разработаны. Ф. на основе тройных соединений типа HgCdTe, обладающие при охлаждении до 77 К
порогом чувствительности 10-13 Вт/Гц1/2 и постоянной времени 10-9 с. Лавинные Ф. (счётчики фотонов) основаны на явлении электрич. пробоя р—n-перехода, в результате к-рого из-за ударной ионизации происходит лавинообразное увеличение числа носителей заряда: коэфф. усиления фототока в
лавинных Ф. из Ge достигает 3•102 и 104—106 в Ф. из Si; порог чувствительности — до 10-17 Вт/Гц1/2.
Ф. применяются также как приёмники инфракрасного излучения.
• Р о с с М., Лазерные приемники, пер.
с англ., М., 1969; Справочник но лазерам,
под ред. А. М. Прохорова, т. 1—2, М., 1978.
Л. Н. Капорский.
ФОТОДИЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ, изменение статич. (низкочастотной) диэлектрической
проницаемости среды под действием электро-магн. излучения. Величина изменяется за счёт
перехода части атомов или молекул в возбуждённые состояния, в к-рых их поляризуемость отлична
от поляризуемости в основном состоянии.
ФОТОИОНИЗАЦИЯ, см. в ст. Ионизация.
ФОТОКАТОД, катод фотоэлектронных приборов, эмиттирующий эл-ны под действием
электромагн. излучения УФ, видимого и ИК диапазонов (см. Фотоэлектронная эмиссия). Ф. представляет собой пластинку или (чаще) тонкую плёнку фотоэмиссионного материала на непрозрачной
или прозрачной подложке; в первом случае Ф. освещается с фронтальной стороны, во втором — он
полупрозрачен и освещается со стороны подложки. Основные параметры Ф.: интегральная чувствительность (отношение фототока в мкА к падающему световому потоку в лм от стандартного
источника излучения), спектральная чувствительность SΛ на длине волны λ в мА/Вт или квантовый
выход Y=1,24Sλ/λ, равный отношению числа эмиттированных электронов к числу падающих квантов
излучения. Спектральная характеристика Ф. Sλ (λ) ограничена со стороны длинных волн порогом
823
Спектральные
характеристики
квантового
выхода
Y
основных
типов
фотокатодов (сплошные линии) и 3-х типов фотокатодов с отрицательным
электронным сродством (пунктир), представляющих собой эпитаксиальные
плёнки сильно легированных акцепторами полупроводников типа АIIIВV,
активированные монослоем Cs или Cs,O; 1) CsTe; 2) Cs3Sb; 3) K2CsSb; 4)
Na2KSb; 5) Na2KSb—Cs; в) Bi—Ag—О—Cs; 7) Ag—O—Cs; 8) ОЭС-Ф на основе
GaAsP—Cs; 9) GaAs—Cs, O; 10) InGaAsP—Cs, O.
фотоэффекта λ0 и имеет вид кривой с максимумом на длине волны λм. Кроме того, Ф.
характеризуется плотностью темнового тока, создаваемого термоэлектронной эмиссией.
Применяются след. типы Ф.: Cs2Te и RbTe, чувствительные в ближнем УФ диапазоне и нечувствит. в
видимой обл. (рис.); сурьмяно-цезиевый Ф. (Cs3Sb) и бищелочные Ф. (Na2 KSb, K2CsSb),
чувствительные в коротковолновой части видимого спектра с λ=600 —650 нм; многощелочной Ф.
(Na2KSb — Cs), чувствительный во всём видимом диапазоне и ближней ИК области спектра (λм=500
нм, λ0=900—940 нм); серебряно-кислородно-цезиевый Ф. (Ag—О—Cs), обладающий наиболее
протяжённой в ИК область спектра спектральной характеристикой (λ01,2—1,5 мкм), но невысокой
чувствительностью и сравнительно большим темновым током.
Т. н. Ф. с отрицательным сродством к электрону характеризуются значительно более высокой и
равномерной чувствительностью с порогом λ0, зависящим от состава и достигающим 1,7 мкм, а
также низким уровнем темнового тока, но более сложной технологией (сверхвысокий вакуум,
эпитаксия, высокочистые исходные материалы и меньшей стабильностью.
•Соболева Н. А., Меламид А. Е., Фотоэлектронные приборы, М., 1974; Белл Р. Л., Эмиттеры с
отрицательным электронным сродством, [пер. с англ.], М., 1978.
Н. А. Соболева.
ФОТОЛЮМИНЕСЦЕНЦИЯ, люминесценция, возбуждаемая оптич. излучением. В отличие от
рассеяния света и горячей люминесценции, Ф. испускается после того, как в возбуждённом светом вве закончились процессы релаксации и установилось квазиравновесие. В обычных случаях
квазиравновесие устанавливается в течение времени ~10-12—10-10 с.
Спектр Ф. подчиняется Стокса правилу. В отсутствие тушения люминесценции квантовый выход
(отношение числа испускаемых квантов к числу поглощённых) Ф. равен единице. Зависимость
квантового выхода Ф. от длины волны возбуждающего света определяется Вавилова законом. Более
сложные закономерности наблюдаются при Ф. кристаллофосфоров, для к-рой характерна
нелинейная зависимость Ф. от интенсивности возбуждения. Ф. используется в люминесцентных
лампах, для люминесцентного анализа, люминесцентной дефектоскопии и т. д.
• См. лит. при ст. Люминесценция.
М. Д. Галанин.
ФОТОМАГНИТОЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ, то же, что и Кикоина — Носкова эффект.
ФОТОМЕТР (от греч. phos, род. падеж photos — свет и metreo — измеряю), прибор для измерения
к.-л. из фотометрических величин, чаще других — одной или неск. световых величин. Ф.
определённым образом пространственно выделяет поток излучения и регистрирует его приёмником
излучения с заданной спектральной чувствительностью. Оптич. блок Ф., иногда называемый
фотометрической головкой, содержит линзы, светорассеивающие пластинки, ослабители света,
светофильтры, диафрагмы и приёмник излучения.
Принципиальные оптич. схемы фотометров для измерения: а — освещённости и
экспозиции, а также, с привлечением закона квадратов расстояний, силы
света и освечивания; б — силы света и освечивания (т. н. телецентрич.
методом); в — яркости и интеграла импульса яркости (с применением
фокусирующей оптич. системы); г — яркости (с применением габаритной
диафрагмы). И — источник света; П — приёмник излучения с исправляющими
его спектральную чувствительность светофильтрами и ослабителями; О —
объектив с фокусным расстоянием f; D — диафрагма, устанавливаемая в фокальной плоскости (б) или в плоскости изображения источника (в); Da —
апертурная диафрагма; Dг — габаритная диафрагма; и — угловые размеры
фотометрируемых пучков лучей.
В визуальном Ф. равенство яркостей двух полей сравнения, освещаемых по отдельности
сравниваемыми потоками излучения, устанавливается глазом. Ф. с физ. приёмниками, преобразующими поток излучения в электрич. сигнал, включают в себя электронные регистрирующие
устройства типа гальванометра, микроамперметра, вольтметра. В импульсных Ф. (см. Фотометрия
импульсная) применяются цифровая вычислительная техника и регистрирующие устройства типа
запоминающего осциллографа, пикового вольтметра.
Оптич. схемы Ф. (рис.) для измерения размерных фотометрич. величин обеспечивают постоянство
или изменение по определённому закону геом. фактора. Для Ф. с абс. градуировкой характерны
относительно большие систематич. погрешности измерений (10—20%). Более высокую точность
имеют Ф. для измерения отношения потоков излучения (коэффициентов пропускания и отражения
образцов). Такие Ф. строятся по одноканальной и двухканальной оптич. схемам и содержат
фотометрич. шары (см. Фотометр интегрирующий). В одноканальном Ф. измеряется относит.
уменьшение потока излучения при установке образца на пути пучка лучей. В двухканальном Ф.
ослабление образцом потока излучения в измерит. канале определяется сравнением с потоком
излучения в т. н. опорном канале. Для уравнивания потоков излучения в каналах применяются регулируемые диафрагмы, клин фотометрический и др. подобные устройства. О спектрофотометрах см. в
ст. Спектральные приборы.
Ф. для измерения коэфф. пропускания растворов в-в наз. хим. колориметром, а для измерения цвета
объекта — трёхцветным колориметром (см. Колориметр).
А. С. Дойников.
ФОТОМЕТР ИНТЕГРИРУЮЩИЙ, шаровой фотометр, прибор, позволяющий определять
световой поток по одному измерению. Осн. часть Ф. и.— фотометрич. шар (шар Ульбрихта), к-рый
представляет собой полый шар (или полое тело иной формы) с внутр. поверхностью, окрашенной
неселективной белой матовой краской. Диаметр шара, в к-рый помещается исследуемый источник
излучения, должен значительно превышать размеры фотометрируемых источников света, вследствие
чего для измерения световых потоков, напр. люминесцентных светильников, строят Ф. и. диам. до 5
м. Иногда исследуемое излучение вводится в шар через небольшое по сравнению с его диаметром
отверстие. Освещённость любой точки шара, экранированной от прямых лучей исследуемого
источника, пропорцио824
нальна световому потоку этого источника (в общем случае — потоку излучения) и измеряется, напр.,
с помощью встроенного в шар фотоэлемента. Ф. и. широко применяется при световых и цветовых
измерениях, в частности для измерения световых потоков ламп и светильников, коэффициентов отражения и пропускания.
• Тиходеев П. М., Световые измерения в светотехнике (Фотометрия), 2 изд., М.— Л., 1962.
Д. Н. Лазарев.
ФОТОМЕТРИЧЕСКИЕ ВЕЛИЧИНЫ, величины, характеризующие оптическое излучение или по
его действию на те или иные селективные приёмники оптического излучения — т. н. редуцированные
фотометрические величины, или безотносительно к его действию на к.-л. приёмники излучения, а на
основе единиц энергии — т. н. энергетические фотометрические величины.
ФОТОМЕТРИЯ, раздел физ. оптики, в к-ром рассматриваются энергетич. характеристики
оптического излучения в процессах его испускания, распространения и взаимодействия с веществом.
При этом энергия излучения усредняется по малым интервалам времени, к-рые, однако, значительно
превышают период исследуемых эл.-магн. колебаний. Ф. включает в себя как экспериментальные
методы и средства измерений фотометрических величин, так и опирающиеся на эти величины
теоретического положения и расчёты.
Осн. энергетич. понятием Ф. является поток излучения Фе, имеющий физ. смысл мощности,
переносимой эл.-магн. излучением. Пространств. распределение Фe описывают энергетические
фотометрические величины, производные от потока излучения по площади и (или) телесному углу.
В фотометрии импульсной применяются также интегральные по времени фотометрич. величины. В
узком смысле Ф. иногда наз. измерения и расчёт величин, относящихся к наиболее употребительной
системе редуцированных фотометрических величин — системе световых величин, редуцированных в
соответствии со спектральной чувствительностью т. н. среднего светло-адаптированного
человеческого глаза (см. Адаптация глаза, Световые величины). Изучение зависимостей фотометрич.
величин от длины волны излучения и спектр. плотностей энергетич. величин составляет предмет
спектрофотометрии и спектрорадиометрии.
Фундаментальный для Ф. закон Е=I/r2, согласно к-рому освещённость Е изменяется обратно пропорционально квадрату расстояния r от точечного источника с силой света I, был сформулирован нем.
астрономом И. Кеплером в 1604. Однако основоположником экспериментальной Ф. следует считать
франц. физика П. Бугера, предложившего в 1729 визуальный метод количеств. сравнения источников
света — установления (путём изменения расстояний до источников) равенства освещённостей
соседних поверхностей с использованием в качестве прибора глаза. Методы визуальной Ф.
применяются в отд. случаях до наст. времени (2-я пол. 20 в.) и в результате работ сов. учёных, к-рые
ввели понятие эквивалентной яркости, распространены на область малых яркостей. В зависимости от
используемых методов измерения фотометрич. величин Ф. условно делят на визуальную, фотогр.,
фотоэлектрическую и т. д.
Начатое нем. физиком И. Ламбертом (1760) развитие теоретич. методов Ф. нашло обобщённое
выражение в теории светового поля, доведённой до стройной системы А. А. Гершуном (30-е гг. 20
в.). Совр. теоретич. Ф., использующая понятие светового вектора, распространена на мутные среды.
Теоретич. Ф. основывается на соотношении dФе=LеdG, выражающем в дифференциальной форме закон квадратов расстояний; здесь dФе— дифференциал потока излучения элементарного пучка лучей,
dG — дифференциал геометрического фактора, Le— энергетич. яркость излучения. Фотометрич.
свойства в-ва и тел характеризуются коэффициентом пропускания т, коэффициентом отражения и
коэффициентом поглощения а, к-рые для одного и того же тела связаны очевидным соотношением
++=1. Ослабление потока излучения узконаправленного пучка при прохождении через в-во
описывается Бугера — Ламберта — Бера законом.
Экспериментальные методы Ф. основаны на абс. и относит. измерениях потока излучения разл.
селективными и неселективными приёмниками излучения. Для определения размерных фотометрич.
величин применяют фотометры либо с непосредств. сравнением неизвестного и известного потоков
излучения, либо предварительно градуированные в соответствующих единицах измерения энергетич.
или редуцир. фотометрич. величин. В частности, для передачи значений световых величин обычно
используют сличаемые с гос. световыми эталонами образцовые и рабочие светоизмерительные
лампы — источники с известными фотометрич. характеристиками. Ф. лазерного излучения в
основном использует образцовые и рабочие неселективные приёмники излучения, сличаемые с гос.
эталонами мощности и энергии когерентного излучения лазеров. Измерение безразмерных величин
и выполняется фотометрами с применением относительных методов, путём регистрации
отношения реакций линейного приёмника излучения на соответствующие потоки излучения.
Применяется также уравнивание реакций линейного или нелинейного приёмника излучения
изменением по определённому закону в известное число раз сравниваемых потоков излучения.
Теоретич. и экспериментальные методы Ф. находят применение в светотехнике и технике
сигнализации, в астрономии и астрофизике для исследования космич. источников излучения, при
расчёте переноса излучения в плазме газоразрядных источников света и звёзд, при хим. анализе в-в, в
пирометрии, при расчётах теплообмена излучением и во мн. др. областях науки и производства.
• Б у г е р П., Оптический трактат о градации света, пер. [с франц.], [М.], 1950; Г е р ш у н А. А.,
Избр. труды по фотометрии и светотехнике, М., 1908; В о л ь к е н ш т е й н А. А., Визуальная
фотометрия малых яркостей, М.— Л., 1965; Сапожников Р. А., Теоретическая фотометрия, 3 изд., Л.,
1977; Г у р е в и ч М. М., Введение в фотометрию, Л., 1968.
А. С. Дойников.
ФОТОМЕТРИЯ ИМПУЛЬСНАЯ, направление фотометрии, изучающее импульсные световые
потоки (длительность излучаемых импульсов меньше периода из повторения) и их применение для
получения оптич. характеристик тел (отражения коэффициент, пропускания коэффициент и др.).
Основы Ф. и. были заложены при исследованиях т. н. проблесковых огней (маяковых, сигнальных),
к-рые были выполнены в кон. 19 — нач. 20 вв. Современное развитие Ф. и. началось в 50—60-е гг. и
связано с широким применением импульсных ламп и лазеров.
Ф. и. включает расчёт и измерение энергетич. пространств., спектральных и временных
характеристик источников импульсного излучения, теоретич. обоснование методов и расчёт
погрешностей измерений, а также метрологич. обеспечение единства измерений. Система
фотометрич. величин дополняется в Ф. и. интегралами по времени от энергетических фотометрических величин и световых величин (освечивание, экспозиция, интеграл яркости по времени),
характеризующими энергию импульсов излучения, а также параметрами, используемыми в измерительной импульсной технике.
Развитие лазерной техники, и в особенности методов получения нано- и пикосекундных импульсов
когерентного излучения, поставило перед Ф. и. задачи разработки новых методов измерений, таких,
как детектирование световых импульсов нелинейными кристаллами (см. Нелинейная оптика),
применение функций корреляции высших порядков и др., а также задачи создания приёмников
излучения с высоким временным разрешением и широким динамич. диапазоном. В Ф. и.
интенсивных световых потоков учитывается, что плотности потоков излучения совр. импульсных
источников часто достигают таких значений, при к-рых не выполняются нек-рые законы,
используемые в классич. фотоме825
трии, такие, как, напр., постоянство коэффициента пропускания оптич. среды или постоянство
спектральной чувствительности фотоприёмника вне зависимости от интенсивности излучения. В
совр. Ф. и. широко применяется цифровая вычислит. техника, быстродействие к-рой согласуется с
длительностью световых импульсов, что позволяет вести обработку информации в т. н. реальном
масштабе времени.
• В о л ь к е н ш т е й н А. А., К у в а л д и н Э. В., Фотоэлектрическая импульсная фотометрия, .ГГ.,
1975; Измерение энергетических параметров и характеристик лазерного излучения, под ред. А. Ф.
Котюка, М., 1981.
Э. В. Кувалдин.
ФОТОМЕТРИЯ ПЛАМЁННАЯ, один из видов эмиссионного спектрального анализа. Применяется
гл. обр. для количеств. определения в р-рах атомов мн. металлов и редкоземельных элементов по их
спектральным линиям или полосам. Источником возбуждения спектров является пламя светильного
газа, водорода, ацетилена или дициана. Анализируемый р-р инжектируется в пламя в виде аэрозоля в
токе кислорода или воздуха. Наиболее удобно водород-кислородное пламя, его преимущества —
высокая темп-ра (2900 К), малая интенсивность собств. излучения, отсутствие твёрдых ч-ц при
неполном сгорании.
Благодаря сравнит. простоте спектров пламени и высокой стабильности его излучения измерение
интенсивностей спектр. линий производится почти исключительно фотоэлектрич. способом. Ф. п.
отличают точность и быстрота анализа, высокая чувствительность (для щелочных элементов 0,01
мкг/мл, для щёлочноземельных — 0,1 мкг/мл). В Ф. п. применяют спектрофотометры с автоматич.
регистрацией спектров и выдачей результатов.
• См. лит. при ст. Спектральный анализ.
ФОТОН () (от греч. phos, род. падеж photos — свет), элем. ч-ца, квант эл.-магн. излучения (в узком
смысле—света). Масса покоя Ф. m равна нулю (из опытных данных следует, что m<4•10-21 me, где
mе—масса эл-на), и поэтому его скорость равна скорости света. Спин Ф. равен 1 (в ед. ћ), и,
следовательно, Ф. относится к бозонам. Ч-ца со спином J и ненулевой массой покоя, согласно квант.
механике, имеет 2J+1 спиновых состояний, различающихся проекцией спина но поскольку т =0, Ф.
может находиться только в двух спиновых состояниях с проекциями спина на направление движения
(спиральностью) ±1; этому св-ву в классич. электродинамике соответствует поперечность эл.-магн.
волны.
Т. к. не существует системы отсчёта, в к-рой Ф. покоится, ему нельзя приписать определённой внутр.
чётности. По электрич. и магн. мультипольностям системы зарядов (2l-поля; см. Мультиполь),
излучившей данный Ф., различают состояния Ф. электрич. и магн. типа; чётность электрич.
мультипольного Ф. равна (-1)l, магнитного (-1)l+1. Ф.— истинно нейтральная частица и поэтому
обладает определённой зарядовой чётностью С (С= -1). Кроме эл.-магн. вз-ствия, Ф. участвует в
гравитац. вз-ствии.
Представление о Ф. возникло в ходе развития квант. теории и теории относительности (термин «Ф.»
был введён амер. физико-химиком Г. Н. Льюисом в 1929). В 1900 нем. физик М. Планк получил ф-лу
для спектра теплового излучения абс. чёрного тела (см. Планка закон излучения), исходя из
предположения, что излучение эл.-магн. волн происходит определёнными порциями — «квантами»,
энергия к-рых может принимать лишь дискретный ряд значений, кратных неделимой порции —
кванту ћ, где — частота эл.-магн. волны. Развивая идею Планка, А. Эйнштейн ввёл гипотезу
световых квантов, согласно к-рой эл.-магн. излучение само состоит из таких квантов, и на её основе
объяснил ряд закономерностей фотоэффекта, люминесценции, фотохим. реакций. Построенная Эйнштейном спец. теория относительности (1905) создала предпосылки для того, чтобы считать эл.магн. излучение одной из форм материи, а световые кванты — реальными элем. ч-цами. В опытах
амер. физика А. Комптона по рассеянию рентг. лучей было установлено, что кванты излучения
подчиняются тем же кинематич. законам, что и ч-цы в-ва, в частности квант излучения с частотой со
обладает также и импульсом ћ/c (см. Комптона эффект).
К сер. 30-х гг. в результате развития квант. механики стало ясно, что ни наличие волн. св-в,
проявляющихся в волн. св-вах света, ни способность исчезать или рождаться в актах поглощения и
испускания не выделяют Ф. среди др. элем. ч-ц.
Оказалось, что всем ч-цам в-ва, напр. эл-нам, присущи не только корпускулярные, но и волн. св-ва
(см. Волны де Бройля, Дифракция микрочастиц), и была установлена возможность взаимопревращения элем. ч-ц. Напр., в электростатич. поле ат. ядра Ф. с энергией >1 МэВ (Ф. с энергией >100
кэВ обычно наз. -квантами) может превратиться в эл-н и позитрон (процесс рождения пары), а при
столкновении эл-на и позитрона может произойти их аннигиляция в два (или три) -кванта
(аннигиляция пары).
Квант. теорией вз-ствия Ф. с заряж. лептонами с учётом их возможных взаимопревращении явл.
квантовая электродинамика. Вз-ствие Ф. с адронами и ат. ядрами описывается с помощью разл.
теор. моделей, напр. модели векторной доминантности, модели партонов и др. (см.
Электромагнитное взаимодействие). В 60-х гг. была создана единая теория эл.-магн. и слабого взствий, в которой Ф. выступает вместе с тремя «переносчиками» слабого вз-ствия —
промежуточными векторными бозонами (см. также Слабое взаимодействие).
• Эйнштейн А., О развитии наших взглядов на сущность и структуру излучения. Собр. научн. трудов,
[пер.], [т.]3, М., 1966. См. также лит. при ст. Электромагнитное взаимодействие, Слабое взаимодействие.
Э. А. Тагиров.
ФОТОННОЕ ЭХО, когерентный световой отклик среды на воздействие импульсом когерентного
резонансного света, обусловленный обращением процесса неоднородной релаксации. Лазерный
импульс 1 (см. рис.) вызывает поляризацию среды, обусловленную электрич. полем световой волны.
Простейшая (двухимпульсная) схема формирования фотонного эха (3).
Длительность его такова, что он создаёт максимальную величину поляризации. После окончания
импульса поляризация начинает разрушаться под влиянием процессов релаксации. Следует
различать необратимую релаксацию, обусловленную взаимодействием частиц среды, при к-рой
изменяется энергия частиц, и обратимую релаксацию, обусловленную различием собств. частот
атомных осцилляторов и не связанную с изменением энергии. Если характерное время обратимой
релаксации 0 значит. меньше времени необратимой релаксации но, а длительность импульсов
<0<но, то через время после окончания импульса, определённое неравенством 0<тно,
наступает расфазировка колебаний ат. осцилляторов и, следовательно, исчезновение поляризации
среды. Если на среду в этом состоянии подействовать 2-м лазерным импульсом, длительность к-рого
в 2 раза превышает длительность первого (2 ), то произойдёт обращение расфазировки. Это означает, что в течение 2-го импульса разность фаз колебаний 2 любых осцилляторов изменит знак. По
окончании 2-го импульса разность фаз начинает убывать. Поскольку процессы фазировки и
расфазировки происходят самопроизвольно, то все осцилляторы окажутся в фазе через промежуток
времени, равный интервалу т между возбуждающим и обращающим импульсами. Следовательно, в
среде вновь возникает поляризация, приводящая к возникновению интенсивного светового импульса
(эхо). Роль 2-го импульса состоит в измене826
нии направления развития процесса расфазировки,
далее
система
сама приходит в
фазированное состояние. Если длительность взаимодействия электромагн.
излучения
со
средой превосходит времена релаксации, то поляризация среды в каждый момент времени
определяется значением напряжённости электромагн. поля в тот же момент времени. Если же
длительность этого взаимодействия значительно меньше времён релаксации ат. осцилляторов,
то поляризация перестаёт определяться значением поля в тот же момент. Динамика ат. системы в
этом случае определяется значениями её параметров в предшествующие моменты времени. В этом
случае говорят, что среда обладает фазовой памятью. Эффекты фазовой памяти ат. системы и
являются причиной Ф. э., самоиндуцированной прозрачности и др. эффектов, где проявляется
когерентное взаимодействие излучения я
среды.
• А л л е н Л., Э б е р л и Дж., Оптический резонанс и двухуровневые атомы, пер. с англ., М., 1978;
Ярив А., Квантовая электроника, 2 изд., М., 1980.
А. В. Андреев.
ФОТОПРИЁМНИКИ, см. Приёмники оптического излучения.
ФОТОПРОВОДИМОСТЬ,
фоторезистивный
эффект,
увеличение
электропроводности
полупроводника под действием электромагн. излучения. Впервые Ф. наблюдалась в Se У. Смитом
(США) в 1873. Обычно Ф. обусловлена увеличением концентрации подвижных носителей заряда
под действием света
(концентрационная ф.). Она возникает в результате неск. процессов: фотоны
«вырывают» эл-ны из валентной зоны и забрасывают их в зону проводимости, при этом одновременно возрастает число эл-нов проводимости
и дырок
(собственная Ф.); эл-ны из
заполненной зоны забрасываются на свободные примесные уровни — возрастает число дырок
(дырочная примесная Ф.); эл-ны забрасываются с примесных уровней в зону проводимости
(электронная
примесная
Ф., рис. 1).
Возможно комбинированное возбуждение Ф.
Концентрационная Ф. может возникать только при возбуждении достаточно коротковолновым излучением, когда энергия фотонов превышает либо ширину запрещённой зоны,
либо расстояние
между одной из зон и примесным уровнем. Ф. обладают все неметаллич. твёрдые тела. Наиболее
изучена и широко применяется в технике Ф. полупроводников: Ge, Si, Se, CdS, CdSe, InSb, GaAs,
PbS и др. Величина концентрационной Ф. пропорц. квантовому выходу Y (отношению числа
образующихся носителей к общему числу поглощённых фотонов) и времени жизни неравновесных
(избыточных) носителей, возбуждаемых светом
(фотоносителей).
При освещении видимым
светом Y обычно меньше 1 из-за «конкурирующих» процессов, приводящих к поглощению света, но
не связанных с образованием носителей (возбуждение экситонов, примесных атомов, фононов и др.).
При облучении в-ва УФ или более жёстким излучением Y>1, т.к. энергия фотона достаточно велика,
чтобы не только вырвать эл-н из заполненной зоны, но и сообщить ему кинетич. энергию,
достаточную для ударной ионизации. Время жизни носителя (время т, к-рое он в среднем проводит в
свободном состоянии) определяется процессами рекомбинации. При прямой (межзонной)
рекомбинации эл-н сразу переходит из зоны проводимости в валентную зону. В случае рекомбинации через примесные центры
Рис. 2. Характерный вид спектра собств. фотопроводимости. Резкий спад и
длинноволновой области отвечает т. н. краю поглощения —выключению
«собственного»
поглощения,
когда
энергия
фотона
меньше
ширины
запрещённой зоны; плавный спад в области малых длин волн обусловлен
поглощением света у поверхности.
эл-н сначала захватывается примесным центром, а затем уже попадает в валентную зону. В
зависимости от структуры материала, его чистоты и темп-ры т может меняться в пределах от 1 до 108
с.
Зависимость Ф. от длины волны излучения К определяется спектром поглощения полупроводника.
По мере увеличения λ фототок Ф. сначала достигает максимума, а затем падает (рис. 2). Спад
фототока объясняется тем, что при большом коэфф. поглощения весь свет поглощается в поверхностном слое проводника, где очень велика скорость рекомбинации носителей (поверхностная
рекомбинация).
При поглощении свободными носителями длинноволнового электромагн. излучения, не
вызывающего межзонных переходов и ионизации примесных центров, происходит увеличение
энергии («разогрев») носителей, что приводит к изменению их подвижности и, следовательно, к
увеличению электропроводности. Такая «подвижностная» Ф. убывает при высоких частотах и
перестаёт зависеть от частоты при низких частотах. Изменение подвижности под действием
излучения может быть обусловлено не только увеличением энергии носителей, но и влиянием
излучения на процессы рассеяния электронов кристаллич. решёткой.
• Рывкин С. М., Фотоэлектрические явления в полупроводниках, М., 1963. См. также лит. при
ст. Полупрововодники.
Э. М. Эпштейн.
ФОТОПЬЕЗОЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ, возникновение фотоэдс в однородном
полупроводнике при одновременном его одноосном сжатии и освещении.
ФОТОРОЖДЕНИЕ ЧАСТИЦ, процесс образования ч-ц (мезонов и др.) на ат. ядрах и нуклонах под
действием фотонов высокой энергии.
ФОТОУПРУГОСТЬ, пьезооптич. эффект, возникновение оптич. анизотропии в первоначально
изотропных твёрдых телах (в т. ч. полимерах) под действием механич. напряжений. Ф. открыта нем.
учёным Т. И. Зеебеком (1813) и англ. учёным Д. Брюстером (1816). Ф.— следствие зависимости
диэлектрич. проницаемости в-ва от деформации и проявляется в виде двойного лучепреломления и
дихроизма, возникающих под действием механич. нагрузок. При одноосном растяжении или сжатии
изотропное тело приобретает свойства оптически одноосного кристалла с оптич. осью, параллельной
оси растяжения или сжатия. При более сложных деформациях, напр. при двустороннем растяжении,
- образец становится оптически двухосным.
Ф. обусловлена деформацией электронных оболочек атомов и молекул и ориентацией оптически
анизотропных молекул либо их частей, а в полимерах — раскручиванием и ориентацией полимерных
цепей. Для малых одноосных растяжений и сжатий выполняется соотношение Брюстера n=kP, где
n — величина двойного лучепреломления (разность показателей преломления для обыкновенной и
необыкновенной волн), Р — напряжение, k — упругооптич. постоянная (постоянная Брюстера). Для
стёкол k=10-13—10-12 ем2/дин (10-12—10-11 м2/Н).
Ф. используется при исследовании напряжений в механич. конструкциях, расчёт к-рых слишком
сложен (см. Поляризационно-оптический метод исследования). Ф. лежит в основе взаимодействия
света и ультразвука в твёрдых телах.
• Ландсберг Г. С., Оптика, 5 изд., М., 1976; Фрохт М. М., Фотоупругость, пер. с англ., т. 1—2, М.—
Л., 1948 —1950; Физическая акустика, под ред. У Мэзона и Р. Терстона, пер. с англ., т.7, М., 1974, гл.
5.
Э. М. Эпштейн.
ФОТОХРОМИЗМ (от греч. phos, род. падеж photos — свет и chroma —
827
цвет), способность в-ва обратимо менять под действием оптического излучения спектр поглощения
видимого излучения (т. е. цвет). Мн. в-ва меняют цвет под действием, напр., рентгеновского или СВЧ
излучения. Однако фотохромными в строгом смысле являются только те в-ва, к-рые испытывают
такие переходы и под действием оптич. излучения (УФ, видимого или ИК).
При фотохромном процессе в-во, поглощая оптич. излучение, переходит из исходного состояния А в
т. н. фотоипдуцированное состояние В, характеризуемое иным спектром поглощения света и
определ. временем жизни. Обратный переход ВА совершается самопроизвольно за счёт внутр.
энергии и может значительно ускоряться при нагревании в-ва или под действием света, поглощаемого в состоянии В.
Ф. присущ очень большому числу органич. и неорганич. в-в. В основе Ф. органич. в-в лежит ряд
фотофиз. процессов (напр., поглощение света молекулами, находящимися в триплетном состоянии) и
многочисл. фотохим. реакции, к-рые сопровождаются либо перестройкой валентных связей (напр.,
при фотодиссоциации, окислительно-восстановительных фотохим. реакциях), либо изменением конфигурации молекул (т. н. цис-трансизомерия, см. Изомерия молекул). Ф. неорганич. в-в обусловлен
обратимыми процессами фотопереноса электронов, приводящими к изменению валентности ионов
металлов, возникновению центров окраски разл. типа, а также обратимыми реакциями
фотодиссоциации соединений и др.
На основе органич. и неорганич. фотохромных в-в разработаны фотохромные материалы,
применяемые в науке и технике.
• Барачевский В. А., Л а ш к о в Г. И., Ц е х о м с к и й В. А., Фотохромизм и его применение, М.,
1977; Теренин А. Н., Фотоника молекул красителей и родственных органических соединений, Л.,
1967.
В. А. Барачевский.
ФОТОХРОМНЫЕ МАТЕРИАЛЫ, материалы, в к-рых используется явление фотохромизма
органич. и неорганич. в-в, применяемые для регистрации изображений, записи и обработки оптич,
сигналов. Ф. м. получили широкое распространение с 60-х гг. 20 в. В зависимости от области применения Ф. м. изготовляют в виде жидких растворов, полимерных плёнок, тонких аморфных и
поликристаллич. слоев на гибкой и жёсткой подложке, силикатных и полимерных стёкол, монокристаллов.
Наибольшее распространение получили полимерные Ф. м. на основе органич. соединений (напр.,
спиропиранов), фотохромные силикатные стёкла, содержащие микрокристаллы галогенидов серебра
(AgBr, AgCl и др.),
активированные кристаллы щёлочногалоидных соединений (напр., КС1, KBr, NaF), солей и окислов
щёлочноземельных металлов с добавками (напр., CaF2/La, Се). Применение этих материалов
основано на их светочувствительности, на появлении или изменении под действием света окраски
(изменении спектров поглощения), обратимости происходящих в них фотофиз. и фотохим.
процессов, на различии термич., хим. и физ. св-в исходного и фотоиндуцир. состояний фотохромных
в-в.
Ф. м. характеризуются исключительно высокой разрешающей способностью (теор. миним.
разрешаемый элемент может иметь размер порядка размера молекулы или элементарной ячейки
кристалла, т. е. менее одного нм); возможностью получения изображения непосредственно под действием света, т. е. без проявителя и в реальном масштабе времени (время записи ограничивается
длительностью элем. фотопроцессов и может быть менее 10-3 с); изменением в широких пределах
времени хранения записанной информации (от 10-6 с до неск. месяцев и даже лет); возможностью
перезаписи и исправления изображения с помощью теплового или светового воздействия.
Светочувствительность Ф. м. на 4—7 порядков ниже, чем у галогенидо-серебряных фотоматериалов,
поэтому особый интерес представляет применение Ф.м. в лазерных системах, обеспечивающих
запись и обработку оптич. информации в мощных потоках излучения в реальном масштабе времени.
Ф. м. находят применение в системах скоростной обработки оптич. и электрич. сигналов, в качестве
элементов оперативной памяти ЭВМ (где быстродействие и многократность использования Ф. м.
особенно важны), в системах микрофильмирования и микрозаписи, в голографии (где особенно
существенно высокое разрешение Ф. м.), а также в оптоэлектронике, дозиметрии, актинометрии, в
оптических затворах, автоматически изменяющих пропускание света в зависимости от уровня
освещённости и мн. др. Широкое применение нашли Ф.м. в цветной фотографии и печати (где в
зависимости от их типа можно получать негативное или позитивное многоцветное изображение под
действием излучения в диапазоне от рентгеновского до микроволнового).
• См. лит. при ст. Фотохромизм.
В. А. Барачевский, А. Л. Картужанский.
ФОТОЭДС, эдс, возникающая в полупроводнике при поглощении в нём Электромаги. излучения
(фотовольтаический эффект). Ф. обусловлена пространств. разделением генерируемых излучением
носителей заряда. При неравномерном освещении кристалла (или облучении его сильно
поглощающимся и быстро затухающим в глубине излучением) концентрация носителей заряда
велика вблизи облучаемой грани и мала в затемнённых участках. Носители диффундируют от
облучаемой грани и, если подвижности эл-нов проводимости и дырок неодинаковы, в объёме полупроводника возникает пространств. заряд (электрич. поле Е), а между освещённым и затемнённым
участка-
Рис. 1. Возникновение диффузионной фотоэдс.
ми — диффузионная Ф. (рис. 1). Величина этой Ф. между двумя точками 1 и 2 полупроводника
определяется формулой:
ξ1, 2=(kT/e)((э-д)/(э+д))ln(1/2),
где е — заряд эл-на, Т — темп-ра, э и д— подвижности эл-нов и дырок, 1 и 2—
электропроводность в точках 1 и 2. Диффузионная Ф. при данной интенсивности освещения тем
больше, чем больше разница подвижностей эл-нов и дырок и чем меньше электропроводность
полупроводника в темноте. Диффузионная Ф. в полупроводниках мала и практич. применения не
имеет.
Вентильная (барьерная) Ф. возникает в неоднородных (по хим. составу или неоднородно
легированных примесями) полупроводниках, а также у контакта полупроводник — металл. В
области неоднородности существует внутреннее электрическое поле, которое ускоряет генерируемые
излучением неосновные неравновесные носители. В результате фотоносители разных знаков
пространственно разделяются. Вентильная Ф. может возникать под действием света, генерирующего
эл-ны и дырки или хотя бы только неосновные носители. Особенно важна вентильная Ф., возникающая в р — n-переходе и гетеропереходе. Она используется в фотовольтаических и солнечных
элементах, по её величине обнаруживают слабые неоднородности в полупроводниковых материалах.
Ф. может возникать также в однородном полупроводнике при одновременном одноосном его сжатии
и освещении (фотопьезоэлектрический эффект). Она появляется на гранях, перпендикулярных направлению сжатия, её величина и знак зависят от направления сжатия и освещения относительно
кристаллографич. осей. Эта Ф. пропорц. давлению и интенсивности излучения. В этом случае
возникновение Ф. связано с анизотропией коэфф. диффузии фотоносителей, вызванной одноосной
деформацией кристалла, а также неодинаковым в разных частях кристалла изменением ширины
запрещённой зоны под дей828
ствием давления (тензорезистивный эффект).
Ф. возникает также в освещённом полупроводнике, помещённом в магн. поле H так, что градиент
концентрации носителей (и их диффузионные потоки Iд и Iэ) возникает в направлении,
перпендикулярном Н (см. Кикоина — Носкова эффект, рис. 2).
Рис. 2. Фотоэдс в случае эффекта Кикоина — Носкова.
Б. И. Давыдов (1937) установил, что Ф. может возникать и при генерации только осн. носителей (или
при поглощении фотонов эл-нами проводимости), если энергия фотоносителей заметно отличается
от энергии др. носителей. Такая Ф. возникает в чистых полупроводниках с высокой подвижностью
эл-нов при очень низких темп-рах и обусловлена зависимостью подвижности и коэфф. диффузии элнов от их энергии. Ф. этого типа имеет заметную величину в InSb n-типа, охлаждённом до темп-ры
жидкого гелия.
При поглощении излучения свободными носителями заряда в полупроводнике вместе с энергией
фотонов поглощается их импульс. В результате фотоэлектроны приобретают направленное движение
относительно кристаллич. решётки и на гранях кристалла, перпендикулярных потоку излучения,
появляется Ф. светового давления. Она мала, но мала и её инерционность (~10-11c). Ф. светового
давления используется в быстродействующих приёмниках излучений, предназначенных для измерения мощности и формы импульсов излучения лазеров.
•Рывкин С. М., Фотоэлектрические явления в полупроводниках, М., 1963; Т а у ц Я., Фото- и
термоэлектрические явления в полупроводниках, пер. с чешск., М., 1962; Фотопроводимость. Сб. ст.,
пер. с англ., М.. 1967.
Т. М. Лифшиц.
ФОТОЭЛЕКТРИЧЕСКАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ, определение хим. состава и исследование
энергетич. структуры примесей в полупроводниках по спектрам их примесной фотопроводимости.
В Ф. с. используется двухступенчатая ионизация примесных атомов: сначала атом примеси
поглощает фотон и переходит в связанное возбуждённое состояние, а затем ионизуется тепловыми
колебаниями атомов кристалла (фототермическая ионизация). Для оптич. возбуждения примесных
атомов ПП облучают монохроматич. излучением, плавно изменяя его частоту (энергию фотонов
h). При определ. , когда h станет равной разности энергий основного и одного из возбуждённых
уровней энергии примесного атома, последний, поглощая фотон, переходит в возбуждённое
состояние. Темп-ра кристалла подбирается такой, чтобы ионизовались только возбуждённые атомы.
В результате при определ. (длинах волн света λ) в ПП появляются свободные носители тока (эл-ны
или дырки), т. е. возникает фотопроводимость. Положение линий в спектре фотопроводимости
характерно для каждого сорта атомов примеси в данном ПП (рис.).
Фотоэлектрич. спектр сверхчистого Ge. Суммарная концентрация примесей В
и А1 составляет 10-11%.
По форме спектра и отд. линий исследуют энергетич. структуру примесных атомов, их вз-ствие,
образование примесных комплексов, степень неоднородности распределения примесных атомов, а
также определяют их хим. состав.
Ф. с.— весьма чувствит. метод анализа. Так, в образце Ge, спектр к-рого приведён на рис., суммарная
концентрация электрически активных примесей ~10-11% (теоретич. предел чувствительности Ф. с.
ещё на неск. порядков ниже). Относит. концентрации разл. примесей в ПП измеряют по
интенсивностям линий в спектре. Определение абс. концентраций требует дополнит. измерения
концентрации эл-нов (или дырок) при такой темп-ре, когда все примеси термически ионизованы (см.
Холла эффект). Ф. с. позволяет установить состав как осн., так и компенсирующих примесей в ПП.
Существуют варианты Ф. с.: лазерная магн. Ф. с. (лазерное фотовозбуждение примесей в ПП, находящемся в магн. поле) и лазерная электрич. Ф. с. (ионизация возбуждённых светом примесных
атомов электрич. полем вместо термоионизации).
Ф. с. используется для исследования и анализа примесей в кремнии, арсениде галлия, фосфиде
галлия, фосфиде индия, антимониде индия, теллуриде кадмия, алмазе.
• Л и ф ш и ц Т. М., Лихтман Н. П., Сидоров В. И-, Фотоэлектрическая спектроскопия примесей в
полупроводниках, «ЖЭТФ», 1968, т. 7, в. 3, с. 111; Коган III. М., Седунов Б. И., Фототермическая
ионизация примесного центра в кристалле,
«ФТТ», 1966, т. 8, в. 8, с. 2382; Kogan Sh. М., Lifshits Т. М., Photoelectric spectroscopy. A new method
of analysis of impurities in semiconductors, «Physica status solidi (a)», 1977, v. 39, p. 11.
Т. М. Лифшиц, А. Л. Коган.
ФОТОЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ ЯВЛЕНИЯ, электрические явления (изменение электропроводности,
возникновение эдс, изменение поляризации или эмиссия эл-нов), происходящие в в-вах под
действием эл.-магн. излучения. Ф. я. возникают, когда энергия фотона ћ затрачивается на квант.
переход эл-на в состояние с большей энергией. Если энергии фотона хватает лишь для возбуждения
атома, то может возникнуть изменение диэлектрич. проницаемости в-ва (фотодиэлектрический
эффект). Если энергия фотона достаточна для генерации эл-нов проводимости и дырок, то
увеличивается
электропроводность
тела
(см.
Фотопроводимость).
В
неоднородных
полупроводниках, в частности в области р—n-перехода, и гетероперехода, вблизи контакта ПП —
металл, возникает фотоэдс (см. также Кикоина — Носкова эффект). Фотопроводимость и фотоэдс
могут возникать также при поглощении фотонов эл-нами проводимости, в результате к-рого
увеличивается их подвижность.
Если ћ достаточно велика для ионизации атомов и молекул газа, то происходит фотоионизация.
Когда энергия фотонов, полученная эл-нами жидкости или твёрдого тела, достаточно велика, то
последние могут достичь поверхности тела и, преодолев потенц. барьер, выйти в вакуум или др.
среду. В этом случае возникает фотоэлектронная эмиссия, к-рую называют внешним фотоэффектом.
В отличие от него, Ф. я., обусловленные переходами эл-нов из связанных состояний в свободные
внутри тв. тела, объединяются термином «внутренний фотоэффект». В металлах из-за очень высокой
электропроводности внутр. фотоэффект не наблюдается и возникает только фотоэлектронная
эмиссия.
• Р ы в к и н С. М., Фотоэлектрические явления в полупроводниках, М., 1963; Б ь ю б Р.,
Фотопроводимость твердых тел, пер. с англ., М., 1962; Панков Ж., Оптические процессы в
полупроводниках, пер. с англ., М., 1973; С о м м е р А., Фотоэмиссионные материалы, пер. с англ.,
М., 1973.
Т. М. Лифшиц.
ФОТОЭЛЕКТРОННАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ, совокупность методов изучения строения в-ва,
основанный на измерении энергетич. спектров эл-нов, вылетающих при фотоэлектронной эмиссии.
Согласно закону Эйнштейна, сумма энергии связи вылетающего эл-на (работы выхода) и его
кинетич. энергии равна энергии падающего фотона ξ=h ( — частота падающего излучения).
Измеряя энергетич. спектр эл-нов, можно определить энергии их связи и уровни энергии в
исследуемом в-ве.
829
В Ф. с. применяются монохроматич. рентгеновское или УФ излучение с энергией фотонов ξ~104—10
эВ, т. е. с длиной волны излучения ~10-2— 10 нм. Спектр фотоэлектронов исследуют при помощи
электронных спектрометров высокого разрешения (достигнуто разрешение ~10-1 эВ в рентг. области
и ~10-2 эВ — в УФ области).
Метод Ф. с. применим к в-ву в газообразном, жидком и тв. состояниях и позволяет исследовать как
внеш., так и внутр. электронные оболочки атомов и молекул, уровни энергии эл-нов в тв. теле (в
частности, распределение эл-нов в зоне проводимости). Для молекул энергии связи эл-нов на внутр.
оболочках атомов зависят от типа хим. связи (хим. сдвиги), поэтому Ф. с. успешно применяется в
аналитич. химии для определения состава в-ва и в физ. химии для исследования хим. связи. В химии
метод Ф. с. известен под назв. ЭСХА — электронная спектроскопия для химич. анализа (ESCA —
electronic spectroscopy for chemical analysis).
• Электронная спектроскопия, пер. с англ., М., 1971.
М. А. Ельяшевич.
ФОТОЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ (внешний фотоэффект), испускание эл-нов тв. телами и
жидкостями под действием эл.-магн. излучения в вакуум или др. среду. Практич. значение имеет Ф.
э. из тв. тел в вакуум. Осн. закономерности Ф. э.: 1) кол-во испускаемых эл-нов пропорц. интенсивности излучения; 2) для каждого в-ва при определ. состоянии его поверхности и темп-ре T=0К
существует порог— миним. частота 0 (или макс. длина волны λ0) излучения, за к-рой Ф. э. не
возникает; 3) макс. кинетич. энергия фотоэлектронов линейно возрастает с частотой излучения и
не зависит от его интенсивности.
Ф.. э.— результат трёх последоват. процессов: поглощения фотона и появления эл-на с высокой (по
сравнению со средней) энергией; движения этого эл-на к поверхности, при к-ром часть энергии
может рассеяться; выхода эл-на в др. среду через поверхность раздела. Количеств. характеристикой
Ф. э. явл. квантовый выход Y — число вылетевших эл-нов, приходящееся на один фотон, падающий
на поверхность тела. Величина Y зависит от св-в тела, состояния его поверхности и энергии фотонов.
Ф. э. из металлов возникает, если энергия фотона ћ превышает работу выхода металла Ф (рис., а).
Для чистых поверхностей большинства металлов Ф>3 эВ, поэтому Ф. э. из металлов (если Ф не
снижена спец. покрытиями поверхности) может наблюдаться в видимой и УФ (для щелочных
металлов и Ва) или только в УФ (для всех др. металлов) областях спектра. Вблизи порога Ф. э. для
большинства металлов Y~10-4 электрон/фотон.
Энергетич. схемы фотоэлектронной эмиссии из металла (а); полупроводника
с >2ξд (б); полупроводника с поверхностью, обработанной до отрицат.
электронного сродства (<ξд, рис. в). В области сильного внутр. электрич.
поля энергетич. зоны изогнуты; клеточки показывают заполненные электронные состояния; жирная линия — дно зоны проводимости.
Малость Y обусловлена тем, что свет проникает в металл на глубину ~10-5 см, и там в основном
поглощается. Фотоэлектроны при движении к поверхности сильно взаимодействуют с эл-нами
проводимости, к-рых в металле много, и быстро рассеивают энергию, полученную от излучения.
Энергию, достаточную для совершения работы выхода сохраняют только те фотоэлектроны, к-рые
образовались вблизи поверхности на глубине, не превышающей 10-7 см. Кроме того, поверхности
металлов сильно отражают видимое и ближнее УФ излучения.
С увеличением энергии фотонов квант. выход Y металлов возрастает сначала медленно (при ћ=12эВ
для чистых металлич. плёнок YBi=0,04; YAl=0,015 электрон/фотон). При ћ=15 эВ, коэфф. отражения
R резко падает (до ~5%), а энергия эл-нов внутри металла, поглотивших фотоны, возрастает, и У
быстро увеличивается, достигая и у нек-рых металлов (Pt, W, Sn, Та, In, Be, Bi) 0,1—0,2
электрон/фотон. Случайные загрязнения могут сильно снизить Ф, вследствие чего порог Ф. э.
сдвигается в сторону более длинных волн (из УФ в видимую область), и У в этой области может
сильно возрасти. Резкого увеличения У и сдвига порога Ф. э. металлов в видимую область спектра
достигают, покрывая чистую поверхность металла моноатомным слоем электроположит. атомов или
молекул (Cs, Rb, Cs2, О), образующих на поверхности дипольный электрич. слой (см. Фотокатод).
В полупроводниках и диэлектриках порог Ф. э. h0=ξд+, где ξд—ширина запрещённой зоны, —
сродство к электрону, представляет собой высоту потенц. барьера для электронов проводимости
(рис. 1, б). В не сильно легированных ПП эл-нов проводимости мало, поэтому здесь, в отличие от
металлов, рассеяние энергии фотоэлектронов на эл-нах проводимости роли не играет. В этих материалах фотоэлектрон теряет энергию при вз-ствии с эл-нами валентной зоны (ударная ионизация)
или с тепловыми колебаниями кристаллической решётки (рождение фононов). Скорость рассеяния
энергии и глубина,
из к-рой фотоэлектроны могут выйти в вакуум, зависят от величины % и от соотношения и ξд. Если
>2ξд, то фотоэлектрон с начальной кинетич. энергией рождает электронно-дырочную пару.
Длина пробега на рассеяние энергии в таком акте (~1—2 нм) во много раз меньше глубины
проникновения излучения в кристалл (0,1—1 мкм). В этом случае подавляющая часть
фотоэлектронов по пути к поверхности теряет энергию и не выходит в вакуум. В этих материалах
вблизи порога Ф. э. Y~10-6 электрон/фотон и даже на относительно большом расстоянии от порога
(при ћ=ћ+1 эВ) всё ещё не превышает 10-4 электрона/фотон.
Если <ξд, но больше энергии оптич. фонона (ћ~10-2 эВ), то фотоэлектроны теряют энергию при
рождении оптич. фононов. При этом энергия фотоэлектронов рассеивается в ПП на длине пробега l
всего 15— 30 нм. Поэтому даже если снизить полупроводника (напр., от 4 до 1 эВ), Ф. э. вблизи
порога остаётся малой. В диэлектрич. кристаллах щёлочно-галогенных соединений, где длина
пробега больше (50—100 нм), невелико, поэтому У резко возрастает от самого порога Ф. э. и
достигает высоких значений.
Очистка поверхности ПП в сверхвысоком вакууме, нанесение на неё монослоёв атомов или молекул,
снижающих и спец. легирование ПП позволяют создать в тонком приповерхностном слое сильное
внутреннее электрич. поле, ускоряющее фотоэлектроны и уменьшить работу выхода так, чтобы Ф<ξд.
При этом высота поверхностного потенц. барьера может стать ниже уровня дна зоны проводимости
в объёме кристалла (рис., в). Это обеспечивает выход в вакуум значит. числа термализованных эл-нов
из большой глубины ~10-4 см (фотокатоды с отрицат. электронным сродством).
• См. лит. при ст. Фотокатод.
Т. М. Лифшиц.
ФОТОЭЛЕКТРОННЫЙ УМНОЖИТЕЛЬ, прибор для преобразования слабых световых сигналов
в электрические, основанный на фотоэлектронной и вторичной электронных эмиссиях. Состоит из
фотокатода и неск. (до 15—20) электродов (д и н о д о в) с высоким коэфф. 0 вторичной электронной
эмиссии и коллектора А (рис.). Напряжение на каждом диноде относительно фотокатода на 50—100
В выше, чем у предыдущего. Свет, падающий на фотокатод, вырывает эл-ны (см. Фотоэлектронная
эмиссия), к-рые попадая на диноды, «размножаются», за счёт вторичной электронной эмиссии.
Коэфф. усиления электронного тока К= n (n — число динодов) достигает 109—1011, так что даже
отд. фотоэлектроны создают на выходе Ф. у. импульсы тока большой амплитуды.
• Б е р к о в с к и й А. Г., Гаванин В. А., Зайдель И. Н., Вакуумные фотоэлектронные приборы, М.,
1976.
830
Фотоэлектронные умножители разных типов: а — с корытообразными динодами,
б — коробчатого типа, в — жалюзийного типа; 1 — фотокатод, 2 — экран, 3—
11 — диноды, Л — световой поток, А — анод, Э — траектория эл-нов, R —
нагрузка.
ФОТОЭФФЕКТ, испускание эл-нов в-вом под действием эл.-магн. излучения. Ф. был открыт в 1887
нем. физиком Г. Герцем. Первые фундам. исследования Ф. выполнены А. Г. Столетовым (1888), а
затем нем. физиком Ф. Ленардом (1899). Первое теоретич. объяснение законов Ф. дал А. Эйнштейн
(1905). Большой вклад в теоретич. и эксперим. исследования Ф. внесли А. Ф. Иоффе (1907), П. И.
Лукирский и С. С. Прилежаев (1928), И. Е. Тамм и С. П. Шубин (1931).
Ф.— квант. явление, его открытие и исследование сыграло важную роль в эксперим. обосновании
квант. теории: только на её основе оказалось возможным объяснение закономерностей Ф. Свободный
эл-н не может поглотить фотон, т. к. при этом не могут быть одновременно соблюдены законы
сохранения энергии и импульса. Ф. из атома, молекулы или конденсиров. среды возможен из-за связи
эл-на с окружением. Эта связь характеризуется в атоме энергией ионизации, в конденсиров. среде —
работой выхода Ф. Закон сохранения энергии при Ф. выражается соотношением Эйнштейна: ξ=ћξi, где ξ — кинетич. энергия фотоэлектрона, ξi — энергия ионизации атома; или ξ=ћ-Ф. При T=0 К и
не очень высокой интенсивности света (когда многофотонные эффекты практически отсутствуют) Ф.
невозможен, если ћ<ξi или hpl<Ф.
Ф. может наблюдаться в газах на отд. атомах и молекулах (фотоионизация). Первичным актом здесь
явл. поглощение фотона и ионизация с испусканием эл-на. Вся энергия фотона за вычетом энергии
ионизации передаётся испускаемому эл-ну. В конденсиров. средах механизм
поглощения фотонов зависит от их энергии. При ћФ излучение поглощается эл-нами
проводимости (в металлах) или валентными эл-нами (в полупроводниках и диэлектриках). В
результате этого может наблюдаться фотоэлектронная эмиссия (внешний Ф.) с граничной энергией
фотонов, равной работе выхода Ф, либо фотоэффект внутренний (фотопроводимость и др.
фотоэлектрические явления) с граничной энергией фотонов, равной ширине запрещённой зоны. При
ћ, во много раз превышающих энергию межат. связей в конденсиров. среде (-кванты),
фотоэлектроны могут вырываться из «глубоких» оболочек атома. Влияние среды на первичный акт
Ф. в этом случае пренебрежимо мало по сравнению с энергией связи эл-на в атоме и Ф. происходит
так же, как в изолиров. атомах. Эффективное сечение Ф. 0 сначала растёт с , а затем, когда ћ
становится больше энергии связи эл-нов самых глубоких оболочек атома, уменьшается. Такая
зависимость а от со качественно объясняется тем, что чем больше ћ по сравнению с ξi, тем
пренебрежимее связь эл-на с атомом. Вследствие того, что эл-ны -K-оболочки наиболее сильно
связаны в атоме и эта связь возрастает с ат. номером Z, имеет наибольшее значение для Kэлектронов и быстро увеличивается при переходе к тяжёлым элементам (~Z5). При ћ порядка
внутриат. энергий связи Ф. явл. преобладающим механизмом поглощения гамма-излучения атомами,
при более высоких энергиях фотонов его роль становится менее существенной по сравнению с др.
механизмами: Комптона эффектом, рождением электронно-позитронных пар.
• С т о л е т о в А. Г., Избр. соч., М— Л., 1950; Эйнштейн А., Собр. научных трудов, т. 3, М., 1968;
Лукирский П. И., О фотоэффекте, Л.— М., 1933.
Т. М. Лифшиц.
ФОТОЭФФЕКТ ВНЕШНИЙ, то же, что фотоэлектронная эмиссия.
ФОТОЭФФЕКТ ВНУТРЕННИЙ, перераспределение
эл-нов
по
энергетич. состояниям в
конденсиров. среде, происходящее при поглощении эл.-магн.
излучения. В полупроводниках и диэлектриках Ф. в. проявляется в изменении электропроводности
среды (см. Фотопроводимость), её диэлектрич. проницаемости (см. Фотодиэлектрический эффект)
или в возникновении фотоэдс. В металлах из-за высокой электропроводности Ф. в. неощутим
Т. М. Лифшиц.
ФОТОЯДЕРНЫЕ РЕАКЦИИ, .расщепление -квантами атомных ядер. Типичными Ф. р. являются
реакции (, n), (, р), (, 2n), (, pn). Менее вероятны процессы с вылетом сложных частиц —
дейтронов, -частиц и т. д. В делящихся ядрах (см. Деление атомного ядра) с большой вероятностью
идёт реакция фотоделения (, f). При энергиях -квантов, меньших порога вылета частиц, происходит
упругое (, ) и неупругое (, ') рассеяния фотонов; при энергиях, больших порога рождения
мезонов, наряду с расщеплением ядра протекают процессы фоторождения (напр., пионов). Ф. р., как
и любые ядерные реакции, характеризуются эффективным сечением а поглощения -квантов,
зависящим от энергии -кванта ξ. Особенностью зависимости (ξ) является т. н. гигантский
резонанс (рис.) — большой максимум с шириной порядка неск. МэВ, расположенного у лёгких ядер
(12С, 16О) в области ξ —20—25 МэВ, у средних и тяжёлых — в области 13—18 МэВ. Гигантский
резонанс связывают с возбуждением -квантами одной из коллективных степеней свободы ядра —
дипольных колебаний протонов относительно нейтронов.
Зависимость сечения поглощения
квантов; ξм— энергия максимума,
-квантов ядрами от
— ширина Г. р.
энергии
ξ
-
• Айзенберг И. М., Г р а й н е р В., Механизмы возбуждения ядра, пер. с англ., М., 1973; Широков Ю.
М., Юдин Н. П..Ядерная физика, М., 1972; Левинджер Дж., Фотоядерные реакции, пер. с англ., М.,
1962.
Н. П. Юдин.
ФРАНКА — ГЕРЦА ОПЫТ показал, что внутр. энергия атома не может изменяться непрерывно, а
принимает определённые дискр. значения (квантуется). Впервые поставлен в 1913 нем. физиками
Дж. Франком (]. Franck) и Г. Герцем (G. Hertz). Сыграл важную роль в эксперим. подтверждении
квант. теории атома Н. Бора (см. Атомная физика).
В опыте исследовалась зависимость силы тока I от ускоряющего потенциала V между катодом К и
сеткой С1;
831
между сеткой С2 и анодом А приложен замедляющий потенциал; эл-ны, ускоренные в области I,
попадают в область II между сетками, где испытывают соударения с атомами паров ртути (к-рыми
заполнена трубка Л) (рис.). Те из эл-нов, к-рые после соударений имеют достаточную энергию,
чтобы преодолеть замедляющий потенциал в области III, попадают на анод. При увеличении
ускоряющего потенциала вплоть до 4,9 В сила тока, регистрируемая гальванометром Г, возрастает
монотонно. Следовательно, соударения эл-нов с атомами при энергиях ξ4,9 эВ упругие и не меняют
внутр. энергии атомов. Если V превышает 4,9 В (и кратные значения 9,8 В, 14,7 В, . . .), на кривой I(V)
появляются спады, указывающие на то, что при энергиях эл-нов ξ4,9 эВ их соударения с атомами
становятся неупругими, т. е. энергия эл-нов переходит во внутр. энергию атомов. При значениях
энергии, кратных 4,9 эВ, эл-ны могут неск. раз испытывать неупругие столкновения, отдавая каждый
раз по 4,9 эВ атому. Следовательно, Ф.—Г. о. показал, что 4,9 эВ — наименьшая возможная порция
энергии (наименьший квант энергии), к-рая может быть поглощена атомом ртути в осн. энергетич.
состоянии.
А. В. Колпаков.
ФРАНЦА—КЕЛДЫША ЭФФЕКТ, сдвиг границы (края) собств. поглощения света в
полупроводнике в сторону меньших частот в присутствии внеш. электрич. поля. Теоретически предсказан нем. физиком В. Францем (W. Franz) и Л. В. Келдышем (1958), и экспериментально
обнаружен в Si В. С. Вавиловым и К. И. Брицыным (1960). В отсутствие электрич. поля краю
поглощения соответствует частота света =ξg/ћ, где ξg—ширина запрещённой зоны. В электрич. поле
Е вследствие туннелирования (см. Туннельный эффект) эл-нов из валентной зоны в зону
проводимости край поглощения размывается и становится возможным поглощение света с частотой
<ξglћ. Эффективный сдвиг края зоны ξ~(е2Е2ћ2/m*)1/3, где е — заряд эл-на, m*— его эффективная
масса. Одновременно с коэфф. поглощения меняется и показатель преломления. Ф.— К. э.
используется для модуляции оптич. излучения.
• Панков Ж., Оптические процессы в полупроводниках, пер. с англ., М., 1973; Грибковский В. П.,
Теория поглощения и испускания света в полупроводниках, Минск, 1975; Тягай В. А., Снитко О. В.,
Электроотражение света в полупроводниках, К., 1980.
Э. М. Эпштейн.
ФРАУНГОФЕРА ДИФРАКЦИЯ, дифракция практически плоской световой волны на
неоднородности (напр., отверстии в экране), размер к-рой b много меньше диаметра первой из зон
Френеля (zλ). b<<(zλ) (дифракция в параллельных лучах), где z — расстояние точки наблюдения
до экрана. Названа в честь нем. физика Й. Фраунгофера (J. Fraunhofer). Подробнее см. Дифракция
света.
ФРАУНГОФЕРОВЫ ЛИНИИ, линии поглощения в спектре Солнца. Ф. л. впервые наблюдал в
1802 англ. физик У. Волластон, а в 1814 они были обнаружены и подробно описаны нем. физиком Й.
Фраунгофером; правильно объяснены нем. физиком Р. Кирхгофом. Наблюдается более 20 тыс. Ф. л. в
ИК, УФ и в видимой областях солн. спектра, мн. из них отождествлены со спектр. линиями
известных хим. элементов. В табл. приведены наиболее интенсивные Ф. л. в видимой области.
ФРЕНЕЛЯ ДИФРАКЦИЯ, дифракция сферич. световой волны на неоднородности (напр.,
отверстии в экране), размер к-рой b сравним с диаметром первой зоны Френеля (zλ): b~(zλ)
(дифракция в сходящихся лучах), где z — расстояние точки наблюдения до экрана. Назв. в честь
франц. физика О. Ж. Френеля (A. J. Fresnel). Подробнее см. Дифракция света.
ФРЕНЕЛЯ ЗЕРКАЛА (бизеркала Френеля), оптич. устройство, предложенное в 1816 О. Ж.
Френелем для наблюдения явления интерференции света.
Ф. з. состоят из двух плоских зеркал I и II (рис.), образующих друг с другом угол, немного меньший
180°. Источник света S, отражённый в них, образует два близко расположенных мнимых
изображения S1 и S2. Пучки света от этих изображений (когерентные, т. к. образованы одним
источником) пересекаются под малым углом S1MS2 и дают интерференционную картину на экране
АВ.
• Ландсберг Г. С., Оптика, 5 изд., М., 1976.
А. П. Гагарин.
ФРЕНЕЛЯ ЛИНЗА, сложная составная линза, применяемая в маячных и сигнальных фонарях.
Предложена О. Ж. Френелем. Состоит не из цельного шлифованного куска стекла со сферич. или
иными поверхностями, как обычные линзы, а из отд. примыкающих друг к другу концентрич. колец
небольшой толщины, к-рые в сечении имеют форму призм спец. профиля (рис.).
Сечение кольцевой линзы Френеля. В центре линзы — кольца, наружные
поверхности к-рых явл. частями тороидальных поверхностей. По краям линзы
— кольца, где помимо преломления происходит полное внутр. отражение.
Эта конструкция обеспечивает малость толщины (а следовательно, и веса) Ф. л. даже при большом
угле охвата. Сечения колец таковы, что сферическая аберрация Ф. л. невелика, и лучи света от
точечного источника S, помещённого в фокусе Ф. л., после преломления в кольцах выходят
практически параллельным пучком (в кольцевых Ф. л.).
Ф. л. бывают кольцевыми и поясными. Первые представляют собой систему, получаемую вращением
изображённого на рис. профиля вокруг оптич, оси SO, они направляют световой поток в к.-л. одном
направлении. Поясные Ф. л. получают вращением этого же профиля вокруг оси ASA',
перпендикулярной SO', они посылают свет от источника по всем горизонтальным направлениям.
Диаметр Ф. л. от 10—20 см до неск. м.
ФРЕНЕЛЯ УРАВНЕНИЕ, основное ур-ние кристаллооптики, определяющее нормальную скорость
v распространения световой волны в кристалле. Названо в честь О. Ж. Френеля. Ф. у. имеет
следующий вид:
где Nx, Ny, Nz— проекции вектора нормали N к фронту волны на гл. на832
правления кристалла; vx=c/nx, vy=c/ny , vz=c/nz — гл. фазовые скорости волны; nx, nу, nz — гл. показатели преломления кристалла. Подробнее см. Кристаллооптика.
ФРЕНЕЛЯ ФОРМУЛЫ, определяют отношения амплитуды, фазы и состояния поляризации
отражённой и преломлённой световых волн, возникающих при прохождении света через границу
раздела двух прозрачных диэлектриков, к соответствующим хар-кам падающей волны. Установлены
франц. физиком О. Ж. Френелем в 1823 на основе представлений об упругих поперечных колебаниях
эфира. Однако те же самые соотношения — Ф. ф. следуют в результате строгого вывода из эл.-магн.
теории света при решении уравнений Максвелла.
Пусть плоская световая волна падает на границу раздела двух сред с показателями преломления n1 и
n2 (рис.).
Углы , ' и " есть соответственно углы падения, отражения и преломления, причём всегда
n1sin=n2sin" (закон преломления) и ||=|'| (закон отражения). Амплитуду электрич. вектора
падающей волны А разложим на составляющую с амплитудой Ap, параллельную плоскости падения,
и составляющую с амплитудой As, перпендикулярную плоскости падения. Аналогично разложим
амплитуды отражённой волны R на составляющие Rp и Rs, а преломлённой волны D -на Dp и Ds (на
рис. показаны только р-составляющие). Ф. ф. для этих амплитуд имеют вид:
Из (1) следует, что при любом значении углов и " знаки Ap и Dp, a также знаки As и Ds совпадают.
Это означает, что совпадают и фазы, т. е. во всех случаях преломлённая волна сохраняет фазу
падающей. Для компонент отражённой волны (Rp и Rs) фазовые соотношения зависят от , n1 и n2;
если =0, то при n2 >n1 фаза отражённой волны сдвигается на . В экспериментах обычно измеряют
не амплитуду световой волны, а её интенсивность, т. е. переносимый ею поток энергии, пропорц.
квадрату амплитуды (см. Пойнтинга вектор). Отношения средних за период потоков энергии в
отражённой и преломлённой волнах к ср. потоку энергии в падающей волне наз. коэффициентом
отражения r и коэффициентом прохождения d. Из (1) получим Ф. ф., определяющие коэфф.
отражения и
преломления для s- и р-составляющих падающей волны, учтя, что
При отсутствии поглощения света rs+ds=1 и rp+dp=1 в соответствии с законом сохранения энергии.
Если на границу раздела падает естественный свет, т. е. все направления колебаний электрич.
вектора равновероятны, то энергия волны поровну делится между р- и s-колебаниями, полный
коэфф. отражения в этом случае: r=1/2(rs+rp). Если +"= 90°, то tg(+"), и rp=0, т. е. в этих
условиях свет, поляризованный так, что его электрич. вектор лежит в плоскости падения, совсем не
отражается от поверхности раздела. При падении естеств. света под таким углом отражённый свет
будет полностью поляризован. Угол падения, при к-ром это происходит, наз. углом полной
поляризации или углом Брюстера (см. Брюстера закон), для него справедливо соотношение tgБ=
n2/n1.
При норм. падении света на границу раздела двух сред (=0) Ф. ф. для амплитуд отражённой и
преломлённой волн могут быть приведены к виду
Здесь исчезает различие между составляющими s и р, т. к. понятие плоскости падения теряет смысл.
В этом случае, в частности, получаем
Из (4) следует, что отражение света на границе раздела тем больше, чем больше абс. величина
разности n2-n1; коэфф, r и А не зависят от того, с какой стороны границы раздела приходит падающая
световая волна.
Условие применимости Ф. ф.— независимость показателя преломления среды от амплитуды вектора
электрич. напряжённости световой волны. Это условие, тривиальное в классич. (линейной) оптике,
не выполняется для световых потоков большой мощности, напр. излучаемых лазерами. В таких
случаях Ф. ф. не дают удовлетворит. описания наблюдаемых явлений и необходимо использовать
методы и понятия нелинейной оптики.
• Калитеевский Н. И., Волновая оптика, 2 изд., М., 1978; Б о р н М., Вольф Э., Основы оптики, пер. с
англ., 2 изд., М., 1973.
Л. Н. Капорский.
ФРЕНЕЛЯ ЭЛЛИПСОИД, эллипсоид, соответствующий поверхности световой волны,
распространяющейся от точечного источника в кристалле.
Длины осей Ф. э. пропорц. значениям гл. лучевых скоростей света в кристалле. Ф. э. описывается урнием
xx2+yy2+zz2=1, где x, y, z —
значения диэлектрич. проницаемости по гл. осям кристалла. Ф. э. позволяет определить лучевые
скорости света по любым направлениям. В общем случае поверхность волны двухполостная, что
соответствует распространению в каждом направлении с разными скоростями двух волн, поляризованных во взаимно перпендикулярных плоскостях. Из всех центр. сечений Ф. э. два сечения имеют
форму круга; в направлениях, перпендикулярных этим сечениям, скорости обыкновенной и
необыкновенной волн равны. Это — направления оптич. осей кристалла.
ФРУДА МАЯТНИК (фрикционный маятник), одна из простейших автоколебательных механич.
систем. Состоит (рис.) из физ. маятника 1, жёстко скреплённого с муфтой 2, насаженной на
вращающийся вал 3; угл. скорость вала такова, что она в любой момент времени превосходит угл.
скорость маятника.
Тогда действующий на маятник момент сил трения (в отличие от случая обычного подвеса) имеет
пост. направление и на одном полупериоде, когда маятник и вал движутся в разные стороны, будет
тормозить движение, а на другом, когда маятник и вал движутся в одну сторону,— ускорять. Если
сила трения такова, что она на к.-н. интервале скоростей с увеличением скорости убывает, то,
поскольку на втором полупериоде относит. скорость муфты 2 меньше, чем на первом, ускоряющий
момент будет в среднем больше тормозящего, что приведёт к нарастанию (самовозбуждению)
колебаний; в результате при соответствующих условиях в системе могут установиться автоколебания. Назв. по имени англ. учёного У. Фруда (W. Froude).
• Стрелков С. П., Маятник Фроуда, «ЖТФ», 1933, т. 3, в. 4; X а р к е в и ч А. А., Автоколебания, М.,
1954, § 8.
С. М. Тарг.
ФРУДА ЧИСЛО (по имени англ. учёного У. Фруда), один из подобия критериев движения
жидкостей или газов, применяемых в случаях, когда существенно воздействие силы тяжести (в
гидроаэромеханике, напр., при движении тв. тел в воде и др., в динамич. метеорологии). Ф. ч. характеризует соотношение между инерц. силой и силой тяжести, действующими на элементарный объём
жидкости или газа. Ф. ч. Fr=v2lgl, где v — скорость течения или скорость движущегося тела, g —
ускорение силы тяжести,
833
l — характерный размер потока или тела. Условие подобия — равенство Ф. ч. для модели и для
натурных объектов — применяют при моделировании движения кораблей, течений воды в открытых
руслах, испытаниях моделей гидротехнич. сооружений и др.
ФУКО МАЯТНИК, маятник, используемый для демонстраций, подтверждающих факт суточного
вращения Земли. Ф. м. представляет собой массивный груз, подвешенный на проволоке или нити,
верхний конец к-рой укреплён (напр., с помощью карданного шарнира) так, что позволяет маятнику
качаться в любой вертикальной плоскости. Если Ф. м. отклонить от вертикали и отпустить без нач.
скорости, то действующие на груз маятника силы тяжести и натяжения нити будут лежать всё время
в плоскости качаний маятника и не смогут вызвать её вращения по отношению к звёздам (к
инерциальной системе отсчёта, связанной со звёздами). Наблюдатель, находящийся на Земле и
вращающийся вместе с ней, будет видеть, что плоскость качаний Ф. м. медленно поворачивается относительно земной поверхности в сторону, противоположную направлению вращения Земли. Этим и
подтверждается факт суточного вращения Земли.
На Северном или Южном полюсе плоскость качаний Ф. м. совершит поворот на 360° за звёздные
сутки (на 15° за звёздный час). В пункте земной поверхности, географич. широта к-рого равна
(рис.), плоскость горизонта вращается вокруг вертикали с угл. скоростью 1=sin ( — угл.
скорость Земли) и плоскость качания маятника вращается с той же угл. скоростью. Поэтому видимая
угл. скорость вращения плоскости качаний Ф. м. на широте , выраженная в градусах за звёздный
час, имеет значение м=15°sin, т. е. будет тем меньше, чем меньше , и на экваторе обращается в
нуль (плоскость не вращается). В Южном полушарии вращение плоскости качаний будет
наблюдаться в сторону, противоположную наблюдаемой в Северном полушарии. Уточнённый расчёт
даёт
значение м=15°[1-3/8(a/l)2]sin,
где а — амплитуда колебаний груза маятника, l — длина нити. Добавочный член, уменьшающий угл.
скорость, тем меньше, чем больше l. Поэтому для демонстраций опыта целесообразно применять Ф.
м. с воз-
можно большей длиной нити (в неск. десятков м). Первый такой маятник, сооружённый франц.
физиком Ж. Б. Л. Фуко (J. В. L. Foucault) в Пантеоне в Париже в 1851, имел длину 67 м; длина Ф. м. в
Исаакиевском соборе в Ленинграде 98 м.
• Бухгольц Н. Н., Основной курс теоретической механики, 9 изд., ч. 1, М., 1972, гл. 4 и 6; В е р и н А.,
Опыт Фуко, Л.— М., 1934.
С. М. Тарг.
ФУКО МЕТОД, метод определения скорости света, предложенный франц. учёным Д. Ф. Араго в
1838 и осуществлённый Ж. Б. Л. Фуко в 1862. Подробнее см. Скорость света.
ФУКО ТОКИ, то же, что вихревые токи.
ФУНДАМЕНТАЛЬНАЯ ДЛИНА (элементарная длина), гипотетич. универсальная постоянная
размерности длины, определяющая пределы применимости фундам. физ. представлений — теории
относительности, квант. теории, принципа причинности. Через Ф. д. l выражаются масштабы
областей пространства-времени и энергии-импульса (размеры х<l, интервалы времени t<l/c, энергии
ξ>ћc/l), в к-рых можно ожидать новых явлений, не укладывающихся в рамки существующей физ.
картины. Если бы это ожидание оправдалось, то предстояло бы ещё одно радик. преобразование
физики, сопоставимое по своим последствиям с созданием теории относительности или квант.
теории. Соответственно Ф. д. вошла бы как существ. элемент в теорию элем. ч-ц, играя роль третьей
(после с и ft) фундам. размерной константы физики, ограничивающей пределы применимости совр.
представлений.
С помощью известных характерных физ. параметров можно построить ряд величин размерности
длины, к-рые в разное время обсуждались как претенденты на роль Ф. д. Это — комптоновская
длина волны эл-на λе~10-11 см (эл.-магн. вз-ствие), -мезона (λ~10-13 см) и нуклона (λN~10-14 см,
сильное вз-ствие), характерная длина слабого вз-ствия
(GF/ћc)~10-16 см (GF — фермиевская константа слабого вз-ствия), гравитац. длина (т. н. планковская
длина)
(Gћ//c3)~10-33 см (G — гравитац. постоянная). Отождествление Ф. д. с одной из перечисл. величин
сыграло бы огромную роль для физики элем. ч-ц, указав, с каким типом вз-ствия будет связано
появление новых физ. представлений. К 1983 экспериментально установлено, что верхняя граница Ф.
д. составляет ок. 10-16 см; имеются аргументы в пользу ещё меньшего значения l (~10-20 см). Поэтому
величины, связанные с эл.-магн., сильным и, скорее всего, слабым вз-ствиями уже не могут
претендовать на роль Ф. д. Весьма вероятно, что Ф. д. физики окажется гравитационная длина.
Эксперим. метод определения Ф. д. основан на сравнении с опытом результатов расчёта разл. физ.
эффектов,
выполненного в соответствии с существующей теорией. Такое сравнение (во всех случаях, когда оно
могло быть проведено) до сих пор не показало к.-л. расхождений. Поэтому эксперимент даёт пока
лишь верхнюю границу Ф. д. Для этой цели используются прежде всего опыты при высоких
энергиях, выполняемые на ускорителях и характеризующиеся относительно невысокой точностью. К
ним относятся опыты по проверке дисперсионных соотношений для рассеяния -мезонов на
нуклонах и т. п., а также нек-рых предсказаний квант. электродинамики (рождение пар, рассеяние элнов на эл-нах и т. д.). К др. типу относятся прецизионные статич. эксперименты: измерения аном.
магн. момента эл-на и мюона, лэмбовского сдвига уровней и т. д. Обсуждались предложения по
использованию информации, идущей от косм. объектов,— косм. лучей сверхвысоких энергий (~1019
эВ), пульсаров, квазаров, чёрных дыр.
Существует ряд моделей теории, содержащей Ф. д. (варианты нелокальной квант. теории поля,
теории квантованного пространства-времени и др.). Нек-рые из них используются при планировании
и обработке результатов экспериментов по определению Ф. д.
Острота проблемы Ф. д. существенно уменьшилась в связи с успехами квантовой теории поля
(объединённой теории слабого и эл.-магнитного вз-ствий, квантовой хромодинамики, «великого
объединения»), основывающейся на обычных фундам. представлениях физики.
• Т а м м И. Е., Собр. научных трудов, т. 2, М., 1975; Марков М. А., Гипероны и К-мезоны, М., 1958;
его же, О природе материи, М., 1976; К и р ж н и ц Д. А., Проблема фундаментальной длины,
«Природа», 1973, № 1; Блохинцев Д. И., Пространство и время в микромире, М., 1970.
Д. А. Киржниц.
ФУНКЦИЯ ПЕРЕДАЧИ МОДУЛЯЦИИ, то же, что частотно-контрастная характеристика.
ФУНКЦИЯ РАСПРЕДЕЛЕНИЯ, основное понятие статистич. физики, характеризующее плотность
вероятности распределения ч-ц статистич. системы по фазовому пространству (т. е. по координатам
qi и импульсам pi) в классич. статистич. физике или по квантовомеханич. состояниям в квант.
статистике.
В классич. статистич. физике Ф. р. f(р, q, t) определяет вероятность dw=f(p, q, t)dpdq обнаружить
систему из N ч-ц в момент времени t в элементе фазового объёма dpdq=dpldql . . ., dpndqn вблизи
точки p1,q1 . . ., рп, qn (сокращённо обозначенной через р, q), где n=3N — число степеней свободы
системы. Учитывая, что перестановка тождественных (одинаковых) ч-ц не меняет состояния, следует
уменьшить фазовый объём в N! раз. Кроме того, удобно перейти к безразмерному элементу фазового
объёма, заменив dpdq на dpdq/N! h3N, где h определяет
334
(согласно квант. механике) миним. размер ячейки в фазовом пр-ве (т. е. h3N явл. миним. объёмом
ячейки в фазовом пр-ве системы из N ч-ц). Тогда интеграл от нормированной Ф. р. по всему
фазовому пр-ву будет равен единице:
(1/N!h3N)∫fdpdq=1.
Д. Н. Зубарев.
ФУНКЦИЯ СОСТОЯНИЯ в термодинамике, функция независимых параметров, определяющих
равновесное состояние термодинамич. системы. Ф. с. не зависит от пути (хар-ра процесса), следуя крому система пришла в рассматриваемое равновесное состояние (т. е. не зависит от предыстории
системы). К Ф. с. относятся, в частности, характеристические функции системы (внутр. энергия,
энтальпия, энтропия и др.). Работа и кол-во теплоты не явл. Ф. с., т. к. их значение определяется
видом процесса, в результате к-рого система изменила своё состояние.
ФУНТ (польск. funt, нем. Pfund, от лат. pondus — вес, тяжесть) (фн, lb), 1) единица массы в русской
системе мер (отменённой в 1918). 1Ф. (торговый)= 1/40 пуда=32 лотам=96 золотникам=9216
долям=0,409 512 кг. Применялся также аптекарский Ф., равный 7/8 торгового Ф., т. е. 0,358 323 кг; 2)
основная ед. массы в системе английских мер. 1Ф. (торговый) = 0,453 592 кг, 1Ф. (аптекарский) =
0,373 242 кг.
ФУРЬЕ СПЕКТРОМЕТР, см. Фурье спектроскопия.
ФУРЬЕ СПЕКТРОСКОПИЯ, Фурье спектрометрия, метод оптической спектроскопии, в к-ром
получение спектров происходит в два приёма: сначала регистрируется т. н. интерферограмма
исследуемого излучения, а затем путём её фурье-преобразования вычисляется спектр. В Ф. с.
интерферограммы получают с помощью интерферометра Майкельсона, к-рый настраивается на
получение в плоскости выходной диафрагмы интерференционных колец равного наклона (см.
Полосы равного наклона). При поступат. перемещении одного из зеркал интерферометра изменяется
разность хода А лучей в плечах интерферометра. В процессе изменения А исследуемое излучение
модулируется, причём частота модуляции f зависит от скорости v изменения и длины волны
излучения λ (волн. числа =1/λ). При =kλ (k=0, 1, 2, . . .) имеют место максимумы интенсивности
излучения, при =kλ/2 — её минимумы. Если v=const, то f=v/λ=v, т. е. каждая длина волны
исследуемого излучения кодируется определ. частотой f.
Сигнал на приёмнике представляет собой совокупность синусоидальных цугов (рис.). Каждому
спектру соответствует интерферограмма определ. вида. В нек-рых случаях спектр может быть
определён по ней непосредственно, однако в большинстве случаев для преобразования
интерферограммы в спектр необходимо произвести её гармонич. анализ. Для этого она записывается
в виде ряда (массива) цифр, соответствующих дискр. значениям интенсивности излучения при
изменении разности хода от 0 до макс (или от - макс до +макс) с заданным шагом.
Интерферограммы,
спектр. полосе.
соответствующие
спектр.
линии,
спектр.
дублету,
Такой массив, имеющий в разных приборах от 102 до 106 значений, вводится в память ЭВМ, к-рая с
помощью фурье-преобразования вычисляет спектр в течение времени от неск. с до неск. ч в
зависимости от сложности спектра и числа значений в массиве.
Комплекс аппаратуры, выполняющий эти операции, наз. фурье-спектрометром (ФС); в него, как
правило, кроме двухлучевого интерферометра входят осветитель, приёмник излучения, система
отсчёта А, усилитель, аналогово-цифровой преобразователь и ЭВМ (встроенная в прибор или
установленная в вычислит. центре). Сложность получения спектров на ФС перекрывается его
преимуществами над др. спектральными приборами. Так, с помощью ФС можно регистрировать
одновременно весь спектр. Благодаря тому, что в интерферометре допустимо входное отверстие
больших размеров, чем щель спектр. приборов с диспергирующим элементом такого же разрешения,
ФС по сравнению с ними имеют выигрыш в светосиле. Это позволяет уменьшить время регистрации
спектров и отношение сигнал — шум, повысить разрешение и уменьшить габариты прибора.
Наличие ЭВМ в приборе позволяет кроме вычисления спектра производить др. операции по
обработке полученного эксперим. материала, осуществлять управление и контроль за работой самого
прибора.
Наибольшее применение ФС нашли в тех исследованиях, где др. методы малоэффективны или вовсе
неприменимы. Напр., спектры в ближней ИК области нек-рых планет были зарегистрированы в
течение неск. ч, а для регистрации их спектр. прибором с диспергирующим элементом потребовалось
бы неск. месяцев. Малогабаритные ФС были использованы при исследовании из космоса околоземного пр-ва и земной поверхности в средней ИК области. Лабораторные ФС для дальней ИК области
нашли применение в химии. Построены также фурье-спектрофотометры (см. Спектрофотометр)
для всего ИК, а также субмиллиметрового диапазонов длин волн.
• Б е л л Р. Дж., Введение в фурье-спектроскопию, пер. с англ., М., 1975; Инфракрасная
спектроскопия высокого разрешения. Сб. статей, пер. с франц. и англ., М., 1972; Мерц Л.,
Интегральные преобразования в оптике, пер. с англ., М., 1969. Б. А. Киселев.
ФУРЬЕ ЧИСЛО [по имени франц. учёного Ж. Фурье (J. Fourier)], один из подобия критериев
нестационарных тепловых процессов. Характеризует соотношение между скоростью изменения
тепловых условий в окружающей среде и скоростью перестройки поля темп-ры внутри
рассматриваемой системы (тела), к-рая зависит от размеров тела и коэфф. его температуропроводности. Ф. ч. F0 = at0/l2, где а=λ/с — коэфф. температуропроводности, λ — коэфф.
теплопроводности, — плотность, с — уд. теплоёмкость, l — характерный линейный размер тела,
t0— характерное время изменения внешних условий. Ф. ч. явл. критерием гомохронности тепловых
процессов.
ФУТ (англ. foot, букв.— ступня) (фут, ft), 1) единица длины русской системы мер (отменённой в
1918), 1Ф.=1/7 сажени=12 дюймам=0,3048 м; 2) единица длины в системе английских мер, 1Ф.=1/3
ярда =12дюймам=0,3048 м.
ФЭР (физический эквивалент рентгена) (фэр, рэф, rem), внесистемная ед. дозы корпускулярного
ионизирующего излучения (- и -частицы, нейтроны), при к-рой в воздухе образуется столько же
пар ионов (2,08•109 пар на 1,293•10-6 кг сухого воздуха), как и при экспозиц. дозе рентг. или гаммаизлучения в 1 рентген.
835
