С

С
САВАР
САДОВСКОГО ЭФФЕКТ
САМОДИФФУЗИЯ
САМОИНДУКЦИЯ
САМОИНДУЦИРОВАННАЯ ПРОЗРАЧНОСТЬ
САМОСОГЛАСОВАННОЕ ПОЛЕ
САМОСТОЯТЕЛЬНЫЙ РАЗРЯД
САМОСТЯГИВАЮЩИЙСЯ РАЗРЯД
САМОФОКУСИРОВКА СВЕТА
САНТИ...
САПФИР
САХА ФОРМУЛА
САХАРИМЕТР
САХАРИМЕТРИЯ
СВЕРХВЫСОКИЕ ЧАСТОТЫ
СВЕРХЗВУКОВАЯ СКОРОСТЬ
СВЕРХЗВУКОВОЕ ТЕЧЕНИЕ
СВЕРХНОВЫЕ ЗВЁЗДЫ
СВЕРХПРОВОДИМОСТЬ
СВЕРХПРОВОДНИКИ
СВЕРХПРОВОДЯЩИЙ МАГНИТОМЕТР
СВЕРХРЕШЁТКИ
СВЕРХСИЛЬНЫЕ МАГНИТНЫЕ ПОЛЯ
СВЕРХТЕКУЧЕСТЬ
СВЕРХТОНКАЯ СТРУКТУРА
СВЕТИМОСТЬ
СВЕТОВАЯ ОТДАЧА
СВЕТОВАЯ ЭНЕРГИЯ
СВЕТОВАЯ ЭФФЕКТИВНОСТЬ
СВЕТОВОД
СВЕТОВОЕ ДАВЛЕНИЕ
СВЕТОВОЕ ПОЛЕ
СВЕТОВОЙ ВЕКТОР
СВЕТОВОЙ ГОД
СВЕТОВОЙ КОНУС
СВЕТОВОЙ ПОТОК
СВЕТОВОЙ ПРОБОЙ
СВЕТОВОЙ ПУЧОК
СВЕТОВЫЕ ВЕЛИЧИНЫ
СВЕТОВЫЕ ЕДИНИЦЫ
СВЕТОВЫЕ ИЗМЕРЕНИЯ
СВЕТОВЫЕ ЭТАЛОНЫ
СВЕТОДАЛЬНОМЕР
СВЕТОДАЛЬНОМЕТРИЯ
СВЕТОДИОД
СВЕТОЛОКАЦИЯ
СВЕТОПРОВОД
СВЕТОСИЛА
СВЕТОФИЛЬТР
СВЕЧА
СВИСТКИ
СВИСТЯЩИЕ АТМОСФЕРИКИ
СВОБОДНАЯ ЭНЕРГИЯ
СВОБОДНАЯ ЭНТАЛЬПИЯ
СВОБОДНЫЕ КОЛЕБАНИЯ
СВЯЗАННОЕ СОСТОЯНИЕ
СВЯЗАННЫЕ КОЛЕБАНИЯ
СВЯЗАННЫЕ СИСТЕМЫ
СВЯЗИ МЕХАНИЧЕСКИЕ
СГС СИСТЕМА ЕДИНИЦ
СДВИГ
СДВИГ УРОВНЕЙ
СДВИГА МОДУЛЬ
СДВИГОВЫЕ ВОЛНЫ
СЕГНЕТОВА СОЛЬ
СЕГНЕТОПОЛУПРОВОДНИКИ
СЕГНЕТОЭЛАСТИК
СЕГНЕТОЭЛЕКТРИКИ
СЕГНЕТОЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ ГИСТЕРЕЗИС
СЕКТОРНАЯ СКОРОСТЬ
СЕКУНДА
СЕН-ВЕНАНА ПРИНЦИП
СЕНСИБИЛИЗИРОВАННАЯ ЛЮМИНЕСЦЕНЦИЯ
СЕРОЕ ТЕЛО
СЕЧЕНИЕ
СЖАТИЕ
СЖИМАЕМОСТЬ
СИЛА
СИЛА ЗВУКА
СИЛА ИЗЛУЧЕНИЯ
СИЛА ИНЕРЦИИ
СИЛА СВЕТА
СИЛА ТОКА
СИЛА ТЯЖЕСТИ
СИЛОВАЯ ОПТИКА
СИЛОВОЕ ПОЛЕ
СИЛОВЫЕ ЛИНИИ
СИЛЬНОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ
СИЛЬНОЛЕГИРОВАННЫЙ ПОЛУПРОВОДНИК
СИЛЬНОТОЧНЫЕ УСКОРИТЕЛИ
СИМЕНС
СИММЕТРИЯ
СИММЕТРИЯ КРИСТАЛЛОВ
СИММЕТРИЯ МОЛЕКУЛЫ
СИНГЛЕТЫ
СИНГОНИЯ
СИНЕРГЕТИКА
СИНТЕТИЧЕСКИЕ КРИСТАЛЛЫ
СИНУСОВ УСЛОВИЕ
СИНУСОИДАЛЬНЫЕ КОЛЕБАНИЯ
СИНХРОНИЗАЦИЯ КОЛЕБАНИЙ
СИНХРОТРОН
СИНХРОТРОННОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ
СИНХРОФАЗОТРОН
СИНХРОЦИКЛОТРОН
СИРЕНА
СИСТЕМА ЕДИНИЦ
СИСТЕМА ОТСЧЕТА
СИСТЕМЫ С РАСПРЕДЕЛЕННЫМИ ПАРАМЕТРАМИ
СИСТЕМЫ С СОСРЕДОТОЧЕННЫМИ ПАРАМЕТРАМИ
СИФОН
СКАЛЯРНОЕ ПОЛЕ
СКАЛЯРНЫЙ ПОТЕНЦИАЛ
СКАМЬЯ ОПТИЧЕСКАЯ
СКАЧОК КОНДЕНСАЦИИ
СКАЧОК УПЛОТНЕНИЯ
СКВАЖНОСТЬ
СКЕЙЛИНГ
СКИН-ЭФФЕКТ
СКЛЕРОМЕТР
СКОРОСТЬ
СКОРОСТЬ ЗВУКА
СКОРОСТЬ СВЕТА
СЛАБОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ
СЛАБЫЙ ФЕРРОМАГНЕТИЗМ
СЛЕД АЭРОДИНАМИЧЕСКИЙ
СЛОЖЕНИЕ СИЛ
СЛЮДЫ
S-МАТРИЦА
СМАЧИВАНИЕ
СМАЧИВАНИЯ УГОЛ
СМЕШАННОЕ СОСТОЯНИЕ
СМЕЩЕНИЯ ТОК
СНЕЛЛЯ ЗАКОН ПРЕЛОМЛЕНИЯ
СОБСТВЕННАЯ СИСТЕМА ОТСЧЁТА
СОБСТВЕННАЯ ЭНЕРГИЯ
СОБСТВЕННОЕ ВРЕМЯ
СОБСТВЕННЫЕ ВОЛНЫ
СОБСТВЕННЫЕ КОЛЕБАНИЯ
СОВПАДЕНИЙ МЕТОД
СОВПАДЕНИЙ МЕТОД ИЗМЕРЕНИЙ
СОЛЕНОИД
СОЛЕНОИДАЛЬНОЕ ПОЛЕ
СОЛИТОН
СОЛНЕЧНЫЙ ВЕТЕР
СОН
СООБЩАЮЩИЕСЯ СОСУДЫ
СООТВЕТСТВЕННЫЕ СОСТОЯНИЯ
СООТВЕТСТВИЯ ПРИНЦИП
СОПЛО
СОПРОТИВЛЕНИЕ АКУСТИЧЕСКОЕ
СОПРОТИВЛЕНИЕ ИЗЛУЧЕНИЯ
СОПРОТИВЛЕНИЕ ЭЛЕКТРИЧЕСКОЕ
СОПРЯЖЁННЫЕ ТОЧКИ
СОРБЦИЯ
СОРЕ ЭФФЕКТ
СОСТАВНОЕ ЯДРО
СОУДАРЕНИЯ ВТОРОГО РОДА
СОХРАНЕНИЯ ЗАКОНЫ
СПЕКТР
СПЕКТРАЛЬНАЯ АППАРАТУРА РЕНТГЕНОВСКАЯ
СПЕКТРАЛЬНАЯ ПЛОТНОСТЬ
СПЕКТРАЛЬНАЯ СВЕТОВАЯ ЭФФЕКТИВНОСТЬ
СПЕКТРАЛЬНАЯ ЧУВСТВИТЕЛЬНОСТЬ
СПЕКТРАЛЬНЫЕ ЛИНИИ
СПЕКТРАЛЬНЫЕ ПРИБОРЫ
СПЕКТРАЛЬНЫЕ ПРИЗМЫ
СПЕКТРАЛЬНЫЕ СЕРИИ
СПЕКТРАЛЬНЫЙ АНАЛИЗ
СПЕКТРАЛЬНЫЙ АНАЛИЗ РЕНТГЕНОВСКИЙ
СПЕКТРОГРАФ
СПЕКТРОМЕТР
СПЕКТРОМЕТР ПО ВРЕМЕНИ ПРОЛЁТА
СПЕКТРОМЕТРИЯ
СПЕКТРОСКОПИЯ
СПЕКТРОСКОПИЯ КРИСТАЛЛОВ
СПЕКТРОФОТОМЕТР
СПЕКТРОФОТОМЕТРИЯ
СПЕКТРЫ ИСПУСКАНИЯ
СПЕКТРЫ КРИСТАЛЛОВ
СПЕКТРЫ ОПТИЧЕСКИЕ
СПЕКТРЫ ПОГЛОЩЕНИЯ
СПЕЦИАЛЬНАЯ ТЕОРИЯ ОТНОСИТЕЛЬНОСТИ
СПИН
СПИНОВОЕ ЭХО
СПИНОВЫЕ ВОЛНЫ
СПИН-ОРБИТАЛЬНОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ
СПИНОРНОЕ ПОЛЕ
СПИН-РЕШЁТОЧНОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ
СПИН-ФОНОННОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ
СПИРАЛЬНАЯ АНТЕННА
СПИРАЛЬНОСТЬ
СПЛАВЫ
СПЛОШНОЙ СПЕКТР
СПОНТАННОЕ ДЕЛЕНИЕ ЯДЕР
СПОНТАННОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ
СПОНТАННОЕ НАРУШЕНИЕ СИММЕТРИИ
СРАВНЕНИЕ С МЕРОЙ
СРЕДСТВА ИЗМЕРЕНИЙ
СРОДСТВО К ЭЛЕКТРОНУ
СРЫВА РЕАКЦИЯ
СТАТИКА
СТАТИСТИЧЕСКАЯ ФИЗИКА
СТАТИСТИЧЕСКИЙ АНСАМБЛЬ
СТАТИСТИЧЕСКИЙ ВЕС
СТАТИСТИЧЕСКИЙ ИНТЕГРАЛ
СТАТИСТИЧЕСКИЙ ОПЕРАТОР
СТАТИСТИЧЕСКОЕ РАВНОВЕСИЕ
СТАЦИОНАРНОГО ДЕЙСТВИЯ ПРИНЦИП
СТАЦИОНАРНОЕ СОСТОЯНИЕ
СТАЦИОНАРНОЕ СОСТОЯНИЕ АТОМА
СТЕКЛООБРАЗНОЕ СОСТОЯНИЕ
СТЕЛЛАРАТОР
СТЕН
СТЕНО ЗАКОН
СТЕПЕНЕЙ СВОБОДЫ ЧИСЛО
СТЕПЕНИ СВОБОДЫ
СТЕРАДИАН
СТЕРЕОБАЗИС
СТЕРЕОПАРА
СТЕРЕОСКОП
СТЕРЕОСКОПИЧЕСКОЕ ИЗОБРАЖЕНИЕ
СТЕРЕОТРУБА
СТЕРЖЕНЬ
СТЕФАНА — БОЛЬЦМАНА ЗАКОН ИЗЛУЧЕНИЯ
СТЕФАНА — БОЛЬЦМАНА ПОСТОЯННАЯ
СТИГМАТИЧЕСКОЕ ИЗОБРАЖЕНИЕ
СТИЛЬБ
СТОКС
СТОКСА ЗАКОН
СТОКСА ПРАВИЛО
СТОЛКНОВЕНИЯ АТОМНЫЕ
СТОЛКНОВЕНИЯ ВТОРОГО РОДА
СТОПА
СТОЯЧАЯ ВОЛНА
СТРАННОСТЬ
СТРАННЫЕ ЧАСТИЦЫ
СТРАТЫ
СТРИМЕРНАЯ КАМЕРА
СТРИМЕРЫ
СТРОБОСКОП
СТРОБОСКОПИЧЕСКИЕ ПРИБОРЫ
СТРОБОСКОПИЧЕСКИЙ МЕТОД ИЗМЕРЕНИЙ
СТРОБОСКОПИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ
СТРОИТЕЛЬНАЯ АКУСТИКА
СТРУКТУРНАЯ ВЯЗКОСТЬ
СТРУКТУРНЫЙ АНАЛИЗ
СТРУКТУРНЫЙ ФАКТОР
СТРУНА
СТРУХАЛЯ ЧИСЛО
СТРУЯ
СТУПЕНЧАТАЯ ИОНИЗАЦИЯ
СТЭНТОНА ЧИСЛО
СУБЛИМАЦИЯ
СУБМИЛЛИМЕТРОВАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ
СУБЪЕКТИВНЫЕ ТОНА
СУММОВОЙ ТОН
СУПЕРГРАВИТАЦИЯ
СУПЕРИОННЫЕ ПРОВОДНИКИ
СУПЕРПАРАМАГНЕТИЗМ
СУПЕРПОЗИЦИИ ПРИНЦИП
СУПЕРСИММЕТРИЯ
СУТКИ
СФЕРИЧЕСКАЯ АБЕРРАЦИЯ
СФЕРИЧЕСКАЯ ВОЛНА
СФЕРИЧЕСКИЙ МАЯТНИК
СФЕРИЧЕСКОЕ ЗЕРКАЛО
СЦИНТИЛЛЯТОРЫ
СЦИНТИЛЛЯЦИОННЫЙ СЧЕТЧИК
СЦИНТИЛЛЯЦИЯ
СЧЕТЧИКИ ЧАСТИЦ
СЭБИН
САВАР, устаревшая ед. частотного интервала. Названа в честь франц. физика Ф. Савара (F. Savart). 1
С. равен интервалу частот с таким отношением f2/f1 граничных частот интервала, что lg|f2/f1|=0,001;
при этом f2/f1=1,0023. 1 С.=3,32•10-3 октавы=3,98 цента. С. применялся для измерения интервалов
высоты звука.
САДОВСКОГО ЭФФЕКТ, возникновение механич. вращательного момента у тела, облучаемого
эллиптически поляризованным светом. Как показал впервые А. И. Садовский (1898), эллиптически
поляризованная световая волна обладает моментом импульса (моментом количества движения), крый она и передаёт телу, поглощающему её или изменяющему состояние её поляризации. Напр.,
когда на крист. пластинку в 1/4 длины волны падает световая волна, п о л я р и з о в а н н а я по к р у
г у, появляется вращат. момент, стремящийся повернуть пластинку в сторону вращения эл.-магн.
векторов эл.-магн. волны; при падении п л о с к о п о л я р и з о в а н н о г о света на такую же пластинку появляется момент вращения, действующий в обратную сторону.
651
Величина вращат. момента, возникающего под действием поляризов. света, прямо пропорц. длине
волны излучения и плотности эл.-магн. энергии в падающем пучке (яркости светового лучка).
Несмотря на то что С. э. очень мал, он наблюдался на опыте как для видимого света, так и в
сантиметровом диапазоне волн (впервые амер. учёным Р. Бетом в 1935—36). С появлением лазеров,
излучение к-рых имеет большую плотность энергии, стало возможным наблюдать значительную
величину вращательного момента.
Доказательство существования С.э. явилось указанием на то, что к вз-ствию эл.-магн. излучения с ввом применим закон сохранения момента кол-ва движения. Впоследствии это положение стало
неотъемлемой частью квант. теории таких вз-ствий, позволило описать мн. особенности процессов
излучения и поглощения света атомами и молекулами, предсказать и открыть др. эффекты (см.,
напр., Оптическая ориентация).
С квант. точки зрения, С. э. объясняется изменением импульса фотонов при вз-ствии излучения с ввом. Наличие у потока фотонов момента импульса связано с тем, что при эллиптич. поляризации
вероятности ориентации спина фотона в направлении его движения и навстречу ему неодинаковы.
САМОДИФФУЗИЯ, частный случай диффузии в чистом в-ве или р-ре пост. состава, при к-ром
диффундируют собственные ч-цы в-ва. При С. атомы, участвующие в диффузионном движении,
обладают одинаковыми хим. св-вами, но могут различаться, напр., ат. массой (см. Изотопы). За
процессом С. можно наблюдать, применяя радиоакт. изотопы или анализируя изотопный состав при
помощи масс-спектрометров. Изменение концентрации данного изотопа в рассматриваемом объёме
в-ва в зависимости от времени описывается обычными ур-ниями диффузии, а скорость процесса
характеризуется соответствующим коэфф. С. Диффузионные перемещения ч-ц тв. тела могут
приводить к изменению его формы и к др. явлениям, если на образец длительно действуют силы
поверхностного натяжения, тяжести, упругие, электрич. силы и т. д. При этом может наблюдаться
сращивание двух пришлифов. образцов одного и того же в-ва, спекание порошков, растягивание тел
под действием подвешенного к ним груза (диффузионная ползучесть материалов) и т. д. Изучение
кинетики этих процессов позволяет определить коэфф. С. в-ва.
• См. лит. при ст. Диффузия.
САМОИНДУКЦИЯ, возникновение эдс индукции в проводящем контуре при изменении в нём силы
тока; частный случаи электромагнитной индукции. При изменении тока в контуре меняется поток
магн. индукции через поверхность, ограниченную этим контуром, в результате чего в нём возбуждается эдс С. Направление эдс С. определяется Ленца правилом, т. е. при увеличении в цепи силы
тока эдс С. препятствует его возрастанию, а при уменьшении тока — его убыванию. Т. о., С. подобна
явлению инерции в механике. Эдс С. ez пропорц. скорости изменения силы тока i и индуктивности L
контура: ez=Ldi/dt.
В электрич. цепи, содержащей постоянную эдс, при замыкании цепи сила тока за счёт эдс С.
устанавливается не мгновенно, а через нек-рый промежуток времени, при выключении источника ток
не прекращается мгновенно; возникающая при размыкании цепи эдс С. может во много раз превысить эдс источника. В цепи перем. тока вследствие С. сила тока в катушке, обладающей
индуктивностью, отстаёт по фазе от напряжения на концах катушки на /2 (см. Переменный ток).
Явление С. играет важную роль в электротехнике и радиотехнике. Благодаря С. происходит
перезарядка конденсатора, соединённого последовательно с катушкой индуктивности (см.
Колебательный контур), в результате в контуре возникают свободные эл.-магн. колебания.
• Калашников С. Г., Электричество, 4 изд., М., 1977 (Общий курс физики).
Г. Я. Мякишев.
САМОИНДУЦИРОВАННАЯ ПРОЗРАЧНОСТЬ, эффект пропускания коротких мощных
когерентных импульсов света резонансно поглощающими средами. При С. п. глубина проникновения импульса в среду значительно превосходит обычную длину поглощения света в среде, а
скорость его распространения, как правило, значительно меньше групповой скорости света в среде.
С. п. наблюдается, когда длительность импульса света меньше времени релаксации, а интенсивность
его превышает нек-рое пороговое значение. При выполнении этих условий световой импульс любого
вида после прохождения в среде определённой длины приходит в стационарное состояние, в к-ром
длительность, энергия и форма его остаются неизменными. Стационарный импульс имеет
симметричную форму; в течение первой его половины резонансные атомы переводятся из осн.
состояния в возбуждённое, в течение второй половины импульса происходит обратный процесс.
Если энергия падающего на среду импульса достаточна для перевода в возбуждённое состояние всех
атомов в области его влияния, то такой импульс придёт в стационарное состояние; в противном
случае затухнет. Этим и определяется пороговое значение интенсивности падающего импульса.
• См. лит. при ст. Фотонное эхо, Нелинейная оптика.
А. В. Андреев.
САМОСОГЛАСОВАННОЕ ПОЛЕ, усреднённое поле сил вз-ствия с данной ч-цией всех др. ч-ц
квантовомеханич. системы. Задача вз-ствия многих ч-ц очень сложна, при её решении пользуются
приближёнными методами расчёта. Один из наиб. распространённых приближённых методов квант.
механики основан на введении С. п., позволяющего свести задачу многих ч-ц к задаче одной ч-цы,
движущейся в среднем С. п., создаваемом всеми др. ч-цами. Разл. варианты введения С. п.
отличаются способом усреднения вз-ствия. Метод С. п. широко применяется для приближённого
описания состояний многоэлектронных атомов, молекул, тяжёлых ядер, эл-нов в металле, системы
спинов в ферромагнетике и т. Д.
В квантовомеханич. системе многих взаимодействующих ч-ц движение любой ч-цы сложным
образом взаимосвязано (коррелировано) с движением всех остальных ч-ц системы. Вследствие этого
каждая ч-ца не находится в определённом состоянии и не может быть описана своей (одночастичной)
волновой функцией. Состояние системы в целом описывается волн. ф-цией, зависящей от
координатных и спиновых переменных всех ч-ц системы. В методе С. п. для приближённого
описания системы вводят волн. ф-ции для каждой ч-цы системы; при этом вз-ствие с др. ч-цами
приближённо учитывается введением поля, усреднённого по движениям остальных ч-ц системы (по
их одночастичным волн. ф-циям). Одночастичные волн. ф-ции, с одной стороны, явл. решением
Шрёдингера уравнения для одной ч-цы, движущейся в ср. поле, создаваемом др. ч-цами, с другой —
определяют ср. потенциал поля, в к-ром движутся ч-цы. Термин «С. п.» связан с этим согласованием.
Простейший метод введения С. п. (в котором определяются не волновые функции, а плотность
распределения частиц в пространстве) — м е т о д Т о м а с а — Ф е р м и, предложенный английским
физиком Л. Томасом (1927) и итальянским физиком Э. Ферми (1928). В многоэлектронных атомах
ср. потенциал, действующий на данный эл-н, изменяется достаточно медленно. Поэтому внутри
объёма, где относит. изменение потенциала невелико, находится ещё много эл-нов, и эл-ны, к-рые
подчиняются Ферми — Дирака статистике, можно рассматривать как вырожденный ферми-газ (см.
Вырожденный газ). При этом действие всех остальных эл-нов на данный можно заменить действием
нек-рого центрально-симметричного С. п., к-рое добавляется к полю ат. ядра. Это поле подбирают
так, чтобы оно было согласовано с распределением ср. плотности заряда (пропорц. распределению
ср. плотности эл-нов в атоме), т. к. потенциал электрич. поля связан с распределением заряда Пуассона уравнением. Ср. плотность эл-нов
652
в свою очередь рассматривается как плотность вырожденного идеального ферми-газа, находящегося
в этом ср. поле, и связана с ним через Ферми энергию. Это означает, что выбор ср. потенциала поля
должен быть «самосогласованным». На основе С. п. Томаса — Ферми удалось объяснить порядок
заполнения электронных оболочек в атомах, а следовательно, и периодич. систему элементов. Этот
метод применим также в теории тяжёлых ядер. Он позволяет объяснить порядок заполнения
нуклонами яд. оболочек; при этом, кроме центрально-симметричного С. п., нужно учитывать С. п.,
вызванное вз-ствием орбит. движения нуклонов с их спином (спин-орбитальное взаимодействие).
Другой, более точный, метод введения С. п.— метод Хартри (предложен в 1927 англ. физиком Д.
Хартри). В этом методе волн. ф-цию многоэлектронного атома представляют приближённо в виде
произведения волн. ф-ций отд. эл-нов, соответствующих разл. квант. состояниям эл-нов в атоме.
Такому распределению эл-нов отвечает нек-рое ср. С. п., к-рое зависит от выбора одноэлектронных
ф-ций, а эти ф-ции в свою очередь зависят от ср. поля. Одноэлектронные волн. ф-ции выбирают из
условия минимума ср. энергии, что обеспечивает наилучшее приближение для выбранного типа
волн. ф-ций. С. п. в этом случае получаются с помощью усреднения по орбит. движениям всех др. элнов и для разл. состояний эл-нов в атоме оказываются различными. Волн. ф-ции эл-нов
определяются теми же ср. потенциалами, что и означает их самосогласованность.
В методе Хартри не учитывается Паули принцип, из к-рого следует, что полная волн. ф-ция эл-нов в
атоме должна быть антисимметричной. Более совершенный метод введения С. п. даёт Хартри —
Фока метод (В. А. Фок, 1930), к-рый исходит из волн. ф-ции (эл-нов в атоме) правильной симметрии
в виде определителя из одноэлектронных орбит. волн. ф-ций, что обеспечивает выполнение
принципа Паули. Одноэлектронные ф-ции находят, как и в методе Хартри, из минимума ср. энергии.
При этом получается С. п. с усреднением, в к-ром учитывается корреляция орбит. эл-нов, связанная с
их обменом (см. Обменное взаимодействие).
Кроме простой обменной корреляции возможна корреляция пар ч-ц с противоположно
направленными спинами; в случае притяжения такая корреляция приводит к образованию
коррелированных пар ч-ц (связанных пар). Обобщение метода Хартри — Фока, учитывающее эту
корреляцию, было сделано Н. Н. Боголюбовым (1958); обобщённый метод применяется в теории
сверхпроводимости и в теории тяжёлых ядер.
В теории металлов также пользуются понятием «С. п.». В рамках этой теории принимается, что элны металла движутся независимо друг от друга в С. п., создаваемом всеми ионами крист. решётки и
остальными эл-нами. В простейших вариантах теории это поле считается известным. Наиб.
совершенный способ введения С. п. в теории металлов даёт т. н. метод псевдопотенциала,
применяемый для щелочных и щёлочноземельных металлов (в этом случае С. п. не является потенц.
полем).
Др. примером самосогласования в физике тв. тела явл. своеобразное поведение эл-на в ионном
непроводящем кристалле. Эл-н своим полем поляризует окружающую среду, причём поляризация,
связанная со смещением ионов, создаёт потенц. яму, в к-рую попадает сам эл-н. Такое
самосогласованное состояние эл-на и диэлектрической среды наз. поляроном.
Исторически первым вариантом С. п. было т. н. мол. поле, введённое в 1907 франц. физиком П.
Вейсом для объяснения ферромагнетизма. Вейс предположил, что магн. момент каждого атома
ферромагнетика находится ещё во внутр. мол. поле, к-рое само пропорц. магн. моменту и, т. о., самосогласовано. В действительности же это поле выражает на языке самосогласованного приближения
квант. обменное вз-ствие. Обменное вз-ствие данного спина со всеми остальными спинами
заменяется действием нек-рого эффективного мол. поля (оно вводится самосогласованным образом).
• Хартри Д. Р., Расчеты атомных структур, пер. с англ., М., I960; Боголюбов Н. Н., Толмачев В. В., Ш
и р к о в Д. В., Новый метод в теории сверхпроводимости, М., 1958, с. 122—26; Харрисон У.,
Псевдопотенциалы в теории металлов, пер. с англ., М., 1968, гл. 1; С м а р т Дж., Эффективное поле в
теории магнетизма, пер. с англ., М., 1968, гл. 3; Тябликов С. В., Методы квантовой теории
магнетизма, 2 изд., М., 1975, гл. 6; Киржниц Д. А., Полевые методы теории многих частиц, М., 1963;
С л э т е р Дж., Методы самосогласованного поля для молекул и твердых тел, пер. с англ., М., 1978.
Д. Н. Зубарев.
САМОСТОЯТЕЛЬНЫЙ РАЗРЯД, электрич. ток в газе, не требующий для своего поддержания
действия внеш. ионизатора. С. р. образуется при достаточно высоком напряжении на электродах,
когда начавшийся разряд создаёт необходимые для его поддержания ионы и эл-ны (см. также
Электрические разряды в газах).
САМОСТЯГИВАЮЩИЙСЯ
РАЗРЯД,
то
же,
что
контрагированний
разряд.
САМОФОКУСИРОВКА СВЕТА, концентрация энергии световой волны в нелинейной среде,
показатель преломления n к-рой растёт с увеличением интенсивности светового поля. Под действием
светового пучка (пространственно ограниченной световой волны) нелинейная среда становится
оптически неоднородной и в ней возникает искривление лучей (нелинейная рефракция). Если n
увеличивается с ростом напряжённости Е электрич, поля световой волны, то лучи, изгибаясь,
концентрируются в области большей интенсивности — среда становится объёмной собирающей
нелинейной линзой, фокус к-рой находится на нек-ром расстоянии fнл от входа пучка в среду (рис. 1,
а).
Рис. 1. Траектории лучей: о — при фокусировке светового пучка обычной
линзой, б — при самофокусировке в нелинейной среде, в — в нелинейном
диэлектрич. волноводе.
Световой пучок с поперечным радиусом d фокусируется на расстоянии
fнлd(n0/нл)1/2,
(1)
где n0 — показатель преломления вне пучка, нл — перепад показателя преломления в пучке.
Показатель преломления n среды может увеличиваться с ростом поля Е из-за изменения нелинейной
поляризации среды, высокочастотного Керра эффекта, электрострикции, нагрева и др. (см.
Нелинейная оптика). С. с. наступает, если нелинейная рефракция подавляет неизбежную дифракц.
расходимость пучка (см. Дифракция света)
нл/n0>2р
(2)
(р — угол дифракц. расходимости). Это происходит, когда фокусное расстояние fнл меньше
протяжённости зоны дифракции Френеля. Для выполнения неравенства (2) требуется мощность
пучка, превышающая нек-рую критич. величину. По мере приближения к фокусу лучи всё более
искривляются (С. с. носит характер лавинообразный), и концентрация поля в нелинейном фокусе
значительно сильнее, чем при обычной фокусировке линзой. С. с. может привести к световому
пробою, способствовать развитию процессов вынужденного рассеяния света и др. нелинейных процессов.
653
Вслед за первым фокусом при С. с. мощного пучка может появиться ряд последующих — возникает
многофокусовая структура. Число фокусов растёт с увеличением мощности источника, и они
приближаются ко входу в нелинейную среду (рис. 1, б). В случае коротких световых импульсов фокусы могут двигаться с околосветовыми скоростями (nнл становится функцией времени).
Пучок, несущий критич. мощность, сохраняет свою форму в нелинейной среде, к-рая превращается в
стационарный диэлектрич. волновод (рис. 1, в).
Явление С. с. теоретически было предсказано Г. А. Аскарьяном (1962) и впервые наблюдалось Н. Ф.
Пилипецким и А. Ф. Рустамовым (1965).
В самофокусирующей среде может развиться специфич. неустойчивость, приводящая к т. н.
мелкомасштабной С. с. В световом пучке большой мощности пространств. флуктуации (малые
возмущения) экспоненциально нарастают, в результате чего пучок ещё до фокуса разбивается на отд.
нити. Для устранения мелкомасштабной С. с. в активной среде лазеров применяются пространств.
фильтры и др. устройства, сглаживающие амплитудные профили пучков.
Если показатель преломления среды уменьшается с ростом интенсивности света, то имеет место
обратное явление — с а м о д е ф о к у с и р о в к а с в е т о в ы х п у ч к о в (нелинейное
расплывание пучков, рис. 2). Наиболее распространена тепловая дефокусировка, обусловленная
уменьшением n вследствие расширения в-ва при его нагреве светом.
В нелинейной среде, движущейся перпендикулярно световому пучку (конвективные потоки
жидкостей и газов и др.), возникает самоотклонение света от заданного направления.
Рис. 2. Траектории лучей: а — при
рассеивающей (отрицательной) линзой,
нелинейной среде.
расфокусировке светового пучка
б — при самодефокусировке в
Рис. 3. Самоотклонение светового пучка навстречу поперечному движению
нелинейной дефокусирующей среды (nIнл<0, сплошные линии) и по движению
нелинейной самофокусирующей среды (nнл>0, пунктирные линии).
Угол самоотклонения зависит от мощности пучка, скорости поперечного движения среды и
инерционности нелинейного механизма изменения показателя преломления (рис. 3). С. с. и
самодефокусировка наблюдаются в конденсированных средах и газах (в т. ч. в воздухе и в плазме).
Критич. мощность может составлять малую величину вплоть до долей Вт.
• Ахманов
С. А.,
С у х о р у к о в А. П., Хохлов Р. В., Самофокусировка и дифракция
света в нелинейной среде, «УФН», 1967, т. 93, в. 1, с. 19; Луговой В. Н., Прохоров A.M., Теория
распространения мощного лазерного излучения в нелинейной среде, там же, 1973, т. ill, в. 2, с. 203;
Аскарьян Г. А., Эффект самофокусировки, там же.
А. П. Сухорукое.
САНТИ... (от лат. centum — сто), приставка к наименованию ед. физ. величины для образования
наименования дольной единицы, равной 1/100 от исходной. Сокр. обозначение с. Пример: 1 см
(сантиметр) = 0,01 м.
САПФИР (греч. sappheiros, от др.-евр. саппир — синий камень), природный и синтетич.
монокристалл корунда, Аl2O3, синяя или голубая окраска к-рого обусловлена одноврем.
присутствием примесей Ti и Fe. В физике и технике назв. «С.» («лейкосапфир») укоренилось за
бесцветными синтетич. монокристаллами Аl2О3, содержащими ~0,0001% примесей. Точечная группа
симметрии 3m, плотность 3,93 г/см3, Tпл=2040°С, мол. м. 101,94, твёрдость по шкале Мооса 9.
Прозрачен в ИК области (до  ~ 6,5 мкм), оптически анизотропен, хороший проводник гиперзвука,
диэлектрик. Применяется для изготовления «окон» в вакуумной аппаратуре, оптич. фильтров и
световодов. Используется в микроэлектронике как подложка для изготовления интегральных и
гибридных схем, перспективен для звукопроводов и УЗ линий
задержки.
Н. В. Переломоеа.
САХА ФОРМУЛА определяет степень а термической ионизации в газе (т. е. отношение числа
ионизов. атомов к общему числу всех атомов). Получена инд. физиком М. Сахой в 1920 для описания
процессов в атмосферах звёзд. С. ф. выведена из общих термодинамич. соображений, относится к
слабоионизов. газу в состоянии равновесия термодинамического
и имеет вид:
где р — давление газа, Wi — энергия ионизации его атомов, ga и gi — статистические веса нейтр.
атома и иона, m — масса эл-на. С. ф. справедлива лишь приближённо, т. к. при её выводе
предполагается наличие только трёх сортов ч-ц: нейтральных атомов, однократно заряж. ионов и элнов, т. е. не учитываются многократная ионизация, возбуждение атомов и присутствие примесей. Не
учитывается также и вз-ствие газа со стенками, при к-ром возможны ионизация газа эл-нами,
испускаемыми горячей стенкой, и поверхностная ионизация. Несмотря на столь ограничивающие
допущения, С. ф. применима во мн. случаях, когда <<1.
Л. А. Сена.
САХАРИМЕТР, поляризационный прибор для определения содержания сахара (реже — др.
оптически активных веществ) в р-рах по измерению угла вращения плоскости поляризации (ВПП)
света, пропорц. концентрации р-ра. Компенсация ВПП в С., в отличие от поляриметра, производится
линейно перемещающимся кварцевым клином (рис.). Применение кварцевого компенсатора
позволяет освещать С. белым светом, т. к. кварц и сахар обладают почти одинаковой вращательной
дисперсией. (При измерении концентрации др. в-в, напр. камфары, их освещают монохроматическим
светом определённой
Кварцевый компенсатор: 1 — неподвижный клин из правовращающего кварца; 2 — подвижный клин
из левовращающего кварца, соединённый со шкалой (её нулевая отметка соответствует положению
клина, при к-ром действия обоих кварцевых клиньев скомпенсированы); 3 — клин из стекла
(подклинок), вводимый для того, чтобы луч света, проходя через кварцевые клинья, не изменял
своего направления.
длины волны.) Отсчёт угла вращения ведётся по линейной шкале, непосредственно указывающей
процентное содержание сахара в р-ре. Как и в поляриметрах, в С. при компенсации происходит
уравнивание яркостей двух половин поля зрения, регистрируемое визуально или фотоэлектрически.
Во мн. современных С. с поляризационной модуляцией света кварцевый компенсатор и шкала связаны со следящей системой и компенсация измеряемого ВПП осуществляется автоматически.
• Ландсберг Г. С., Оптика, 5 изд., М., 1976 (Общий курс физики); Шишловский А. А., Прикладная
физическая оптика, М., 1961.
САХАРИМЕТРИЯ, метод определения концентрации р-ров оптически активных веществ (гл. обр.
Сахаров, откуда назв. метода), основанный на
654
зависимости вращения плоскости поляризации от концентрации р-ра. С. применяется в пищевой и
химико-фармацевтич. пром-сти.
СВЕРХВЫСОКИЕ ЧАСТОТЫ (СВЧ), область радиочастот от 300 МГц до 300 ГГц, охватывающая
дециметровые волны, сантиметровые волны и миллиметровые волны (см. Радиоволны).
СВЕРХЗВУКОВАЯ СКОРОСТЬ, скорость движения среды или тела в среде, превышающая
скорость звука в данной среде.
СВЕРХЗВУКОВОЕ ТЕЧЕНИЕ, течение газа, при к-ром в рассматриваемой области скорости v его
ч-ц больше местных значений скорости звука а. С изучением С. т. связан ряд важных практич.
проблем, возникающих при создании самолётов, ракет и арт. снарядов со сверхзвуковой скоростью
полёта, паровых и газовых турбин, высоконапорных турбокомпрессоров, аэродинамических труб для
получения потоков со сверхзвуковой скоростью и др. (См. также Диффузор, Сопло, Струя.)
Особенности сверхзвукового течения. С. т. газа имеют ряд качеств. отличий от дозвуковых течений.
Поскольку слабое возмущение в газе распространяется со скоростью звука, влияние слабого
изменения давления, вызываемого помещённым в равномерный сверхзвуковой поток источником
возмущений (напр., телом), не может распространяться вверх по потоку, а сносится вниз по потоку
со скоростью v > а, оставаясь внутри т. н. конуса возмущений COD, или конуса Маха (рис. 1). В свою
очередь, на данную точку О потока могут оказывать влияние слабые возмущения, идущие только от
источников, расположенных внутри
Рис. 1. Конус возмущений СО и конус влияния АОВ.
конуса АОB с вершиной в данной точке и с тем же углом при вершине, что и у конуса возмущений,
но обращённого противоположно ему. Если установившийся поток газа неоднороден, то области
возмущений и области влияния ограничены не прямыми круглыми конусами, а коноидами —
конусоидными криволинейными поверхностями с вершиной в данной точке.
При установившемся С. т. вдоль стенки с изломом (рис. 2, а) возмущения, идущие от всех точек
линии излома, ограничены огибающей конусов возмущений плоскостью, наклонённой к
направлению потока под углом , таким, что sin=a/v1, где v1 — скорость набегающего потока.
Вслед за этой плоскостью поток поворачивается, расширяясь внутри угловой области, образованной
пучком плоских фронтов возмущений (характеристик), до тех пор, пока не ста-
Рис. 2. Обтекание сверхзвуковым потоком: а — стенок с изломом, б —
выпуклой искривлённой стенки.
нет параллельным направлению стенки после излома. Если стенка между двумя прямолинейными
участками искривляется непрерывно (рис. 2, б), то поворот потока происходит постепенно в
последовательности прямых хар-к (волн разрежения), исходящих из каждой точки искривлённого
участка стенки. В этих течениях, наз. течениями Прандтля — Майера, параметры газа постоянны
вдоль прямых хар-к.
Волны сжатия, вызывающие повышение давления, и волны разрежения, понижающие давление в
газе, имеют разный характер. Волна разрежения распространяется со скоростью звука. Волна,
вызывающая повышение давления, распространяется со скоростью, большей скорости звука, и может
иметь очень малую толщину (порядка длины свободного пробега молекул). При многих теор.
исследованиях её заменяют поверхностью разрыва — т. н. ударной волной, или скачком уплотнения.
При прохождении газа через ударную волну его скорость, давление, плотность, энтропия меняются
разрывным образом — скачком.
При обтекании сверхзвуковым потоком клина (рис. 3, а) поступат. течение вдоль боковой
поверхности клина отделяется от набегающего потока
Рис. 3. Обтекание сверхзвуковым потоком: а — клина, б — затупленного
тела.
плоским скачком уплотнения, идущим от вершины клина. При углах раскрытия клина, больших некрого предельного, скачок уплотнения становится криволинейным, отходит от вершины клина и за
ним появляется область с дозвуковой скоростью течения газа. Это характерно для сверхзвукового
обтекания тел с тупой головной частью (рис. 3, б).
При обтекании сверхзвуковым потоком пластины (см. рис. 2 в ст. Подъёмная сила) под углом атаки,
меньшим того, при к-ром скачок отходит от передней кромки пластины, от её передней кромки вниз
идет плоский скачок уплотнения, а вверх — течение разрежения Прандтля — Майера.
В результате на верхней стороне пластины давление ниже, чем под пластиной; вследствие этого
возникает подъёмная сила и сопротивление, т. е. Д'Аламбера— Эйлера парадокс не имеет места.
Причиной того, что при сверхзвуковой скорости обтекания идеальным газом тела испытывают
сопротивление, служит возникновение скачков уплотнения и связанное с ними увеличение энтропии
газа. Чем большие возмущения вызывает тело в газе, тем интенсивнее ударные волны и тем больше
сопротивление движению тела. Для уменьшения сопротивления крыльев, связанного с образованием
головных ударных волн, при сверхзвуковых скоростях пользуются стреловидными (рис. 4) и
треугольными крылья-
Рис.
4. Схема обтекания стреловидного крыла.
ми, передняя кромка к-рых образует острый угол  с направлением скорости v набегающего потока.
Аэродинамически совершенной формой (т. е. формой с относительно малым сопротивлением
давления) при С. т. явл. тонкое, заострённое с концов тело, движущееся под малыми углами атаки.
При движении тел с умеренной сверхзвуковой скоростью (когда скорость полёта превосходит
скорость звука в небольшое число раз) производимые ими возмущения давления и плотности газа и
возникающие скорости движения ч-ц газа малы, что позволяет пользоваться линейными ур-ниями
движения сжимаемого газа для определения аэродинамич. хар-к профилей крыла, тел вращения и др.
Для расчёта С. т. около тел вращения и профилей не малой толщины, внутри сопел ракетных
двигателей, сопел аэродинамич. труб и в др. случаях С. т. пользуются численными методами.
Течения с большой сверхзвуковой (гиперзвуковой) скоростью (v>>а) обладают нек-рыми особыми
св-вами. Полёт тел в газе с гинерзвуковой скоростью связан с ростом до очень больших значений
темп-ры газа вблизи поверхности тела, что вызывается мощным сжатием газа перед головной частью
движущегося тела и выделением теплоты вследствие внутр. трения в газе, увлекаемом телом при полёте. Поэтому при изучении гиперзвуковых течений газа необходимо учитывать изменение св-в
воздуха при высоких темп-рах: возбуждение внутр. степеней свободы и диссоциацию молекул газов,
составляющих воздух, хим.
655
реакции (напр., образование окиси азота), возбуждение эл-нов и ионизацию. В задачах, в к-рых
существенны явления мол. переноса,— при расчёте поверхностного трения, тепловых потоков к
обтекаемой газом поверхности и её темп-ры — необходимо учитывать изменение вязкости и теплопроводности воздуха, а в ряде случаев — диффузию и термодиффузию компонент воздуха.
В нек-рых условиях гиперзвукового полёта на больших высотах (см. Динамика разреженных газов)
процессы, происходящие в газе, нельзя считать термодинамически равновесными. Установление
термодинамич. равновесия в движущейся «частице» (т. е. очень малом объёме) газа происходит не
мгновенно, а требует определённого времени — т. н. времени релаксации, к-рое различно для разл.
процессов. Отступления от термодинамич. равновесия могут заметно влиять на процессы,
происходящие в пограничном слое (в частности, на величину тепловых потоков от газа к телу), на
структуру скачков уплотнения, на распространение слабых возмущений и др. явления. Так, при
сжатии воздуха в головной ударной волне легче всего возбуждаются поступат. степени свободы
молекул, определяющие темп-ру воздуха; возбуждение колебат. степеней свободы требует большего
времени. Поэтому темп-ра воздуха и его излучение в области за ударной волной могут быть намного
выше, чем по расчёту, не учитывающему релаксацию колебат. степеней свободы.
При очень высокой темп-ре (~3000— 4000 К и более) в воздухе присутствуют достаточно большое
кол-во ионизов. ч-ц и свободные эл-ны. Хорошая электропроводность воздуха вблизи тела,
движущегося с большой сверхзвуковой скоростью, открывает возможность использования эл.-магн.
воздействий на поток для изменения сопротивления тела или уменьшения тепловых потоков от
горячего газа к телу. Она же затрудняет проблему радиосвязи с летательным аппаратом из-за
отражения и поглощения радиоволн ионизов. газом, окружающим тело. Нагревание воздуха при
сжатии его перед головной частью движущегося с гиперзвуковой скоростью тела может вызывать
мощные потоки лучистой анергии, частично передающейся телу и вызывающей дополнит. трудности
при решении проблемы его охлаждения.
Если скорость набегающего потока во много раз превосходит скорость звука, то при малых
возмущениях скорости изменения давления и плотности уже не будут малыми и необходимо
пользоваться нелинейными ур-ниями даже при изучении обтекания тонких, заострённых тел. Для
гиперзвуковой аэродинамики существенна :
роль нелинейных эффектов, в результате чего представления аэродинамики умеренных
сверхзвуковых скоростей, касающиеся характера сил и моментов, действующих на летательные
аппараты, их устойчивости и управляемости при гиперзвуковых скоростях полёта, становятся
неприменимыми. Так, при очень больших значениях Маха числа М оказывается, что давление в набегающем на тело потоке становится пренебрежимо малым по сравнению с давлением в области
течения за ударной волной, возникающей перед телом, а энтальпией набегающего потока можно
пренебречь сравнительно с его кинетич. энергией. При таких условиях течение за ударной волной
перестаёт зависеть от числа М набегающего потока (см. Автомодельное течение). В этом состоит
принцип стабилизации течения около тел при гиперзвуковых скоростях, причём стабилизация
течения около тупых тел наступает при меньших значениях числа М, чем около тонких, заострённых
тел (рис. 5).
Рис. 5. Значения коэфф. сопротивления сферы и цилиндра с конич. головной
частью; начиная с М=4 эти значения перестают заметно изменяться.
Важным результатом теории гиперзвукового обтекания тонких, заострённых тел под малым углом
атаки явл. т. н. закон плоских сечений, согласно к-рому при движении тонкого тела в покоящемся
газе с гиперзвуковой скоростью ч-цы газа почти не испытывают продольного смещения, т. е.
движение ч-ц происходит в плоскостях, перпендикулярных направлению движения тела (рис. 6). Из
закона плоских сечений следует закон подобия, к-рый позволяет, напр., пересчитывать параметры
движения, полученные для одного тела вращения при определённом числе М, на случай обтекания
других тел с тем же распределением относит. толщины по длине, для к-рых произведение М
сохраняет одно и то же значение ( — наибольшее значение относит. толщины тела).
Рис. 6. Схема к объяснению закона плоских сечений.
• Кочин Н. Е., Кибель И. А., Розе Н. В., Теоретическая гидромеханика, 4 изд., ч. 2, М., 1963; Липман
Г. В., Р о ш к о А., Элементы газовой динамики, пер. с англ., М., 1960; Чёрный Г. Г., Течения газа с
большой сверхзвуковой скоростью, М., 1959.
Г. Г. Чёрный.
СВЕРХНОВЫЕ ЗВЁЗДЫ, звёзды, вспышки (взрывы) к-рых сопровождаются полным
энерговыделением ~1051 эрг. При всех др. звёздных вспышках выделяется значительно меньше
энергии, напр. при вспышках т. н. новых звёзд — до 1046 эрг. С. з. в осн. делятся на два типа (I и II).
Из наблюдений более 400 внегалактич. С. з. и исследования ок. 100 галактич. туманностей —
остатков
вспышек
(разлетающихся оболочек) С. з. установлены след. ср. свойства С. з. I типа: светимость в максимуме
блеска ~3•1043 эрг/с, полная энергия эл.-магн. излучения ~ 4•1049 эрг, кинетич. энергия оболочки,
сброшенной звездой при взрыве, ~ 5•1050 эрг, масса оболочки М— 0,05—0,5 Мсолн (Мсолн=2•1033 г). У
С. з. II типа те же хар-ки соответственно равны: 4•1042 эрг/с, 1•1049 эрг, 1•1051 эрг, М>5Мсолн. Кроме
кривых блеска, к-рые позволяют оценить первые две из приведённых величин, С. з. различаются
характером спектров. У С. з. I типа спектры тепловые, планковские (см. Планка закон излучения), с
очень широкими и глубокими линиями поглощения ионизов. металлов и нейтрального гелия, их
доплеровское смещение соответствует движению в-ва со скоростью ~104 км/с. В спектрах С. з. II
типа наблюдаются яркие водородные линии, к-рых вовсе нет у С. з. I типа. Частота вспышек С. з.
мала и довольно неопределённа — в одной галактике (типа нашей) происходит одна вспышка С. з. за
10— 100 лет. Но в нашей Галактике вспышки С. з. фиксируются реже. Последняя С. з. вспыхнула в
Галактике и наблюдалась в 1604 (всего зафиксировано 6 галактич. С. з.). Галактич. остатки С. з.—
волокнистые туманности, к-рые явл. источниками радиоизлучения. В трёх из них найдены пульсары
— вращающиеся нейтронные звёзды.
Развитие теории С. з. пошло в двух направлениях. Первое из них основывается на наблюдат. данных
и решает задачу о законе энерговыделения, массе и структуре предсверхновой звезды. Наилучшее
согласие с кривыми блеска и спектрами С. з. достигается при решении радиационной гидродинамич.
задачи сброса и высвечивания оболочки для С. з. I типа при предположении о малом нач. радиусе
звезды R<Rсолн=7•1010 см и медленном законе выделения энергии с характерным временем 10 дней,
а для С. з. II типа — при радиусе до взрыва R~103—104 Rсолн (звезда-сверхгигант) и быстром (даже
мгновенном) выделении энергии. О массах М сброшенных оболочек и полной энергии
656
взрыва теория не даёт столь определённых выводов, но приведённые выше оценки М и энергии
взрыва получены именно этим методом и сопоставлены с данными наблюдений остатков вспышек С.
з.
Др. направление теории С. з. занимается более фундам. проблемой -природой взрыва С. з. Тем самым
оно включается в общую теорию эволюции звёзд. С энергетич. точки зрения вспышка С. з. может
быть обусловлена либо термоядерным взрывом (энергия, связанная с массой покоя звезды
Мсолнc2=2•1054 эрг, а запас термоядерной энергии составляет 0,1 — 1 % этой величины), либо
гравитационным коллапсом (при образовании в результате коллапса нейтронной звезды
освобождается 1053—1054 эрг), либо, наконец, комбинацией обоих этих механизмов. Теория
связывает вспышки С. з. с окончанием эволюции довольно массивных звёзд (М3 — 4Mсолн), у к-рых
в центр. области прошли термоядерные реакции «горения» водорода и гелия и образовалось
углеродно-кислородное ядро (СО-ядро). Окончат. судьба звезды зависит от массы СО-ядра Мсо. В
массивных СО-ядрах (Мсо>1,4Мсолн), характерных для звёзд с массой М8—10Мсолн, продолжается
спокойное термоядерное «горение» углерода и др. более тяжёлых элементов, приводящее к
образованию у звезды железного ядра (Fe-ядра) массой МFe~1—3Mсолн. В конце концов такая звезда
коллапсирует, порождая нейтронную звезду или чёрную дыру. Расчёт в этом случае оставляет совсем
мало надежды на сброс оболочки с параметрами, соответствующими явлению С. з. Иным образом
эволюционируют звёзды с менее массивными СО-ядрами (MCO1,4Mсолн), окружёнными водородогелиевыми оболочками. Вместо горения углерода в них сначала происходит охлаждение за счёт
нейтринных потерь, затем постепенное увеличение массы МCO вплоть до 1,4Mсолн благодаря
сгоранию гелия в узком слое на поверхности СО-ядра и присоединению продуктов реакции к ядру.
Увеличение массы ядра вызывает повышение его плотности  и темп-ры до значений в центре:
3•109 г/см3, Т 3•108 К. При таких условиях либо происходит термоядерный углеродный взрыв, крый приводит к полному разлёту всей звезды с характерным для С. з.. энерговыделением, либо
развивается гравитац. коллапс. Второй путь развития возможен при значит. потерях энергии с
испускаемыми звездой нейтрино и нейтронизации продуктов горения углерода -элементов т. н.
железного пика, т. е. близких по ат. массе к 56Fe. Коллапс более вероятен, если нач. плотность в
центре звезды превышает 8•109 г/см3. В отличие от коллапса звёзд с массивным СО-ядром, у звёзд с
MCO<1,4Mсолн
получается сброс оболочки, хотя и с недостаточно большим энерговыделением 1050 эрг. Коллапс
заканчивается образованием нейтронной звезды с массой ~1,4Mсолн. Т. о., вспышки С. з. удаётся
объяснить, по меньшей мере качественно, как взрывы не очень массивных звёзд, у к-рых в ходе
эволюции сформировалось сверхплотное СО-ядро с массой MCO1,4Mсолн. При этом вариант полного
разлёта в-ва звезды может отвечать С. з. II типа, а вариант коллапса со сбросом оболочки — С. з. I
типа. Большую роль во взрыве С. з. I типа должны играть вращение и магн. поле, энергия к-рых
может увеличивать полную энергию сброшенной оболочки до наблюдаемого значения ~1051 эрг.
Эволюц. теория С. з. обоих типов вполне согласуется с упомянутой выше теорией кривых блеска С.
з., если принять во внимание обмен массой в тесных двойных системах или к.-н. др. механизм
значит. изменения массы у предсверхновой звезды. Для взрыва С. з. I типа важна предварительная
(на всех предшествующих стадиях эволюции) потеря большой доли массы из внеш. слоев, так что
предсверхновая звезда I типа должна представлять собой почти голое СО-ядро с MCO ~1,4Mсолн. Для
вспышки С. з. II типа, в соответствии с выводами теории С. з., не характерны значит. потери массы в
ходе эволюции.
С. з., особенно II типа, выбрасывают в межзвёздное пр-во большие кол-ва углерода, кислорода и
элементов «железного пика», к-рые в присутствии свободных нейтронов участвуют впоследствии в
образовании более тяжёлых элементов (см. Нуклеосинтез). С др. стороны, в окрестностях G. з. I типа
создаются условия для нейтринного нуклеосинтеза и ускорения ч-ц (рождения космических лучей).
Вращающаяся нейтронная звезда с сильным магн. полем в остатках С. з. I типа проявляет себя в
дальнейшем как радиопульсар или рентг. пульсар в зависимости от возраста и окружающих условий.
• Шкловский И. С., Сверхновые звезды и связанные с ними проблемы, 2 изд., М., 1976; Псковский
Ю. П., Новые и сверхновые звезды, М., 1974; Итоги науки и техники. Сер. Астрономия, т. 21 —
Вспышки на звездах, М., 1982.
В. С. Имшенник.
СВЕРХПРОВОДИМОСТЬ, свойство мн. проводников, состоящее в том, что их электрич.
сопротивление скачком падает до нуля при охлаждении ниже определённой критич. темп-ры Тк,
характерной для данного материала. С. обнаружена у более чем 25 металлич. элементов, у большого
числа сплавов и интерметаллич. соединений, а также у нек-рых ПП и полимеров. Рекордно высоким
значением Тк (ок. 23 К) обладает соединение Nb3Ge (см. Сверхпроводники).
Основные явления. Скачкообразное исчезновение сопротивления ртути при понижении темп-ры
впервые наблюдал голл. физик X. Камерлинг-Оннес (1911) (рис. 1). Он пришёл к выводу, что ртуть
при T=4,15 К переходит в новое состояние, к-рое было названо сверхпроводящим. Несколько
позднее Камерлинг-Оннес обнаружил, что электрич. сопротивление ртути восстанавливается при
Т<Тк в достаточно сильном магн. поле (см. Критическое магнитное поле Нк). Падение сопротивления
до нуля происходит на протяжении очень узкого интервала темп-р, ширина к-рого для чистых
образцов составляет 10-3—10-4 К и возрастает при наличии примесей и др. дефектов структуры.
Рис. 1. Зависимость сопротивления R от темп-ры Т для Hg и для Pt. Ртуть
при T=4,15 К переходит в сверхпроводящее состояние. R0°С — значение R при
0°С.
Отсутствие сопротивления в сверхпроводящем состоянии с наибольшей убедительностью
демонстрируется опытами, в к-рых в сверхпроводящем кольце возбуждается ток, практически не
затухающий. В одном из вариантов опыта используются два кольца из сверхпроводящего металла.
Большее из колец неподвижно закрепляется, а меньшее концентрически подвешивается на упругой
нити таким образом, что когда нить не закручена, плоскости колец образуют между собой нек-рый
угол. Кольца охлаждаются в присутствии магн. поля ниже темп-ры Тк, после чего поле выключается.
При этом в кольцах возбуждаются токи, вз-ствие между к-рыми стремится уменьшить
первоначальный угол между плоскостями колец. Нить закручивается, а наблюдаемое постоянство
угла закручивания показывает, что токи в кольцах явл. незатухающими. Опыты такого рода
позволили установить, что сопротивление металла в сверхпроводящем состоянии меньше, чем 10-20
Ом•см (сопротивление чистых образцов Cu или Ag составляет ок. 10-9 Ом•см при темп-ре жидкого
гелия). Однако сверхпроводник не явл. просто идеальным проводником. В 1933 нем. физики В.
Мейснер и Р. Оксенфельд установили, что слабое магн. поле не проникает в глубь сверхпроводника
независимо от того, было ли поле включено до или после перехода металла в сверхпроводящее
состояние. В отличие от этого, идеальный проводник (т. е. проводник с исчезающе малым
сопротивлением) должен захватывать пронизывающий его магн. поток (рис. 2, а, б, в).
Выталкивание магн. поля из сверхпроводящего образца (Мейснера эффект) означает, что в
присутствии внеш. магн. поля такой образец ведёт
657
Рис. 2. Распределение магн. поля около сверхпроводящего шара и около
шара с исчезающим сопротивлением (идеальный проводник): а — при Т>Тк; б —
при Т<Тк, внеш. поле Hвн0; в — при Т<Тк, Нвн=0.
себя, как идеальный диамагнетик той же формы с магнитной восприимчивостью =1/4. В
частности, если образец имеет форму длинного сплошного цилиндра, а внеш. поле Н однородно и
параллельно оси цилиндра, то магн. момент, отнесённый к единице объёма, М=-Н/4. Это примерно
в 105 раз больше по абс. величине, чем для металла в норм. состоянии. Эффект Мейснера связан с
тем, что при Н<Hк в поверхностном слое (толщиной 10-5—10-6 см) сверхпроводящего цилиндра
появляется круговой незатухающий ток, сила к-рого как раз такова, что магн. поле этого тока
компенсирует внеш. поле в толще сверхпроводника.
По своему поведению в достаточно сильных полях сверхпроводники подразделяются на две большие
группы, т. н. сверхпроводники 1-го и 2-го рода. Кривые намагничивания М(Н), типичные для каждой
из этих групп, приведены на рис. 3 и 4. Нач.
Рис. 3. Кривая намагничивания сверхпроводников 1-го рода. Образцы —
цилиндрические, длинные: намагничивающее поле направлено вдоль оси
цилиндра (в этих условиях устранены эффекты размагничивания).
Рис. 4. Кривая намагничивания сверхпроводников 2-го рода, полученная в
тех же условиях, что и на рис. 3.
прямолинейный участок кривых намагничивания, где М=-H/4, соответствует интервалу значений H,
на к-ром имеет место эффект Мейснера. Дальнейший ход кривых М(Н) для
сверхпроводников 1-го и 2-го рода существенно различается.
Сверхпроводники 1-го рода теряют С. в поле Н=Нк, когда поле скачком проникает в металл и он во
всём объёме переходит в норм. состояние. При этом уд. магн. момент также скачком уменьшается в
105 раз. Критич. полю можно дать простое термодинамич. истолкование. При темп-ре Т<Тк и в
отсутствии магн. поля свободная энергия (см. Гельмгольца энергия) в сверхпроводящем состоянии Fc
ниже, чем в нормальном Fн. При включении поля свободная энергия сверхпроводника возрастает на
величину H2/8, равную работе намагничивания, и при Н=Нк сравнивается с Fн (в силу малости магн.
момента в норм. состоянии Fн практически не изменяется при включении поля). Т. о., поле Hк
определяется из условия:
Fc+H2к/8=Fн.
(1)
Критич. поле Нк зависит от темп-ры: оно максимально при T=0 и монотонно убывает до нуля при Т
 Тк.
Рис. 5. Фазовая диаграмма для сверхпроводников 1-го и 2-го рода.
На рис. 5 приведена фазовая диаграмма на плоскости (Н, Т). Заштрихованная область, ограниченная
кривой Нк(Т), соответствует сверхпроводящему состоянию. По измеренной зависимости Нк (Т) могут
быть рассчитаны все термодинамич. хар-ки сверхпроводника 1-го рода. В частности, из ф-лы (1)
непосредственно получается (при дифференцировании по темп-ре) выражение для теплоты
фазового перехода Q в сверхпроводящее состояние:
где S — энтропия ед. объёма. Знак Q таков, что теплота поглощается сверхпроводником при
переходе в норм. состояние. Поэтому, если разрушение С. магн. полем производится при адиабатич.
изоляции образца, то последний будет охлаждаться. В действительности скачкообразный характер
фазового перехода в магн. поле (рис. 3) наблюдается только в случае длинного цилиндра в
продольном поле. При произвольной форме образца и др. ориентациях поля переход оказывается
растянутым по нек-рому интервалу значений H: он начинается при Н<Нк и заканчивается, когда поле
во всех точках образца превысит Hк. В этом интервале значений  сверхпроводник 1-го рода
находится в т. н. промежуточном состоянии. Он расслаивается на чередующиеся области норм. и
сверхпроводящей фаз, причём так, что поле в норм. фазе вблизи границы раздела параллельно этой
границе и равно Hк. По мере увеличения поля возрастает доля норм. фазы и происходит уменьшение
магн. момента образца.
С магн. св-вами сверхпроводников тесно связаны и особенности протекания в них тока. В силу
эффекта Мейснера ток явл. поверхностным, он сосредоточен в тонком слое, определяемом глубиной
проникновения магн. поля. Когда ток достигает нек-рой критич. величины, достаточной для создания
критич. магн. поля, сверхпроводник 1-го рода переходит в промежуточное состояние и приобретает
электрич. сопротивление.
Картина разрушения сверхпроводимости магн. полем у сверхпроводников 2-го рода сложнее. Даже
в случае цилиндрич. образца (рис. 4) в продольном поле происходит постепенное уменьшение
магн. момента на протяжении значит. интервала полей от Hк., 1 — ниж. критич. поля, когда оно
начинает проникать в толщу образца, и до верх. критич. поля Hк, 2, при к-рой происходит полное
разрушение сверхпроводящего состояния. В большинстве случаев кривая намагничивания такого
типа необратима (наблюдается магн. гистерезис). Поле Hк, 2 часто оказывается весьма большим;
достигая сотен тысяч эрстед. Термодинамич. критич. поле Hк, определяемое соотношением (1),
для сверхпроводников 2-го рода не явл. непосредственно наблюдаемой хар-кой. Его можно рассчитать, исходя из найденных опытным путём значений свободной энергии в норм. и
сверхпроводящем состояниях в отсутствии магн. поля. Вычисленное таким способом значение Hк
попадает в интервал между Hк, 1 и Hк, 2. Т. о., проникновение магн. поля в сверхпроводник 2-го
рода начинается уже в поле, меньшем чем Hк, когда условие равновесия (1) ещё нарушено в пользу
сверхпроводящего состояния. Связано это с поверхностной энергией границы раздела норм.
и сверхпроводящей фаз. В случае сверхпроводников 1-го рода эта энергия положительна, так что
появление поверхности раздела требует энергетич. затрат.
Это существенно
ограничивает
степень расслоения в промежуточном состоянии. Аномальные магн. св-ва сверхпроводников 2го рода можно качественно объяснить, если принять, что в этом случае поверхностная энергия
отрицательна. Именно к такому выводу приводит совр. теория сверхпроводимости. При отрицат.
поверхностной энергии уже при H<Hк энергетически выгодным явл. образование тонких
областей норм. фазы, ориентированных вдоль магн. поля. Воз658
можность реализации такого состояния сверхпроводника 2-го рода была предсказана А. А.
Абрикосовым (1952) на основе теории сверхпроводимости В. Л. Гинзбурга и Л. Д. Ландау. Позднее
Абрикосовым был произведён детальный расчёт структуры этого состояния. Оказалось, что норм.
области зарождаются в форме нитей, пронизывающих образец и имеющих толщину, сравнимую с
глубиной проникновения магн. поля. При увеличении внеш. поля концентрация нитей возрастает,
что и приводит к постепенному уменьшению магн. момента. Т. о., в интервале значений поля от Нк, 1
до Нк, 2 сверхпроводник находится в состоянии, к-рое принято называть смешанным.
Фазовый переход в сверхпроводящее состояние в отсутствии магнитного поля. Прямые измерения
теплоёмкости сверхпроводников при Н=0 показывают, что при понижении темп-ры теплоёмкость в
точке перехода Тк испытывает скачок до величины, к-рая примерно в 2,5 раза превышает её
Рис. 6. Скачок теплоёмкости сверхпроводника в точке перехода (Тк) в
отсутствии внеш. магн. поля
(сc и cн — теплоёмкость в сверхпроводящем
и норм. состояниях).
значение в норм. состоянии в окрестностях Тк (рис. 6). При этом теплота перехода Q=0, что следует, в
частности, из ф-лы (2) (Hк=0 при T=Tк). Т. о., переход из нормального в сверхпроводящее состояние в
отсутствии магн. поля — фазовый переход II рода. Из ф-лы (2) можно получить важное соотношение
между скачком теплоёмкости и углом наклона кривой Нк(Т) (рис. 5) в точке Т=Тк:
где сс и сн — значения теплоемкости в сверхпроводящем и норм. состояниях. Это соотношение
подтверждено экспериментом.
Природа сверхпроводимости. Исследуя разл. возможности объяснения св-в сверхпроводников,
особенно эффекта Мейснера, нем. учёные X. и Ф. Лондоны, работавшие в Англии, в 1934 пришли к
заключению, что сверхпроводящее состояние явл. макроскопич. квант. состоянием металла. На
основе этого представления они создали феноменологич. теорию, объясняющую эффект Мейснера и
отсутствие сопротивления. Обобщение теории Лондонов, сделанное В. Л. Гинзбургом и Л. Д. Ландау
(1950), позволило рассмотреть поведение сверхпроводников в сильных магн. полях. При этом было
объяснено огромное кол-во эксперим. данных и предсказаны новые важные явления.
Подтверждением правильности исходных предпосылок
упомянутых теории явилось открытие эффекта квантования магнитного потока, заключённого
внутри сверхпроводящего кольца. Из ур-ний Лондонов следует, что магн. поток в этом случае может
принимать лишь значения, кратные кванту потока Ф0=hc/e*, где е* — заряд носителей сверхпроводящего тока. В 1961 Р. Долл и М. Небауэр и независимо Б. Дивер и У. Фейрбенк (США)
обнаружили этот эффект. Оказалось, что е*=2е. где е — заряд эл-на. Явление квантования магн.
потока имеет место и в случае упомянутого выше состояния сверхпроводника 2-го рода в магн. поле,
большем чем Нк, 1. Образующиеся здесь нити норм. фазы несут квант потока Ф0.
Найденная в опытах величина заряда ч-ц, создающих своим движением сверхпроводящий ток
(е*=2е), подтверждает Купера эффект, на основе к-рого в 1967 Дж. Бардин, Л. Купер и Дж.
Шриффер (США) и Н. Н. Боголюбов (СССР) построили последовательную микроскопич. теорию С.
Согласно Куперу, два эл-на с противоположными спинами, взаимодействуя через посредство крист.
решётки (обмениваясь фононами), могут образовывать связанное состояние (куперовскую пару).
Заряд такой пары равен 2е. Пары обладают нулевым значением спина и подчиняются Бозе —
Эйнштейна статистике. В сверхпроводящем металле пары испытывают т. и. бозе-конденсацию (см.
Квантовая жидкость), и поэтому система куперовских пар обладает св-вом сверхтекучести. Т. о., С.
представляет собой сверхтекучесть электронной жидкости.
При Т=0 связаны в пары все эл-ны проводимости. Энергия связи эл-нов в паре весьма мала: она
равна примерно 3,5 kTк. При разрыве пары, происходящем, напр., при поглощении кванта эл.-магн.
поля (фотона) или кванта звука (фонона), в системе возникают возбуждения. При отличной от нуля
темп-ре имеется определённая . равновесная концентрация элем. возбуждений (квазичастиц), она
возрастает с темп-рой, а концентрация пар соответственно уменьшается. Энергия связи пары
определяет т. н. щель в энергетич. спектре возбуждений, т. е. миним. энергию, необходимую для
создания отд. возбуждения. Природа сил притяжения между эл-нами, приводящих к образованию
пар, вообще говоря, может быть различной, хотя у всех известных сверхпроводников эти силы
определяются вз-ствием эл-нов с фононами. Тем не менее развитие теории С. стимулировало поиски
др. механизмов С. В этом плане особое внимание уделяется т. н. нитевидным (одномерным) и
слоистым (двумерным) структурам, обладающим достаточно большой проводимостью, в к-рых
можно ожидать более интенсивного притяжения между эл-нами, чем в обычных сверхпроводниках, а
следовательно, и более высокой темп-ры
перехода в сверхпроводящее состояние. Явления, родственные С., по-видимому, могут иметь место в
ат. ядрах и в нек-рых косм. объектах, напр. в нейтронных звёздах.
Практич. применение С. непрерывно расширяется. Наряду с магнитами сверхпроводящими,
сверхпроводящими магнитометрами существует целый ряд др. технич. устройств и измерит.
приборов, основанных на использовании разл. св-в сверхпроводников (криоэлектроника). Построены
сверхпроводящие резонаторы, обладающие рекордно высокой (до 1010) добротностью;
сверхпроводящие элементы для ЭВМ. Сверхпроводящие (туннельные) контакты (см. Джозефсона
эффект) применяют в сверхчувствит. вольтметрах и т. д.
• Де Жен П., Сверхпроводимость металлов и сплавов, пер. с англ., М., 1968; Линтон Э.,
Сверхпроводимость, пер. с англ., 2 изд., М., 1971; Сверхпроводимость. Сб. ст., М., 1967; Роуз-Инс А.
К., Родерик Е., Введение в физику сверхпроводимости, пер. с англ., М., 1972; Абрикосов А. А.,
Шарвин Ю. В., Сверхпроводимость, в кн.: Физический энциклопедический словарь, т. 4, М., 1965.
Г. М. Элиашберг.
СВЕРХПРОВОДНИКИ, вещества, у к-рых при охлаждении ниже определённой критич. темп-ры Тк
электрич. сопротивление падает до нуля, т. е. наблюдается сверхпроводимость. За исключением Cu,
Ag, Au, Pt, щелочных (Li, Na, К и др.), щёлочноземельных (Са, Sr, Ba, Ra) и ферромагнитных (Fe, Co,
Ni и др.) металлов, большая часть остальных металлич. элементов явл. С. (см. табл. в ст. Металлы).
Элементы Si, Ge, Bi становятся С. при охлаждении под давлением. Переход в сверхпроводящее
состояние обнаружен также у неск. сот металлич. сплавов и соединений и у нек-рых
сильнолегированных ПП. У ряда сверхпроводящих сплавов отд. компоненты или даже все компоненты сами по себе не явл. С. Открыты С.— полимеры (так, у полимера, состоящего из поочерёдно
расположенных атомов S и N, Тк 0,34 К). Значения Тк почти для всех известных С. лежат в
диапазоне темп-р существования жидкого водорода и жидкого гелия (темп-ра кипения водорода
Tкип=20,4 К).
Другой важнейший параметр, характеризующий св-ва С.,— значение критического магнитного поля
Нк, выше к-рого С. переходит в нормальное (несверхпроводящее) состояние. С ростом темп-ры
значение Hк монотонно падает и обращается в нуль при Т Тк. Макс. значение Hк=H0, определённое
из эксперим. данных путём экстраполяции к нулю абс. температурной шкалы, для ряда С. приведено
в таблице на стр. 660.
Несмотря на то что принципиальные причины возникновения сверхпроводимости твёрдо
установлены,
659
совр. теория не даёт возможности рассчитать значения Тк или Hк для известных С. или предсказать
их для нового сверхпроводящего сплава. Однако ряд эмпирич. закономерностей — правил Маттиаса
(1955) — позволяет определить направление поисков сплавов с высокими Тк и Нк : наибольшая Тк
наблюдается у сплавов с числом z валентных эл-нов равным 3, 5, 7 на атом, причём для каждого z
предпочтительней свой тип крист. решётки. Кроме того, Тк растёт с увеличением объёма и падает с
ростом массы атома.
По магн. св-вам С. разделяются на две группы: С. 1-го и 2-го рода. С. 1-го рода явл. все чистые сверхпроводящие металлы, за исключением V и Nb, и нек-рые сплавы с низким содержанием одного
компонента. Группа С. 2-го рода более многочисленна. Сюда относится большинство соединений с
высокими Тк, такие, как V3Ga, Nb3Sn, и сплавы с высоким содержанием легирующих примесей.
Среди С. 2-го рода выделяют группу т. н. жёстких С. Для них характерно большое кол-во дефектов
структуры (неоднородности состава, вакансии, дислокации и др.), к-рые возникают благодаря спец.
технологии изготовления. В жёстких С. движение магн. потока сильно затруднено дефектами и
кривые намагничивания обнаруживают сильный гистерезис. По тем же причинам в этих материалах
сильные сверхпроводящие токи могут протекать вплоть до полей, близких к верхнему критич. полю
Hк, 2 при любой ориентации тока и магн. поля. Следует отметить, что в идеальном С., полностью
лишённом дефектов (к этому состоянию можно приблизиться в результате длит. отжига сплава), при
любой ориентации поля
и тока, за исключением продольной, сколь угодно малый ток будет сопровождаться потерями на
движение магн. потока уже при Н>Нк. 1 (Hк, 1 — нижнее критич. поле). Значение Hк. 1 обычно во
много раз меньше Нк, 2. Поэтому именно жёсткие С., у к-рых электрич. сопротивление практически
равно нулю вплоть до очень сильных полей, представляют интерес с точки зрения техн. приложений.
Их применяют для изготовления обмоток магнитов сверхпроводящих и др. целей. Существенным
недостатком жёстких С. явл. их хрупкость, сильно затрудняющая изготовление из них проволок или
лент. Особенно это относится к соединениям с самыми высокими значениями Tк и Нк типа V3Ga,
Nb3Sn, PbMo6S8; изготовление сверхпроводящих магн. систем из этих материалов — сложная
технологич. задача.
• Сверхпроводящие материалы. Сб. ст., пер. с англ., М., 1965; Металловедение сверхпроводящих
материалов, М., 1969; Физико-химия сверхпроводников, М., 1976.
И. П. Крылов.
СВЕРХПРОВОДЯЩИЙ МАГНИТОМЕТР, магнитометр, действие к-рого основано на
Джозефсона эффекте. Часто встречается ещё одно наименование С. м.— «сквид» (от англ.
Superconducting Quantum Interference Device — сверхпроводящий квантовый интерференционный
прибор).
Чувствительность С. м. достигает 10-11 Гс (10-15Тл), а при измерениях градиента магн. поля ~10-12
Гс/см (1014Тл/м). Чувствительный элемент (ЧЭ) С. м. представляет собой электрич. контур из
сверхпроводника с контактами Джозефсона (ими могут быть разделяющие сверхпроводник тонкие,
~10 Å, плёнки изолятора, точечные контакты и т. п.). ЧЭ реагирует на изменение напряжённости
(индукции) магн. поля, пронизывающего сверхпроводящий контур.
Рис. 1. Схема сверхпроводящего магнитометра с двумя параллельно
включёнными контактами Джозефсона для измерения напряжённости (индукции)
магн. поля.
На рис. 1 приведена схема С. м., ЧЭ к-рого содержит два идентичных контакта Джозефсона,
включённых параллельно в цепь источника пост. тока. Ток, разрушающий сверхпроводимость в ЧЭ
(Ikc), зависит от электрич. хар-к контактов и величины магн. потока Ф, пронизывающего контур:
Ikc=2Ic |cos(Ф/Ф0)|,
где Ф0=2•10-7 Гс•см2—квант магн. потока, Ic — ток разрушения сверхпроводимости каждого из
контактов (критический ток) — должен быть мал (Ic~Ф0/L, где L — индуктивность контура). С
изменением потока Ф ток Ikc в контуре испытывает осцилляции (рис. 2). Ток Ikc достигает макс.
значения всякий раз, как только изменяющийся поток Ф оказывается равным целому числу квантов
потока Ф0, т. е. период осцилляции равен кванту магн. потока.
Рис. 2. Запись осцилляции тока, текущего в сверхпроводящем контуре с
двумя параллельными контактами Джозефсона.
Если через ЧЭ протекает пост. ток ~Ikc, то электрич. напряжение на контуре также периодически
зависит от Ф. По числу осцилляции можно определить Ф, а зная площадь S сверхпроводящего
контура, найти напряжённость Н измеряемого магн. поля: Н=Ф/S. Обычно для повышения надёжности работы С. м. в контуре дополнительно возбуждают периодич. магн. поле модуляции.
Возбуждаемое перем. поле имеет амплитуду Ф/2S. При наличии поля модуляции на контуре
появляется перем. напряжение. Во внеш. поле Н частота перем. напряжения совпадает с частотой
модуляции, а амплитуда пропорц. Н.
Рис. 3. Схема сверхпроводящего
магн. поля (градиентометра).
магнитометра
для
измерения
градиента
Измерит. блок С. м. выполняет ф-ции усиления переменной составляющей напряжения на контуре и
выработки сигнала управления обратной связью, так что вся схема работает как нуль-индикатор.
С. м. изготовляют также с источниками (генераторами) перем. тока частотой 107—109 Гц и с одним
контактом Джозефсона в ЧЭ (рис. 3). Ток в ЧЭ возбуждается индуктивно посредством резонансного
контура, настроенного на частоту генератора.
660
Одновременно перем. ток низкой частоты (~103 Гц), протекающий через тот же контур, осуществляет
модуляцию магн. поля в ЧЭ. Вольтамперная хар-ка ЧЭ нелинейна относительно магн. поля, к-рое
пронизывает контур. Амплитуда НЧ-модуляции на частоте тока низкой частоты пропорц. величине
внеш. магн. поля. H ЧЭ внеш. поле подводится трансформатором магн. поля, к-рый состоит из
приёмной петли и катушки, индуктивно связанной с ЧЭ (материалом для обмотки трансформатора
служит сверхпроводящая проволока, передача потока происходит без потерь). В С. м.
рассматриваемого типа трансформатор имеет две входные петли, включённые навстречу друг другу.
При таком включении петель ЧЭ реагирует на градиент поля и явл. градиентометром. Измерит. блок
С. м. осуществляет усиление модулированного ВЧ сигнала и его детектирование. В результате
выделяется сигнал НЧ, амплитуда к-рого пропорц. измеряемому градиенту поля. Очень высокая
чувствительность С. м. позволила осуществить с их помощью ряд тонких экспериментов: уточнить
значения ряда физических констант на основе измерений отношения h/e, освоить измерения малых
электрич. напряжений до значений 10-18 В, зафиксировать магнитокардиограммы и
магнитоэнцефалограммы человека.
• Волков
А. Ф., 3 а в а р и ц к и й Н. В., Надь Ф. Я., Электронные устройства на основе
слабосвязанных сверхпроводников, М., 1978; Слабая сверхпроводимость. Квантовые
интерферометры и их применения, пер. с англ., М., 1980.
Я. В. Заварицкий.
СВЕРХРЕШЁТКИ, многослойные твердотельные структуры, в к-рых на эл-ны помимо периодич.
потенциала крист. решётки действует искусственно создаваемый дополнит. периодич. потенциал с
периодом, значительно превышающим постоянную решётки. Если длина свободного пробега носителей заряда превосходит период С., то возникает модуляция электронного энергетич. спектра,
приводящая к расщеплению разрешённых энергетич. зон на ряд минизон. Вследствие такой
перестройки электронного спектра возникновение С. сопровождается изменением электрич., оптич. и
др. св-в кристалла. В одномерных С. (дополнит. периодичность в одном направлении) внутризонное
оптич. поглощение резко анизотропно для света, поляризованного вдоль оси С., имеются полосы
интенсивного межминизонного поглощения, отсутствующие при иной поляризации. Анизотропия
поглощения и преломления даёт возможность использовать С. в кач-ве фильтров и поляризаторов ИК
излучения. В пост. электрич. поле, параллельном оси С., вольтамперная хар-ка имеет падающие Nобразные участки. Благодаря наличию таких участков С. могут использоваться как усилители и
генераторы эл.-магн. колебаний, частота
к-рых перестраивается в широких пределах изменением пост. электрич. поля. Из-за малой ширины
минизон нелинейные ВЧ явления (нелинейное поглощение, генерация высших гармоник и комбинац.
частот, усиление одной эл.-магн. волны в присутствии другой, самоиндуциров. прозрачность и др.)
проявляются в С. при значительно меньших интенсивностях эл.-магн. волн, нежели в обычных (однородных) кристаллах.
С. могут быть созданы искусственно, напр. в виде периодич. системы гетеропереходов.
Дополнительный периодич. потенциал с периодом, гораздо большим постоянной крист. решётки,
наблюдается также в нек-рых классах в-в — дихалькогенидах переходных металлов типа MoS2,
полупроводниках типа AIIIBVI (напр., GaSe), упорядоченных сплавах благородных металлов с
гранецентрированной кубич. решёткой (напр., Cu—Au), политипных ПП структурах (напр., SiC).
• Голубев Л. В., Леонов В. И., Сверхрешетки, М., 1977; Шик А. Я., Сверхрешетки — периодические
полупроводниковые структуры, в кн.: Физика и техника полупроводников, т. 8, № 10, М., 1974, с.
1841.
Э. М. Эпштейн.
СВЕРХСИЛЬНЫЕ МАГНИТНЫЕ ПОЛЯ, поля с напряжённостью Н0,5~1,0 МЭ (граница
условна). Нижнее значение С. м. п. соответствует макс. значению стационарного поля ~500 кЭ, к-рое
может быть доступно средствам совр. техники, верхнее — полю 1 МЭ, даже кратковрем. воздействие
к-рого приводит к разрушению магн. катушек.
В природе встречаются значительно более сильные поля. Астрофиз. исследования указывают на
существование полей ~106 МЭ у быстровращающихся нейтронных звёзд — пульсаров. Сжатие магн.
потока при гравитационном коллапсе звёзд может привести к возникновению магн. полей до 107 МЭ.
С. м. п. (~105—107 Э) имеются вблизи ядер свободных атомов, на что указывает сверхтонкая
структура энергетических уровней электронов. Магн. поля мегаэрстедного диапазона возникают
при фокусировании мощных лазерных пучков. Напр., если сфокусировать лазерное излучение
мощностью Р=1012 Вт на площади S=10-4 см2, то плотность эл.-магн. энергии P/cS в фокусе
соответствует напряжённости поля H=(8P/cS)1/2, т. е. ~107 Э.
Начало использованию С. м. п. в физ. исследованиях было положено трудами П. Л. Капицы (в 1924—
27 ему удалось получить в импульсном режиме поля до 320 кЭ). По мере совершенствования
техники эксперимента С. м. п. всё шире используются как в фундам. науч. исследованиях, так и в
технологии. В физике тв. тела С. м. п. применяются в исследованиях гальваномагнитных,
термомагнитных, магнитооптич. и резонансных явлений. В магн. полях до 2 МЭ исследовались
спектры поглощения и циклотронный резонанс в полупроводниках, Фарадея эффект в видимой и
ИК областях спектра, зеемановское расщепление спектр. линий, магнетосопротивление тонких
висмутовых проволок и др. В яд. физике и физике элем. ч-ц С. м. п. используют для идентификации
ч-ц (см. Детекторы ядерных излучений), фокусировки и отклонения пучков заряж. ч-ц (см.
Ускорители), для генерации мощного тормозного излучения и т. д. С. м. п. применяют для нагрева и
удержания плазмы в исследованиях по управляемому термоядерному синтезу, а также для
получения низких температур (ниже 10-3 К) методом адиабатич. размагничивания парамагнитных
солей.
Импульсные С. м. п.— источник для получения квазигидростатич. давлений до 1011 Па и высоких
плотностей энергии. Напр., плотность энергии магн. поля ~5—10 МЭ становится больше энергии
связи ч-ц большинства тв. тел, а магн. давление достигает значений, существующих в центре Земли.
Импульсные поля в диапазоне 0,5—0,8 МЭ применяют для обработки металлов давлением, напр. для
магнитоимпульсной сварки металлов. Получение С. м. п. тесно связано с проблемой прочности
материалов. Магн. давление (р~Н2/8) поля напряжённостью 500 кЭ составляет ~109 Па, что
превышает статич. прочностные хар-ки большинства металлов. Высокая плотность энерговыделения
в поверхностном слое материала катушки (соленоида, в к-ром получают С. м. п.) и громадные магн.
давления приводят к сильному перегреву и пластич. течению поверхностного слоя, ударным волнам
и сжатию материала катушки. Всё это ведёт к её разрушению. Поэтому выбор материалов и
конструкции катушек — одна из проблем получения С. м. п. Др. проблема — источники тока большой мощности. Напряжённость поля Н0 в центре катушки с однородным коэфф. заполнения 
связана с мощностью Р, рассеиваемой в катушке, соотношением
где =V1/(V1+V0) (V1 — объём проводящей среды, V0— объём пр-ва в обмотке, незаполненной
проводником), r0— внутр. радиус катушки,  — уд. сопротивление проводника, G — константа,
характеризующая геометрию катушки. Чтобы получить, напр., поле H0=100 кЭ в медной катушке с
r0=2 см при комнатной темп-ре, нужен источник тока мощностью 2 МВт, а для поля .ff0=500 кЭ
потребовалась бы мощность более 50 МВт. Отвод столь большого кол-ва теплоты, выделяю661
щегося в относительно малом объёме проводника, технически труден. Для снятия избыточных
тепловых нагрузок либо охлаждают катушки до криогенных темп-р, либо сокращают длительность
импульса тока, т. е. переходят к импульсным магн. системам. При охлаждении медной обмотки до
темп-ры жидкого азота (77 К) её уд. сопротивление уменьшается в 8 раз, а при охлаждении до темпры жидкого водорода (20 К) — в 1000 раз! Это приводит к резкому снижению тепловыделения в
катушке, а также повышает механич. прочность обмотки. Комбинированные магн. системы, в к-рых
используются криогенные и сверхпроводящие катушки (см. Магнит сверхпроводящий), позволяют
получать рекордные при совр. уровне техники стационарные магн. поля до 500 кЭ. Мощность
источников энергии для получения стационарных и квазистационарных С. м. п., как правило,
составляет 2 —12 МВт.
Поля св. 500 кЭ получают практически только импульсными методами. Причём, чем сильнее поле,
тем короче его длительность (рис. 1). При кратковрем. импульсах существенным становится скинэффект: токи протекают по скин-слою на внутр. поверхности витков, плотность тока повышается. За
короткое время импульса тока теплоотвод из скин-слоя пренебрежимо мал, и процесс нагрева
происходит адиабатически.
Рис. 1. Зависимость напряжённости магн. поля от длительности импульса.
Темп-ра поверхности в этом случае
T=H2/8cVγ 3000H2,
(2)
где су — уд. теплоёмкость, у — плотность материала катушки, а Н выражается в МЭ. Из (2) следует,
что в поле ~1 МЭ поверхностный слой катушки, выполненной даже из тугоплавких металлов,
начинает плавиться.
Для получения полей до ~0,8 МЭ часто используют многовитковые однослойные катушки из
прочного материала с высокой электропроводностью,
напр. из бериллиевой или хромистой бронзы. Амер. физиком Ф. Биттером (1939) была предложена
конструкция катушки, в к-рой металлич. диски с радиальными разрезами и изолирующие прокладки
образуют при сборке двойную спираль (рис. 2). Охлаждающая вода прогонялась через перфорацию в
дисках
Рис. 2. Конструкция катушки Биттера: 1 — охлаждающие отверстия; 2 —
медные пластины: 3 — неизолированная поверхность контакта; 4 — изоляц.
кольца; 5 — сечение катушки.
.
Перспективны катушки с «бессиловой» конфигурацией обмоток, в к-рых векторы плотности тока j и
поля H располагаются не взаимно перпендикулярно, как это имеет место в обычных соленоидах, а
должны быть параллельны. В этом случае пондеромоторные силы F~[j, H], приводящие к механич.
напряжениям в витках, обращаются в нуль (для бесконечных систем). Для реальных (конечных) обмоток можно добиться существенного уменьшения действующих сил в одной части магнита, а др.
его часть будет «удерживать» (обжимать) первую. Такие «бессиловые» конфигурации преобразуют
высокое давление в малой области в низкое давление, распространённое на большую область.
Существуют разл. «бессиловые» конфигурации; простейшая, позволяющая значительно снизить
механич. напряжения, представляет собой обмотку, навитую на цилиндрический каркас под углом
45° к образующей цилиндра.
Одновитковые катушки, разрушающиеся при однократном использовании, явл. наиболее простой
конструкцией для получения импульсных С. м. п. св. 1 МЭ. Они обладают малой собств.
индуктивностью, поэтому для их питания применяют импульсные источники тока большой силы
(батареи конденсаторов, рис. 3). Мощность батарей может превышать 1010 Вт, а генерируемые токи
достигать неск. МА. При получении поля используются механич. и тепловая инерционность
материала катушки, когда токовый слой не успевает существенно увеличить свои размеры до
момента достижения током макс. значения. При разряде конденсаторных батарей с запасённой
энергией 20— 800 кДж получают поля 1—3,5 МЭ в катушках с диаметром и длиной неск. мм. Время
существования такого поля составляет 1—2 мкс.
В существенно больших объёмах С. м. п. можно получать сжатием магн. потока с использованием
взрывчатых в-в (ВВ). Такие устройства наз. взрывомагнитными или магнитокумулятивными (МК-)
генераторами (рис. 4,а). Начальный магн. поток в них создаётся при разряде конденсаторной батареи
через нагрузочную катушку L и проходит через внеш.
Рис. 3. Одновитковый соленоид, включённый в цепь конденсаторной батареи:
С -конденсаторная батарея; Р — разрядник; R — сопротивление контура; L —
внеш. индуктивность контура.
зазор А. При сжатии зазора, вызванного взрывом ВВ, магн. поток вытесняется из зазора в катушку,
увеличивая в ней напряжённость поля. Таким методом получают поля напряжённостью ~2,0 МЭ в
объёмах до 1000 см3 при длительности импульса 1—5 мкс.
Рис. 4. Схематич. изображение методов получения сверхсильных импульсных
магн. полей. а — МК-генератор плоского типа: 1 — ВВ, 2— детонатор, 3—
фронт детонац. волны; б — цилиндрич. МК-генератор: Н0— нач. магн. поле, L
— лайнер; в — сжатие магн. потока лайнером L, ускоряемым электродинамич.
силами.
Рекордные импульсные магн. поля получены в системах, принципиальная схема к-рых дана на рис. 4,
б. Начальный магн. поток создаётся внутри проводящей цилиндрич. оболочки (лайнера) L. Для
создания нач. потока может быть использована либо конденсаторная батарея, либо МК-генератор
типа изображённого на рис. 4, а; затем взрывом ВВ лайнер подвергается быстрому радиальному
сжатию, при этом сжимается за хваченный магн. поток. Этим методом получены импульсные поля
~10 МЭ с хорошим воспроизведением результатов.
Сжатие магн. потока, заключённого внутри цилиндрич. лайнера, может производиться также и
электродина562
мич. силами, когда вместо ВВ используют давление внеш. магн. поля (рис. 4, в). Теоретически этот
способ позволяет получать большие скорости радиального сжатия лайнера и, следовательно,
большие поля, чем при взрыве ВВ. Практически в таких системах получают поля ~2,8—3,1 МЭ.
Измеряют С. м. п. прокалиброванными индукц. датчиками (магн. зондами), а также по величине
Фарадея эффекта и Зеемана эффекта в С. м. п.
• Алексеевский Н. Е., Петр Леонидович Капица, «УФН», 1964, т. 83, в. 4, с. 761; Техника больших
импульсных токов и магнитных полей, М., 1970; К н о п ф е л ь Г., Сверхсильные импульсные магнитные поля, пер. с англ., М., 1972.
В. Ф. Демичев.
СВЕРХТЕКУЧЕСТЬ, состояние квантовой жидкости, при к-ром она протекает через узкие щели и
капилляры без трения.
Сверхтекучесть 4Не. Жидкий гелий 4Не становится сверхтекучим ниже темп-ры T=2,17 К, при давлении насыщенных паров ps=38,8 мм рт. ст. Свехтекучий 4Не наз. Не II (см. Гелий жидкий),
несверхтекучий жидкий 4Не наз. He I. С. Не II была открыта П. Л. Капицей в 1938. В 1972—74 было
установлено, что С. обладает также жидкий 3Не при темп-ре ниже Tс=2,6•10-3 К и давлении 2,58•104
мм рт. ст. (34 атм). Переход жидких 4Не и 3Не в сверхтекучее состояние представляет собой фазовый
переход II рода.
Сверхтекучую жидкость нельзя представлять как жидкость, не обладающую вязкостью, т. к.
эксперименты с крутильными колебаниями диска, погружённого в Не II, показали, что вызываемое
вязкостью затухание колебаний при темп-ре, не слишком далёкой от Т («лямбда-точки»), мало отличается от затухания аналогичных колебаний в Не I.
Теория сверхтекучести Не II была создана Л. Д. Ландау в 1941. Эта теория, получившая название д в
у х ж и д к о с т н о й г и д р о д и н а м и к и, основана на представлении о том, что при низких темпрах св-ва Не II как слабовозбуждённой квант. системы обусловлены наличием в нём элементарных
возбуждений (квазичастиц).
Не II можно представить состоящим из двух взаимопроникающих компонент: нормальной и
сверхтекучей. Норм. компонента при темп-рах, не слишком близких к Т, представляет собой
совокупность квазичастиц двух типов — фононов и ротонов. При T=0 плотность норм. компоненты
n=0, поскольку при этом любая квант. система находится в осн. состоянии и возбуждения
(квазичастицы) в ней отсутствуют. При темп-рах от абс. нуля до 1,7—1,8 К совокупность элем.
возбуждений в Не II можно рассматривать как идеальный газ квазичастиц. С дальнейшим
приближением к Т из-за заметно усиливающегося вз-ствия квазичастиц модель идеального газа для
них становится неприменимой. Вз-ствие квазичастиц между собой и со стенками сосуда
обусловливает вязкость норм. компоненты. Остальная часть Не II — сверхтекучая компонента —
вязкостью не обладает и поэтому свободно протекает через узкие щели и капилляры; её плотность
s=-n, где  — плотность жидкости. При Т=0 s=, с ростом темп-ры концентрация квазичастиц
растёт, поэтому s уменьшается и, наконец, обращается в нуль при Т=Т (С. в -точке исчезает, рис.
1). Согласно теории Ландау, жидкость перестаёт быть сверхтекучей и в случае, когда скорость её
потока превышает критич. значение, при к-ром начинается спонтанное образование ротонов. При
этом
Рис. 1. Диаграмма, иллюстрирующая двухжидкостную модель Не II (n/ —
отношение плотности норм. компоненты к плотности Не II).
сверхтекучая компонента теряет импульс, равный импульсу испускаемых ротонов, и, следовательно,
тормозится. Однако эксперим. значение критич. скорости существенно меньше того, к-рое требуется
по теории Ландау для разрушения С.
С микроскопич. точки зрения появление С. в жидкости, состоящей из атомов с целым спином
(бозонов), напр. атомов 4Не, связано с переходом при T<T значит. числа атомов в состояние с
нулевым импульсом. Это явление наз. Бозе — Эйнштейна конденсацией, а совокупность перешедших в новое состояние атомов — Бозе-конденсатом. Состояние всех ч-ц Бозе-конденсата
описывается одной и той же квантовомеханич. волновой ф-цией (конденсатной ф-цией) =n01/2ei, где
n0 — плотность конденсата,  — фаза волновой ф-ции. Появление нового типа движения в жидкости
— когерентного движения макроскопич. числа ч-ц с одной и той же фазой  приводит к
двухжидкостной гидродинамике Ландау (Н. Н. Боголюбов; 1947, 1963). В случае, если атомы слабо
взаимодействуют между собой, s совпадает с n0. В Не II вз-ствие атомов приводит к тому, что n0
составляет лишь неск. процентов s. Тем не менее скорость движения всей сверхтекучей компоненты
vs связана с  соотношением vs=(ћ/m)∆, где ∆ — градиент функции , m -масса атома 4Не, ћ=h/2.
Это означает, что сверхтекучая компонента движется потенциально (см. Потенциальное течение) и,
следовательно, не испытывает сопротивления со стороны обтекаемых ею предметов и стенок канала
или сосуда.
Конденсатная ф-ция  должна быть непрерывной, поэтому её фаза  при обходе по замкнутому
контуру может меняться лишь на 2N, где N — целое число. Это означает, что циркуляция скорости
сверхтекучей компоненты по любому замкнутому контуру может принимать только дискретные
значения N•hlm. Поэтому сверхтекучая компонента — это не просто идеальная жидкость с потенц.
течением, она обладает особыми макроскопич. квантовыми св-вами. Во-первых, при течении
сверхтекучей компоненты по каналу, замкнутому в кольцо, циркуляция скорости vs вдоль канала
квантуется с квантом циркуляции h/m. Под влиянием внеш. воздействия скорость течения не может
уменьшаться непрерывно, а только скачком. В процессе скачкообразного перехода от течения с N
квантами циркуляции к течению с N-1 квантами требуется разрушить сверхтекучее состояние (обратить s в нуль) в нек-рой области и, следовательно, преодолеть большой потенц. барьер. Поэтому
течение в замкнутом канале чрезвычайно устойчиво. Во-вторых, в сверхтекучей компоненте могут
существовать т. н. квантованные вихри (Л. Онсагер, 1948; Р. Фейнман, 1955, США) с циркуляцией
вокруг оси вихря, принимающей дискретные значения. В отличие от вихрей в обычной жидкости (см.
Вихревое движение), эти вихри устойчивы и не исчезают под влиянием вязкости норм. компоненты.
На оси этих вихрей , а вместе с ней и s обращаются в нуль. Квантованные вихри осуществляют взствие между сверхтекучей и норм. компонентами сверхтекучей жидкости. Их рождение приводит
хотя и к слабому, но конечному затуханию потока сверхтекучей жидкости в замкнутом канале. При
нек-рой скорости движения сверхтекучей компоненты относительно норм. компоненты или стенок
сосуда квантованные вихри образуются столь интенсивно, что сверхтекучая компонента начинает
испытывать трение со стороны норм. компоненты или стенок сосуда. В рамках этой теории С.
пропадает при скоростях, существенно меньших скоростей по теории Ландау и более близких к
реальным значениям критич. скорости. Квантованные вихри наблюдаются экспериментально при
вращении сосуда с Не II. При достаточно большой угл. скорости  вращения сосуда они образуют
вихревую систему со ср. скоростью ,vs, совпадающей со скоростью твердотельного вращения [, r].
Кроме того, в экспериментах с ионами, инжектируемыми в Не II, обнаружены квантованные вихри,
имеющие форму кольца.
Сверхтекучесть 3Не. Атомы 3Не обладают полуцелым спином, т. е. они— фермионы, а 3Не — фермижидкость. Если между фермионами имеются си663
лы притяжения, приводящие к образованию попарно связанных фермионов, т. н. куперовских пар
(см. Купера эффект), то такие пары обладают целочисленным спином. По этому признаку они —
бозоны и могут образовывать Бозе-конденсат. Силы вз-ствия между ч-цами в 3Не таковы, что лишь
при темп-рах порядка неск. мК в 3Не создаются условия для образования куперовских пар и
возникновения С. Открытию С. у 3Не способствовало освоение эфф. методов получения низких темпр — Померанчука эффекта и магнитного охлаждения. С их помощью удалось выяснить
характерные особенности диаграммы состояния 3Не при сверхнизких темп-рах (рис. 2).
Рис. 2. Диаграмма состояния
магн. поле.
3Не
при низких темп-рах, р — давление, Н —
В отличие от 4Не (см. рис. 1 в ст. Гелий жидкий), на диаграмме состояния 3Не обнаружены две
сверхтекучие фазы (А и В). Переход норм. ферми-жидкости в любую из этих фаз представляет собой
фазовый переход II рода. Переход из сверхтекучей фазы А в сверхтекучую фазу В относится к
фазовым переходам I рода. В магн. поле линия перехода из несверхтекучей фазы в фазу А
расщепляется на две линии, каждая из к-рых явл. линией перехода 2-го рода. В области между
линиями возникает ещё одна фаза (A1). Во всех трёх фазах образовавшиеся куперовские пары
обладают спином s=1 и орбитальным квант. числом L=1. Фазы различаются по структуре волновой
ф-ции куперовской пары, к-рая определяет как сверхтекучие, так и магн. св-ва фазы. В фазе В у
куперовских пар в среднем нет выделенных направлений спина и орбит. момента импульса. По
сверхтекучим св-вам B-фаза эквив. Не II, а по магн. св-вам напоминает изотропный
антиферромагнетик. В фазе А куперовская пара имеет ср. направление l орбит. момента импульса,
к-рое в равновесии одинаково для всех пар в жидкости, поскольку эти пары образуют Бозеконденсат. В случае, если l не меняется в пр-ве (напр., фиксируется границей сосуда или внеш.
полями), сверхтекучие св-ва фазы А отличаются от св-в Не II лишь тем, что фаза А анизотропна с
осью анизотропии вдоль l и коэфф., входящие в ур-ния двухжидкостной гидродинамики Ландау, в т.
ч. плотности норм. и сверхтекучей компонент, явл. тензорами. В общем случае, когда l может
меняться в пр-ве, осн. отличие фазы А от Не II заключается в том, что скорость сверхтекучей
компоненты vs не явл. потенциальной. Циркуляция vs по замкнутому контуру зависит от изменения в
пр-ве вектора l. Это приводит к тому, что торможение потока сверхтекучей компоненты может
осуществляться не только за счёт образования квантованных вихрей, как в Не II, но и непрерывно,
путём осцилляции вектора l в канале. На поверхности канала, где вектор l фиксирован, торможение
осуществляется посредством движения точечных дефектов — буджумов. При вращении сосуда
может возникать как система квантованных вихрей, так и периодич. структура с непрерывным
распределением l и vs. По магн. св-вам фаза А напоминает одноосный антиферромагнетик. Кроме
того, поскольку орбит. момент куперовских пар частично передаётся эл-нам атомов 3Не, фаза А
обладает также слабым (10-11 магнетонов Бора на атом) спонтанным магн. моментом, направленным
по l, и явл. пока единственным известным жидким ферромагнетиком.
Эффекты, сопутствующие сверхтекучести. В сверхтекучей жидкости, кроме обычного (первого)
звука (колебаний плотности), может распространяться т. н. второй звук, представляющий собой звук
в газе квазичастиц (колебания плотности квазичастиц, следовательно, и темп-ры). Возможны и иные
виды колебаний: капиллярные волны, звук. колебания сверхтекучей части жидкости в узких
капиллярах (т. н. четвёртый звук) и др. Сверхтекучая жидкость обладает аномально высокой
теплопроводностью, причиной к-рой явл. конвекция — теплота переносится макроскопич движением
газа квазичастиц. При нагревании Не II в одном из сообщающихся (через капилляр) сосудов между
сосудами возникает разность давлений (термомеханический эффект). Этот эффект объясняется тем,
что в сосуде с большей темп-рой повышена концентрация квазичастиц. Из-за того, что узкий
капилляр не пропускает вязкого потока норм. компоненты, возникает избыточное давление газа
квазичастиц, подобное осмотическому давлению в р-ре. Существует и обратный эффект (т. н.
механокалорический эффект): при быстром вытекании Не II из сосуда через капилляр темп-ра
внутри сосуда повышается (в нём увеличивается концентрация квазичастиц), а вытекающий гелий
охлаждается. Интересными св-вами обладает сверхтекучая
плёнка гелия, образующаяся на твёрдой стенке сосуда. Так, напр., она может выравнивать уровни Не
II в сосудах, имеющих общую стенку.
• Капица П. Л., Эксперимент, теория, практика, 2 изд., М., 1977; Квантовые жидкости и кристаллы.
Сб. ст., пер. с англ., М., 1979; Паттерман С., Гидродинамика сверхтекучей жидкости, пер. с англ., М.,
1978; Халатников И. М., Теория сверхтекучести, М., 1971; Мендельсон К., На пути к абсолютному
нулю, пер. с англ., М., 1971; Quantum liquids, ed. by 3. Ruvalds and T. Regge, Amst,—N.Y.— Oxf., 1978.
Г. Е. Воловик.
СВЕРХТОНКАЯ СТРУКТУРА (сверхтонкое расщепление уровней энергии),
расщепление уровней энергии атома на близко расположенные подуровни, вызванное вз-ствием магн.
момента ядра с магн. полем атомных эл-нов. Энергия ξ этого вз-ствия зависит от возможных
взаимных ориентации спина ядра и электронных спинов. Число этих ориентации определяет число
компонент С. с. Уровни энергии могут также расщепляться и смещаться в результате вз-ствия
квадрупольных моментов ядер с электрич. полем эл-нов.
Расстояние между подуровнями С. с. ~ в 1000 раз меньше, чем между уровнями тонкой структуры, т.
к. ξξ~ в 1000 раз меньше энергии спин-орбитального взаимодействия, вызывающего тонкое
расщепление. Вследствие С. с. уровней в спектре атома вместо одной спектральной линии появляется
группа близко расположенных линий — С. с. спектр. линии.
С. с. спектр. линии может усложняться также вследствие отличия частот спектр. линий изотопов хим.
элемента — изотопич. смещения. При этом происходит наложение спектр. линий разл. изотопов, из
смеси к-рых состоит элемент. Изотопич. смещение для тяжёлых элементов того же порядка, что и ξ.
С. с. может наблюдаться также в спектрах молекул и кристаллов.
СВЕТ, 1) в узком смысле — то же, что и видимое излучение, т. е. эл.-магн. волны в интервале частот,
воспринимаемых человеческим глазом (7,5X1014—4,0•1014 Гц), что соответствует длинам волн в
вакууме от ~400 до ~760 нм. С. очень высокой интенсивности глаз воспринимает в несколько более
широком диапазоне. Световые волны разл. частот воспринимаются человеком как разл. цвета
(подробнее см. в ст. Колориметрия).
2) С. в широком смысле — синоним оптического излучения, включающего, кроме видимого,
излучение УФ и ИК областей спектра.
А. П. Гагарин.
СВЕТИМОСТЬ в точке поверхности. одна из световых величин, отношение светового потока,
исходящего от элемента поверхности, к площади этого элемента. Единица С. (СИ) — люмен с
квадратного метра (лм/м2). Аналогичная величина в системе энергетич. величин наз. энергетической
С. (и злучательностью) и измеряется В Вт/М2.
Д. Н. Лазарев.
664
СВЕТОВАЯ ОТДАЧА. 1) С. о. атома, одно из пондеромоторных действий света, заключающееся в
том, что атом, испускающий фотон, приобретает импульс отдачи, направленный в сторону,
противоположную вылету фотона. При спонтанном испускании разные атомы ансамбля получают
импульсы отдачи в разл. произвольных направлениях; при вынужденном испускании — в одном
определ. направлении. См. Световое давление.
2) С. о. источника света, отношение излучаемого источником светового потока к потребляемой им
мощности. Измеряется в люменах на Ватт (лм/Вт).. Служит хар-кой экономичности источников; С. о.
совр. ламп накаливания общего назначения 8—20 лм/Вт, люминесцентных ламп — до 90 лм/Вт,
металлогалогенных и натриевых — до 130 лм/Вт. См. также Световая эффективность, Источники
оптического излучения.
Д. Н. Лазарев.
СВЕТОВАЯ ЭНЕРГИЯ, одна из осн. световых величин, равная произведению светового потока на
длительность освещения. Единица С. э.— люмен-секунда (лм•с). См. также Спектральная световая
эффективность излучения. В системе энергетич. величин аналогичная величина — энергия излучения (лучистая энергия), единица
измерения — Дж.
Д. Н. Лазарев.
СВЕТОВАЯ ЭФФЕКТИВНОСТЬ излучения, отношение светового потока к соответствующему
потоку излучения. Единица С. э.—лм•Вт-1. См. также Спектральная световая эффективность.
Д. Н. Лазарев.
СВЕТОВОД (светопровод, волновод оптический), закрытое устройство для направленной передачи
(канализации) света. В открытом пр-ве его передача возможна только в пределах прямой видимости
и связана с потерями, обусловленными нач. расходимостью излучения, поглощением и рассеянием в
атмосфере. Переход к С. позволяет значительно уменьшить потери световой энергии при её передаче
на большие расстояния, а также передавать световую энергию по криволинейным трассам.
Одним из типов С. явл. л и н з о в ы й в о л н о в о д — система заключённых в трубу и
расположенных на определ. расстояниях (обычно через 50—100 м) стеклянных линз, к-рые служат
для периодич. коррекции волн. фронта светового пучка. В кач-ве корректоров могут также применяться газовые линзы или зеркала определённой формы.
Наиболее перспективный тип С.— гибкий волоконный С. с низкими оптич. потерями, позволяющий
передавать свет на большие расстояния. Он представляет собой тонкую нить из оптически
прозрачного материала, сердцевина к-рой радиуса а1 имеет показатель преломления n1, а внеш.
оболочка с радиусом а2 имеет показатель преломления n2<n1 (рис. 1).
Поэтому лучи, распространяющиеся под достаточно малыми углами к оси С., испытывают полное
внутреннее отражение на поверхности раздела сердцевины и оболочки и распространяются только
по сердцевине. В зависимости от назначения С. его диаметр 2a1 составляет от неск, мкм до неск.
сотен мкм, а 2а2— от неск. десятков до неск. тысяч мкм. Величины 2а1 и n1 -n2 определяют число
типов волн (мод), к-рые могут распространяться по С. при заданной длине волны света.
Рис.
1. Поперечное
сечение волоконного
световода.
Выбирая 2a1 и n1-n2 достаточно малыми, можно добиться, чтобы С. работал в одномодовом режиме.
Волоконные С. находят широкое применение в системах оптической связи, в вычислит. технике, в
датчиках разл. физ. полей и т. д.
Важнейшими хар-ками С., предназначенных для подобных применений, являются оптич. потери,
обусловленные поглощением и рассеянием света в С., и информац. полоса пропускания. В 70-х гг. 20
в. созданы волоконные С. с малыми потерями: затухание сигнала ~1 дБ/км в ближней ИК области
спектра. Типичный спектр оптич. потерь в таких С. представлен на рис. 2. Материалом для этих С.
Рис. 2. Спектр оптич. потерь в стеклянном волоконном световоде.
служит кварцевое стекло; различия показателей преломления сердцевины и оболочки достигают
легированием стекла (напр., бором, германием, фосфором). Минимально возможные потери в таких
С. составляют ~0,2 дБ/км на волне 1,55 мкм. Полоса пропускания типичных многомодовых
волоконных С. со ступенчатым профилем показателя преломления составляет величину 20—30
МГц•км, с градиентным профилем — 400—600 МГц•км. Наиболее широкополосны одномодовые С.
в области длин волн 1,26—1,32 мкм, где материальная дисперсия кварцевых стёкол ближе к 0;
полоса пропускания составляет —1011 Гц•км.
Волоконные С. с самыми низкими потерями изготавливают методом хим. осаждения из газовой
фазы. В кач-ве исходных соединений используются хлориды кремния, германия и др. Получаемая
этим методом заготовка диаметром 10—20 мм и длиной 200— 400 мм перетягивается в волоконный
С. диаметром 125—150 мкм с одноврем. покрытием его защитно-упрочняющей полимерной
оболочкой.
Разработаны волоконные С. более сложной конструкции, напр. многослойные С. и С. с
эллиптической сердцевиной. Одномодовые С. последнего типа перспективны для применений, где
требуется сохранение поляризации распространяющегося света. Перспективными явл. волоконные С.
для среднего ИК диапазона длин волн (2—11 мкм), в к-рый попадают длины волн генерации химических, СО и СО2-лазеров. Имеются материалы, такие, как халькогенидные стёкла, флюоридные
стёкла, щёлочно-галоидные кристаллы, в к-рых оптич. потери могут составлять величину ~10-1—10-3
дБ/км в указанном диапазоне.
Для целей интегральной оптики разработаны тонкоплёночные и диффузные диэлектрич. волноводы
— С., представляющие собой тонкую (порядка длины световой волны) однородную плёнку,
нанесённую на однородную подложку. Необходимое условие волноводного режима, т. е.
существования поверхностных световых волн, заключается в том, что показатель преломления
плёнки больше показателей преломления подложки и среды над волноводом. Световая волна в таком
С. распространяется в процессе многократных полных отражений от её стенок. Диэлектрич. С.
изготавливают методом катодного распыления стекла или др. материала (ZnS, CdS, ZnSe) на
кварцевой подложке, методом эпитаксиального наращивания из жидкой или газообразной фазы,
методом ионной имплантации (подложка бомбардируется ионами Li, T1 или протонами).
• Маркузе Д., Оптические волноводы, пер. с англ., М., 1974; Основы волоконно-оптической связи,
под ред. М. Бар-носки, пер. с англ., М., 1980; Д и а н о в Е. М., Волоконные световоды для
оптической связи. Справочник по лазерам, т. 2, М., 1978; Девятых Г. Г., Дианов Е. М., Волоконные
световоды с малыми оптическими потерями, «Вестник АН СССР», 1981, №10, с. 54.
Е. М. Дианов.
СВЕТОВОЕ ДАВЛЕНИЕ (давление света), давление, производимое светом на отражающие и
поглощающие тела, ч-цы, а также отд. молекулы и атомы, частный случай пондеромоторного действия света.
Гипотеза о С. д. впервые была высказана нем. учёным И. Кеплером (1619) для объяснения
отклонения хвостов комет, пролетающих вблизи Солнца. В 1873 англ. физик Дж. К. Максвелл,
исходя из эл.-магн. теории, предсказал величину С. д., к-рая оказалась исключительно малой даже
665
для самых сильных источников света (Солнце, электрич. дуга). В земных условиях С. д. маскируется
побочными явлениями (конвекционными токами, радиометрич. силами; см. Радиометрический
эффект), к-рые могут превышать величину С. д. в тысячи раз. Поэтому измерить величину С. д.
было чрезвычайно трудно. Впервые экспериментально измерить С. д. удалось П. Н. Лебедеву в 1899,
Осн. частью прибора Лебедева служили плоские лёгкие крылышки (диаметром 5 мм) из разл.
металлов и слюды, к-рые подвешивались на тон-
Рис. 1. Схема опыта Лебедева: В — источник света (угольная дуга); С —
конденсатор; D — металлич. диафрагма; К — линза; W — светофильтр; S1—S6 —
зеркала; L1 и L2 — линзы; R — изображение диафрагмы D на крылышках (на
рис. крылышки не показаны) внутри стеклянного баллона G; P1 и Р2 —
стеклянные пластинки; Т — термобатарея; R, — изображение диафрагмы D на
поверхности термобатареи.
кой стеклянной нити и помещались внутри стеклянного вакуумиров. сосуда G (рис. 1). На крылышки
с помощью спец. оптич. системы и зеркал направлялся свет от сильной электрич. дуги В.
Перемещение зеркал S1, S4 давало возможность изменять направление падения света на крылышки.
Устройство прибора и методика измерения позволили свести до минимума мешающие радиометрич.
силы и обнаружить С. д. на отражающие или поглощающие крылышки, к-рые под его воздействием
отклонялись и закручивали нить. В 1907—10 Лебедев исследовал С. д. на газы, что было ещё
труднее, т. к. оно в сотни раз меньше С. д. на тв. тела.
Результаты экспериментов Лебедева и более поздних исследований полностью согласовывались с
величиной С. д., рассчитанной Максвеллом, что явилось ещё одним подтверждением эл.-магн.
теории света.
Согласно этой теории, давление, к-рое оказывает на поверхность тела плоская эл.-магн. волна,
падающая
перпендикулярно к поверхности, равно плотности и эл.-магн. энергии около поверхности. Эта
энергия складывается из энергии падающих и энергии отражённых от тела волн. Если мощность эл.магн, волны, падающей на 1 см2 поверхности тела, равна Q эрг/см2•с, а коэфф. отражения R, то
вблизи поверхности плотность энергии u=Q(1+R)/c. Этой величине и равно С. д. на поверхности
тела: p=Q(1+R)/c (эрг/см3 или Дж/м3). Напр., мощность солнечного излучения, приходящего на
Землю, равна 1,4•106 эрг/см2•с или 1,4•103 Вт/м2; следовательно, для абсолютно поглощающей
поверхности р=4,3•10-5 дин/см=4,3•10-6 Н/м2. Общее давление солнечного излучения на Землю равно
6•1013 дин (6•108 Н), что в 1013 раз меньше силы притяжения Солнца.
Существование С. д. показывает, что поток излучения обладает не только энергией (следовательно, и
массой), но и импульсом. С точки зрения квант. теории, С. д.— результат передачи телам импульса
фотонов в процессах поглощения или отражения света. Квант. теория даёт для С. д. те же формулы.
С. д. играет важную роль в двух противоположных по масштабам областях явлений — астрономич. и
атомных. В астрофизике С. д. наряду с давлением газов обеспечивает стабильность звёзд,
противодействуя силам гравитац. сжатия. С. д. существенно для динамики околозвёздного и межзвёздного газа: так, напр., высокоскоростное (2•108 см/с) испускание газа горячими звёздами
объясняется превышением С. д. над гравитац. притяжением. К эффектам С. д. в ат. области близко
явление передачи высокоэнергичными фотонами (γ-квантами) части своего импульса эл-нам, на крых они рассеиваются (см. Комптона эффект), или ядрам атомов кристалла в процессах излучения
и поглощения (см. Мёссбауэра эффект).
Возможности использовать С. д. в решении целого ряда практич. земных задач появились после
создания лазеров. Лазерный луч, обладающий высокой монохроматичностью и пространств.
когерентностью, можно фокусировать в пятно с радиусом, близким к теор. пределу,— порядка
длины волны. При этом в результате концентрации световой энергии возникает сила С. д.,
достаточная для удержания маленьких ч-ц (0,1 —100 мкм) в воздухе или иной среде
(о п т и ч е с к а я л е в и т а ц и я) и даже их перемещения. Т. к. ч-цы одного и того же в-ва, но
разных размеров будут испытывать разл. С. д. и поэтому двигаться с разл. скоростями, их можно
разделять по размерам. Возможно также разделение ч-ц с разл. (относительно среды) показателями
преломления. На рис. 2 изображены две сферы с разными показателями преломления, находящиеся
на краю пучка, имеющего гауссовское распределение интенсивности. Лучи а и b, расположенные
симметрично относительно центра сферы, проходя через неё, искривляются т. о., что возникают две
силы С. д. Fa и Fb, направленные вдоль изменения импульса лучей. Т. к. луч о расположен ближе к
центру сечения пучка, то Fa>Fb и существует результирующая поперечная компонента, направленная
к центру пучка, если показатель преломления сферы больше показателя преломления среды (рис. 2,
вверху), и от центра — в обратном случае (рис. 2, внизу). Такой способ разделения может оказаться
очень удобным для разделения биол. объектов (вирусы, макромолекулы, клетки), находящихся в
жидкости (при предотвращении чрезмерного нагрева).
Рис. 2. Схема действия лазерного пучка на ч-цы с разными показателями
преломления. На верхнем рис. ч-ца втягивается лазерным лучом на нижнем —
выталкивается.
Двумя встречными лазерными пучками можно создать т. н. «оптич. ловушку», в к-рой ч-цы в
воздухе, имеющие высокий показатель преломления, находятся в устойчивом равновесии, т. к. любое
смещение приводило бы к появлению возвращающей оптич. силы (оптич. левитация). Будучи
захваченной, ч-ца остаётся в воздухе, пока на неё сфокусирован свет. Движением линзы можно очень
точно перемещать фокус луча и тем самым положение ч-цы. Точная микроманипуляция с ч-цами
очень ценна, напр., в проблеме термоядерных исследований: с помощью лазера можно вводить и
поддерживать на весу маленькую ч-цу, играющую роль мишени для мощного импульсного лазера.
Возможным использованием С. д. в высоком вакууме явл. ускорение микрочастиц в-ва до больших
скоростей. Ограничением предельно достижимых скоростей явл. плавление и испарение ч-цы. Если
считать плавление предельным случаем, то при известных показателе преломления и коэфф.
поглощения можно найти предельно допустимую мощность луча и рассчитать предельную скорость.
Для ч-ц диаметром 0,5 мкм, имеющих коэфф. поглощения 3•10-5 см-1, конечная скорость может быть
3•108 см/с. Если такую ч-цу направить на мишень или др. ч-цу таких же размеров и скорости, то была
бы получена мощ666
ность ~1011 Вт в течение 10-13 с. Ч-ца испарилась бы и образовала высокотемпературную плазму, в крой возможны термоядерные реакции. Поэтому эта методика может представлять интерес в
термоядерных исследованиях, однако здесь имеются техн. трудности, связанные с подавлением
нелинейного поглощения, и др.
Сила С. д. на отд. атомы невелика, но вследствие малости массы атома, эффект механич. воздействия
света может быть значительным. Особенно велико такое воздействие, если частота лазерного
излучения равна частоте ат. перехода (оптич. резонанс). Поглощая фотон, атом получает импульс в
направлении лазерного пучка и переходит в возбуждённое состояние, в к-ром находится конечное
время. При спонтанном испускании фотона атом приобретает импульс (световая отдача) в
произвольном направлении. При последующих поглощениях и спонтанных испусканиях фотонов
произвольно направленные импульсы световой отдачи взаимно гасятся, и в конечном итоге
резонансный атом получает импульс, направленный вдоль светового луча — резонансное световое
давление. С увеличением мощности оптич. излучения резонансное С. д. насыщается, что связано с
конечным временем жизни возбуждённого состояния. Если ср. время жизни ~10-8 с, то атом в
среднем может рассеять не более 108 фотонов в 1 с. В действительности из-за наличия вынужденного
излучения в возбуждённом состоянии атом может рассеять лишь половину этого кол-ва. Однако при
насыщении резонансное С. д. может создавать ускорение атомов до 105 g (где g — ускорение
свободного падения).
Одним из возможных применений резонансного С. д. явл. разделение газов: при облучении
двухкамерного сосуда, наполненного смесью двух газов, один из к-рых находится в резонансе с
излучением, резонансные атомы под действием С. д. перейдут в дальнюю камеру 7 (рис. 3). При
Рис. 3. Схема разделения газов при помощи резонансного светового
давления.
помощи резонансного С. д. можно даже получить разделение изотопов за счёт сдвига резонансной
частоты у изотопов. С помощью резонансного С. д. можно селектировать атомы с определённой
скоростью из многоскоростного ат. пучка.
• Лебедев П. Н., Избр. соч., М.— Л., 1949; Э ш к и н А., Давление лазерного излучения, «УФН», 1973,
т. 110, в. 1; К а з а н ц е в А. П., Резонансное световое давление, «УФН», 1978, т. 124, в. 1.
СВЕТОВОЕ ПОЛЕ, поле светового вектора, пространств. распределение световых потоков.
Теория С. п.— раздел теор. фотометрии. Осн. хар-ки С. п.— световой вектор, определяющий
величину и направление переноса лучистой энергии, и скалярная величина — ср. сферич.
освещённость, определяющая объёмную плотность световой энергии в исследуемой точке поля.
Распределение освещённости находят, применяя общие методы расчёта пространств. распределения
светового потока. В теории С. п. используют понятие о световых линиях, аналогичное понятию
силовых линий в классич. теории эл.-магн. поля. С. п. исследуют методами фотометрии; при этом не
учитывают квант. природу света, принимая, что распределение энергии в С. п. непрерывно во
времени и пространстве.
Л. Н. Капорский.
СВЕТОВОЙ ВЕКТОР, вектор плотности светового потока, определяет величину и направление
переноса световой энергии. Абс. величина С. в.— отношение переносимой через площадку AS,
перпендикулярную направлению переноса, в ед. времени световой энергии к величине этой площадки. Понятие «С. в.» используется гл. обр. в теор. фотометрии для количеств. описания световых
полей и явл. фотометрич. аналогом Пойнтинга вектора. Так, напр., дивергенция С. в. определяет
объёмную плотность поглощения или испускания света в данной точке светового поля. Проекция С.
в. на любое направление, проходящее через точку, равна разности освещённостей двух сторон малой
площадки, помещённой в этой точке перпендикулярно данному направлению. Размер и положение С.
в. не зависят от системы координат.
Иногда С. в. наз. вектор Е напряжённости электрического поля эл.-магн. волны. Это связано с тем,
что именно действие электрического поля на вещество приводит к поглощению, излучению,
поляризации и др. оптическим явлениям.
Л. Н. Капорский.
СВЕТОВОЙ ГОД, внесистемная единица длины, применяемая в астрономии; 1 С. г. равен
расстоянию, проходимому светом за 1 год. 1 С. г.= 0,3068 парсек=9,4605•1015 м.
СВЕТОВОЙ КОНУС, понятие используемое при описании геом. св-в четырёхмерного
пространства-времени в частной (специальной) и общей теории относительности. С. к.,
соответствующим данной точке пространства-времени, наз. трёхмерное подпространство в этом
четырёхмерном пр-ве, образованное совокупностью мировых линий свободно распространяющихся
световых сигналов (или любых ч-ц с нулевой массой покоя), проходящих через эту точку (вершину
конуса). Т. о., каждой точке четырёхмерного пространства-времени соответствует свой С. к.
В случае, если справедлива частная теория относительности, геометрия пространства-времени явл.
псевдоевклидовой, наз. г е о м е т р и е й М и н к о в с к о г о, в к-рой все точки пространствавремени равноправны. Поэтому достаточно рассмотреть С. к. с вершиной в начале координат О: х=0,
y=0, z=0, t=0 (где х, у, z — пространств. координаты, t — время). Ур-ние поверхности С. к. с
вершиной в О имеет вид: c2t2-х2-y2-z2=0; оно инвариантно относительно Лоренца преобразований.
Точки (события) с x2+y2+z2c2t2 и t>0, t<0 образуют
верхнюю и нижнюю полости С. к., соответственно — области I, II; события с x2+y2+z2>c2t2 образуют
область III вне С. к. Пересечение С. к. с плоскостью y=0, z=0 изображено на рис. Поверхность С. к.
пересекает эту плоскость по прямым x=±ct. События А, лежащие в области 1, образуют т. н. абс.
будущее по отношению к событию О; событие О может оказать непосредств. воздействие на любое
событие А, т. к. они могут быть связаны с О сигналами или вз-ствиями. События в области II
образуют абс. прошедшее для события О; любое событие В может влиять на событие О, сигналы из В
могут достичь О. События в области III не могут быть связаны с О никаким вз-ствием, т. к. никакие
ч-цы и сигналы не распространяются быстрее света. Т. о., поверхность С. к. отделяет события, к-рые
могут находиться в причинной связи с О, от событий для к-рых это невозможно,— с этим связано
фундам. значение понятия «С. к.». Наблюдатель, находящийся в О, может знать только о событиях в
области II и воздействовать только на события в области I.
При наличии полей тяготения мировые линии, образующие поверхность С. к., уже не явл. прямыми;
св-ва С. к. вблизи вершины такие же. как в частной теории относительности, но в целом они могут
отличаться.
И. Ю. Кобзарее.
СВЕТОВОЙ ПОТОК, световая величина, оценивающая поток излучения, т. е. мощность оптич.
излучения, по вызываемому им световому ощущению, точнее, по его действию на се667
лективный приемник света, спектр. чувствительность к-рого определяется ф-цией относит.
спектральной светоsoй эффективности излучения V (К) ( — длина волны света в вакууме). Ед. С.
п.— люмен. С. п. Фv связан с потоком излучения Фе соотношением
где К m — максимальное значение спектральной световой эффективности, равное 683 лм/Вт (при
длине волны 555 нм).
Д. Н. Лазарев.
СВЕТОВОЙ ПРОБОЙ (оптический пробой, оптический разряд, лазерная искра), переход
вещества в результате интенсивной ионизации в состояние плазмы под действием эл.-магн. полей
оптич. частот. Впервые С. п. наблюдался в 1963 при фокусировке в воздухе излучения мощного
импульсного лазера на кристалле рубина, работающего в режиме модулированной добротности. При
С. п. в фокусе линзы возникает искра, эффект воспринимается наблюдателем как яркая вспышка,
сопровождаемая сильным звуком. Для пробоя газов на оптич. частотах требуются огромные
электрич. поля порядка 106—107 В/см, что соответствует интенсивности светового потока в луче
лазера ~109—1011 Вт/см2 (для сравнения, СВЧ-пробой атм. воздуха происходит при напряжённости
поля ~104 В/см). Возможны два механизма С. п. газа под действием интенсивного светового излучения. Первый из них не отличается по своей природе от пробоя газов в полях не очень больших частот
(сюда относится и СВЧ-диапазон). Первые затравочные эл-ны, появившиеся по тем или иным
причинам в поле, сначала набирают энергию, поглощая фотоны при столкновениях с атомами газа,—
этот процесс явл. обратным по отношению к тормозному испусканию квантов при рассеянии эл-нов
нейтр. возбуждёнными атомами. Накопив энергию, достаточную для ионизации, эл-н ионизует атом,
и вместо одного появляются два медленных эл-на, процесс повторяется. Так развивается лавина (см.
также Лавинный разряд). В сильных полях такой процесс осуществляется достаточно быстро и в газе
вспыхивает пробой. Второй механизм возникновения С. п., характерный именно для оптич. частот,
имеет чисто квантовую природу. Эл-ны могут отрываться от атомов в результате многоквантового
фотоэффекта, т. е. при одновременном поглощении сразу неск. фотонов. Одно-квантовый
фотоэффект в случае частот видимого диапазона невозможен, т. к. потенциалы ионизации атомов в
несколько раз превышают энергию кванта. Так, напр., энергия фотона рубинового лазера равна 1,78
эВ, а
ионизационный потенциал аргона равен 15,8 эВ, т. е. для отрыва эл-на требуется 9 фотонов. Обычно
многофотонные процессы маловероятны, но скорость их резко повышается при увеличении
плотности числа фотонов, а при тех высоких интенсивностях, при к-рых наблюдают С. п.,
вероятность их достигает значительной величины. В плотных газах, при давлениях порядка
атмосферного и выше, всегда происходит лавинная ионизация, многофотонные процессы явл. здесь
лишь причиной появления первых эл-нов. В разреженных же газах и в полях пикосекундных
импульсов, когда эл-ны вылетают из области действия поля, не успев испытать много столкновений,
лавина не развивается и С. п. возможен только за счёт непосредственного вырывания эл-нов из
атомов под действием света. Это возможно только при очень сильных световых полях >107 В/см. При
высоких давлениях С. п. наблюдается в гораздо более слабых полях. Весь механизм С. п. сложен и
многообразен.
ОСНОВНЫЕ СВЕТОВЫЕ ВЕЛИЧИНЫ
С. п. наблюдается и в конденсированных средах при распространении в них мощного лазерного
излучения и может явиться причиной разрушения материалов и оптич. деталей лазерных устройств.
О возможных применениях плазмы, возникающей при С. п., см. в ст. Лазерная плазма.
• Райзер Ю.П., Лазерная искра и распространение разрядов, М., 1974; Барынин В. А., Хохлов Р. В., К
вопросу о механизме светового пробоя в газе, «ЖЭТФ», 1966, т. 50, в. 2.
СВЕТОВОЙ ПУЧОК, совокупность световых лучей, испускаемых элементом поверхности
источника dS в пределах малого телесного угла d. Если яркость поверхности источника равна I, а
ось пучка и нормаль к dS совпадают, то поток энергии, переносимой С. п., равен dФ=IdSd.
СВЕТОВЫЕ ВЕЛИЧИНЫ, система редуцированных фотометрических величин, характеризующих
свет в процессах его испускания, распространения и преобразования (отражение, пропускание и пр.).
С. в. определяют по отношению к т. н. ср. человеческому светоадаптированному глазу (см.
Адаптация глаза). Относительной спектр. чувствительностью этого условного приёмника света
считают ф-цию относит. спектральной световой эффективности, нормализованную в результате
эксперим. статистич. исследований (в них усреднение произведено как по большой совокупности
глаз отдельных людей с нормальным
зрением, так и по реакциям глаз одного и того же человека в разл. моменты времени). В табл.
приведены осн. С. в. и единицы С. в. в Международной системе единиц (СИ). Их определения см.
также в отд. статьях (Световой поток, Люмен и др.).
Д. Н. Лазарев.
СВЕТОВЫЕ ЕДИНИЦЫ, единицы световых величин: силы света, освещённости, яркости,
светового потока и т. д. Ед. силы света наз. кандела (кд, ранее свеча); она воспроизводится по
световым эталонам и входит в качестве осн. единицы в Междунар. систему единиц (СИ). С. е. в этой
668
системе приведены в табл. к ст. Световые величины. Употребляются также др. единицы
освещённости и яркости: 1 фот=104 люксов; 1 люмен на кв. фут (лм/фут2 или 1 фут-свеча) =10,764
люкса; 1 стильб=104 кд/м2; 1 ламберт=104/ кд/м2; 1 фут-ламберт=3,426 кд/м2.
Д. Н. Лазарев.
СВЕТОВЫЕ ИЗМЕРЕНИЯ, количественные определения величин, характеризующих оптическое
излучение, оптич. св-ва материалов (прозрачность, отражат. способность) и пр. С. и. производятся
приборами, в состав к-рых входят приёмники света. В простейших случаях в диапазоне видимого
света приёмником, с помощью к-рого оцениваются световые величины, служит человеческий глаз.
Подробно о С. и. см. в ст. Фотометрия.
СВЕТОВЫЕ ЭТАЛОНЫ, меры, воспроизводящие с наивысшей достижимой точностью единицы
световых величин для их хранения и передачи; обеспечивают единство световых измерений. В
качестве С. э. в разное время применялись: пламя свечи или лампы с заданными хар-ками (размеры
пламени, топливо и пр.); 1 см2 поверхности платины при темп-ре затвердевания; электрич. лампы
накаливания. Различают первичный и вторичные С. э. Первичный С. э. единицы силы света —
канделы, был осуществлён в 8 национальных лабораториях в виде т. н. полного излучателя,
обладающего свойствами абсолютно чёрного тела, при темп-ре затвердевания платины. Его яркость
6•105 кд/м2, междунар. согласованность ок. 0,6% при внутрилабораторной погрешности ±0,2%. Этот
С. э. действовал по междунар. соглашению с 1948 по 1979. В 1979 междунар. решением принято
новое определение канделы, устанавливающее её связь с ваттом монохроматического излучения вне
зависимости от способа воспроизведения. Вторичные С. э. для единиц силы света и освещённости и
для единицы светового потока представляют собой группы светоизмерит. ламп накаливания разл.
устройства и разной цветовой темп-ры.
В. Е. Карташевская.
СВЕТОДАЛЬНОМЕР (дальномер оптический), прибор для измерения расстояний по времени
прохождения оптическим излучением (светом) измеряемого расстояния. С. содержит источник оптич.
излучения, устройство управления его параметрами, передающую и приёмную системы,
фотоприёмное устройство и устройство измерения временных интервалов. С. делятся на импульсные
и фазовые в зависимости от методов определения времени прохождения излучением расстояния от
объекта и обратно (см. Светодальнометрия).
В импульсном С. источником излучения чаще всего является лазер, излучение к-рого формируется в
виде коротких импульсов. Для измерения медленно меняющихся расстоянии используют одиночные
импульсы, при быстро изменяющихся расстояниях применяется импульсный режим излучения.
Твердотельные лазеры допускают частоту следования импульсов излучения до 50—100 Гц, полупроводниковые — до 104—105 Гц. Формирование коротких импульсов излучения в твердотельных
лазерах осуществляется механич., электрооптич. или акустооптич. затворами или их комбинациями
(см. Оптический затвор). Инжекционные лазеры управляются током инжекции.
В фазовых С. в качестве источников света применяются накальные или газосветные лампы,
светодиоды и почти все виды лазеров. С. со светодиодами обеспечивают дальность действия до 2—5
км, с газовыми лазерами при работе с оптич. отражателями на объекте — до 100 км, а при
диффузном отражении от объектов — до 0,8 км; аналогично, С. с полупроводниковыми лазерами
обеспечивает дальность действия 15 и 0,3 км. В фазовых С. излучение модулируется
интерференционными, акустооптич. и злектрооптич. модуляторами (см. Модуляция света). В СВЧ
фазовых С. преим. применяются электрооптич. модуляторы на резонаторных и волноводных СВЧ
структурах.
В импульсных С. обычно в качестве фотоприёмного устройства применяются фотодиоды, в фазовых
С. фотоприём осуществляется на фотоэлектронные умножители. Чувствительность фотоприёмного
тракта С. может быть увеличена на неск. порядков применением оптич. гетеродинирования.
Дальность действия такого С. ограничивается длиной когерентности (см. Когерентность) передающего лазера, при этом возможна регистрация перемещений и колебаний объектов до 0,2 км.
Измерение временных интервалов чаще всего осуществляется счётно-импульсным методом.
Ю. В. Попов.
СВЕТОДАЛЬНОМЕТРИЯ, измерение расстояний по времени распространения оптического
излучения (света) от точки, в к-рой расположен источник излучения, до объекта, отражающего или
рассеивающего это излучение. При этом измеряемое расстояние D =(v/2), где v — скорость
распространения света в среде, а  — время прохождения им двойного измеряемого расстояния.
Величина  может измеряться и м п у л ь с н ы м или ф а з о в ы м методом. В первом случае
излучение посылается короткими импульсами и измеряется интервал между фронтами или
энергетич. максимумами излучённого и отражённого импульсов. Во втором случае непрерывное
излучение модулируется с высокой частотой f и значение  определяется по запаздыванию фазы
принимаемого отражённого излучения  по отношению к фазе
испускаемого: D=(v/4f). При этом однозначный результат получается лишь при измерении
расстояний, дающих сдвиг фазы <2. Для однозначного определения больших расстояний
измерения производятся последовательно на неск. разл. частотах модуляции.
Существенным для С. явл. значение скорости распространения оптич. излучения вдоль измеряемого
расстояния, определяемой показателем преломления. Последний изменяется с темп-рой (ок. 10-6 на 1
К), давлением и влажностью и зависит от длины волны излучения. Определить его ср. значение в
момент измерения позволяет последоват. измерение расстояния на неск. длинах волн излучения (т. н.
р е ф р а к т о м е т р и ч е с к а я С.).
Идея С. была высказана А. Майкельсоном (США), первый светодальномер был реализован А. А.
Лебедевым в 1936, большое развитие С. получила после разработки лазеров. Импульсная лазерная С.
обеспечивает при длительности импульсов излучения 20—100 нс ошибку измерения 5—10 м.
Применение систем с накоплением сигнала даёт ошибку менее 1 м. При энергии излучения в
импульсе ок. 0,3 Дж достигается дальность действия по протяжённым объектам до 20 км.
Лазерная импульсная С. применяется для измерения высоты облаков, для измерения высот полёта
летательных аппаратов при аэрофотосъёмке, для точного определения орбиты ИСЗ, снабжённого
уголковым отражателем, что важно для геодезич. целей, и т. д.
Фазовая С. находит применение в основном в топографо-геодезич. работах, инженерных изысканиях,
машиностроении, гляциологии, гидротехнике (СВЧ светодальномеры, позволяющие при частоте
модуляции выше 108 Гц снизить инструментальную ошибку до 0,2—0,5 мм).
Дифференцирование данных о расстоянии до объекта как в фазовой, так и в импульсной С. позволяет
получить значение радиальной скорости его перемещения (светодальномерные системы стыковки в
космосе). Определяя пространств. распределение расстояний до отражающих поверхностей,
получают данные о профиле этих поверхностей (светодальномерная профилометрия). Последняя
используется для определения профиля антенн радиотелескопов, корпусов судов, при изучении
подвижек льда и т. д. Светодальномерный профилометр применим для автономного ориентирования
планетоходов.
• В а ф и а д и В. Г., П о п о в Ю. В., Скорость света и ее значение в науке и технике, Минск, 1970;
Прилепин М. Т., Голубев А. Н., Оптические квантовые генераторы в геодезических измерениях, М.,
1972.
Ю. В. Попов.
669
СВЕТОДИОД (светоизлучающий диод), полупроводниковый прибор, преобразующий электрич.
энергию в энергию оптич. излучения на основе явления инжекционной электролюминесценции,
происходящей в ПП кристалле с электронно-дырочным переходом или гетеропереходом либо
контактом металл — полупроводник. В С. при протекании в нём пост. или перем. тока в область
полупроводника, прилегающую к такому переходу (контакту), инжектируются избыточные носители
тока — эл-ны и дырки; их рекомбинация сопровождается оптич. излучением. С. испускают некогерентное излучение с узким спектром. Длина волны излучения зависит от ПП материала и его
легирования. Яркость излучения большинства С. находится на уровне 103—105 кд/м2. Кпд С.
видимого излучения составляет от 0,01% до неск. процентов. В С. ИК излучения с целью понижения
потерь на полное внутр.. отражение и поглощение в теле кристалла для последнего выбирают
полусферич. форму, а для улучшения хар-к направленности излучения С. помещают в параболич.
или конич. отражатель. Кпд С. с полусферич. формой кристалла достигает 40 %.
Пром-сть выпускает дискретные и интегральные (многоэлемеитные) С. Дискретные С. видимого
излучения используют в качестве сигнальных индикаторов; интегральные С.— цифро-знаковые индикаторы, многоцветные панели -применяют в разл. системах отображения информации. С. ИК
излучения находят применение в устройствах оптической локации, оптической связи, в с
ветодальномерах и т. д. В ряде областей применения С. конкурирует с родственным ему прибором
— инжекционным лазером (см. Полупроводниковый лазер), к-рый в отличие от С. генерирует
когерентное излучение.
• Б е р г А., Д и н П.,
Светодиоды, пер. с англ., М., 1979.
П. Г. Елисеев.
СВЕТОЛОКАЦИЯ, см. Оптическая локация.
СВЕТОПРОВОД, то же, что световод.
СВЕТОСИЛА, величина, позволяющая сравнивать освещённости в плоскостях изображений разл.
оптич. систем. Без учёта потерь световой энергии на поглощение и отражение в оптич. системе т. н.
геометрическая С. есть квадрат относительного отверстия системы, т. е. (D/f)2, где D -диаметр
входного зрачка системы (см. Диафрагма в оптике), f — её фокусное расстояние. Умножение геом.
С. на коэфф, , характеризующий потери, даёт физическую (или эффективную) С. Её повышают,
уменьшая потери света с помощью просветления оптики. В плоскости изображения
осесимметричной оптич.
системы освещённость Е есть отношение светового потока, прошедшего систему, к площади
изображения и выражается формулой: Е=Bsin2u', где В — яркость объекта, u' — угловая апертура
пространства изображении. Для достаточно (практически бесконечно) удалённых объектов плоскость их изображений совпадает с фокальной плоскостью (см. Фокус в оптике). В этом случае
si'=D/2f, и для расчёта освещённости и, следовательно, С. получают соотношение
Е=(/4)B(D/f)2.
Л. Н. Капорский.
СВЕТОФИЛЬТР, устройство, меняющее спектральный состав и энергию падающего на него
оптического излучения. Осн. хар-ка С.— спектральная зависимость его пропускания коэффициента 
(или оптич. плотности D =-Ig) от частоты (длины волны ) излучения. Селективные С.
предназначены для отрезания (поглощения) или выделения к.-л. участка спектра. В сочетании с
приёмниками оптического излучения эти С. изменяют спектральную чувствительность
приёмников. Нейтральные С. равномерно ослабляют поток излучения в определённой области спектра. Действие С. может быть основано на любом оптич. явлении, обладающем спектральной
избирательностью,— на поглощении света (абсорбционные С.), интерференции света
(интерференционные С.), отражении света (отражательные С.), дисперсии света (дисперсионные
С.) и пр.
Наиболее распространены стеклянные абсорбционные С., к-рые отличаются постоянством
спектральных хар-к, устойчивостью к воздействию света и темп-ры, высокой оптич. однородностью.
Пром-стью выпускается более 100 марок цветных стёкол для С. На рис. 1 приведены спектральные
кривые пропускания нек-рых из них. Используя одно, два, а иногда и три стекла и меняя их толщину,
можно получать С. с разнообразными спектральными св-вами. Абсорбционные С. из окрашенной
желатины и др. органич. материалов применяются реже вследствие низких механич. прочности и
термич. устойчивости, а также довольно быстрого выцветания. Положит. качества таких С.— большое разнообразие спектральных хар-к и простота изготовления. Жидкостные абсорбционные С. используют сравнительно редко. К их достоинствам относится возможность изготовления в
лабораторных условиях и плавное изменение хар-к С. при изменении концентраций компонентов
раствора. В нек-рых случаях, напр. для выделения УФ области спектра, применяют газовые абсорбционные С. Полупроводниковые С. иногда используют в ИФ области спектра, где они обладают
резкими границами пропускания.
Рис. 1. Спектральные кривые пропускания нек-рых стеклянных абсорбционных
светофильтров толщиной 3 мм.
Отражающие селективные и нейтральные С. изготовляют нанесением металлич. плёнок на
кварцевую или стеклянную подложку. Селективные отражающие С. с разл. кривыми отражения
получают также, комбинируя слои разной толщины в многослойных диэлектрич. зеркалах (см.
Оптика тонких слоев).
Интерференционные С. (рис. 2) состоят из двух полупрозрачных зеркал (напр., слоев серебра) и
помещённого между ними слоя диэлектрика оптич. толщины /2, , 3/2 ( — длина волны в
максимуме пропускания). В проходящем свете
Рис. 2. Схема интерференционного светофильтра.
интерферируют лучи, непосредственно прошедшие через С. и отражённые чётное число раз от
полупрозрачных слоев, в отражённом свете интерферируют лучи, отражённые 1, 3, 5 и более раз. В
результате в проходящем свете остаются лучи с длиной волны, равной удвоенной толщине слоя диэлектрика, а в отражённом свете эти лучи отсутствуют. Кривые пропускания таких С. показаны на
рис. 3. Интерференционные С. выделяют узкие области спектра (до 1,5—2 нм) с меньшими потерями
света, чем абсорбционные. Их недостаток — наличие значительного фона вне полое пропускания и
зависимость положения этих полос от угла падения лучей света. Интерференционно670
Рис. 3. Кривые пропускания интерференционных светофильтров: R — коэфф.
отражения серебряных слоев.
поляризационные С., в к-рых используется явление интерференции поляризованных лучей, могут
выделять сверхузкие спектральные области (до 10-2 нм) при полном отсутствии фона. Однако такие
С. применяют редко (гл. обр. в астрофиз. исследованиях), т. к. они представляют собой сложные
оптич. системы, очень чувствительные к темп-ре и другим внеш. влияниям.
В дисперсионных С. максимум пропускания (минимум отражения) приходится на ту длину волны 0,
для к-рой равны преломления показатели n1 и n2 двух сред. Чем больше спектральное удаление от 0,
тем больше отличаются n1 от n2 и тем меньше пропускание (см. Френеля формулы). Выделение
спектрального интервала более эффективно, если в-во с n2 (погружённое в среду с n1) размельчить.
Обычно дисперсионные С. изготовляют из порошков бесцветных стёкол, залитых органич. жидкостями. Изменяя n1, изменяют 0. То же происходит при изменении темп-ры. Высокая
температурная чувствительность приводит к необходимости термостатирования дисперсионных С.,
что ограничивает их использование.
С. служат для выделения или устранения определённой спектральной области в науч. исследованиях,
в фотометрии, спектрофотометрии, колориметрии; сочетаются почти со всеми оптич. приборами и
спектральными приборами. В фотографич. и кинематографич. практике их применяют для
уменьшения рассеяния дымкой, улучшения цветопередачи и передачи светотени, съёмки в ИК лучах.
В светотехнике они употребляются для сигнализации, цветного освещения и т. п. С. необходимы для
предотвращения нежелательного нагреват. действия ИК излучения, фотохим. и иных действий УФ
излучения.
• Зайдель А. Н.,
Островская Г. В., Островский Ю. И., Техника и практика спектроскопии, М.,
1972; Каталог цветного стекла, М., 1967; Оптические материалы для инфракрасной техники, М.,
1965; Крылова Т.Н., Альбом спектральных кривых коэффициента отражения тонких непоглощающих
слоев на поверхности стекла, Л., 1956.
Т. И. Вейнберг.
СВЕЧА, старое название ед. силы света СИ, совр. название кандела.
СВИСТКИ, газоструйные излучатели, преобразующие кинетич. энергию струи в энергию акустич.
колебаний. В отличие от сирен, в С. нет движущихся деталей, поэтому они более
просты по конструкции и удобны в эксплуатации. По типу рабочего тела и среды, для к-рой они
предназначены, С. подразделяются на газовые и жидкостные.
Наиболее распространены три типа газовых С. — вихревые, Гальтона свистки и неск.
разновидностей «губных» С. (напр., свисток Левавассёра). Вихревой С. представляет собой цилиндрич. камеру 2 (рис. 1), в к-рую газ подаётся через тангенциально расположенную трубку 1.
Образовавшийся в камере вихревой поток поступает в находящуюся на оси выходную трубку 3
меньшего диаметра, где интенсивность вихря резко возрастает и благодаря этому давление в его ядре
становится значительно ниже атмосферного; перепад давлений периодически выравнивается в
результате
Рис.
1.
Схема вихревого свистка.
Рис. 2. Схема губного свистка.
проскока газа из атмосферы в выходную трубку и нарушения структуры вихря. Мощность вихревых
С. в УЗ диапазоне (до 30 кГц) обычно неск. Вт. Вихревые С. используются в газовых горелках для
распыления топлива в форсунках или для обработки суспензий. Жидкостные вихревые С.,
выполненные по принципу газовых, применяются для получения эмульсий.
Губной С. (рис. 2) состоит из щелевого сопла 1 и резонансной камеры 2 (чаще всего цилиндрич.
типа). Воздух, подаваемый в сопло, разбивается острым краем 3 резонатора на два потока: один
выходит в окружающую среду, другой попадает в камеру, повышая в ней давление. Через определённые промежутки времени, зависящие от размеров камеры, второй поток прерывает осн.
струю, вследствие чего возникают периодич. сжатия и разрежения воздуха, распространяющиеся в
виде акустич. волн. Обычно губные С. работают при давлениях воздуха, не превышающих 0,4 кг/см2,
с акустич. мощностью порядка 1 Вт. Существуют конструкции, позволяющие получить мощность до
неск. кВт.
Из жидкостных С. наибольшее распространение получили пластинчатый и стержневой типы
(подробнее см. Гидродинамический излучатель).
• Бергман Л., Ультразвук и его применение в науке и технике, пер. с нем., 2 изд., М., 1957;
Ультразвук, М., 1979 (Маленькая энциклопедия).
Ю. Я. Борисов.
СВИСТЯЩИЕ АТМОСФЕРИКИ, импульсные сигналы, генерируемые в земной атмосфере при
разряде молний. С. а. имеют широкий частотный спектр с максимумом в области частот ~1—10
кГц. Генерируемые у поверхности Земли радиоволны такой частоты распространяются вдоль силовых линий магн. поля Земли, проникают через ионосферу и достигают снова поверхности Земли в
магнитосопряжённой точке. Скорость распространения радиоволн при этом пропорц.  (см.
Дисперсия волн). Поэтому широкополосный приёмник, находящийся на большом расстоянии от
источника сигналов, фиксирует сначала высокочастотные компоненты спектра сигнала, затем —
более низкие. Наблюдатель воспринимает эти сигналы на слух как характерные «свисты» с
постепенно понижающейся частотой.
СВОБОДНАЯ ЭНЕРГИЯ, одно из названий изохорно-изотермического термодинамич. потенциала
или Гельмеольца энергии. С. э. (А или F) определяется как разность между внутренней энергией
термодинамич. системы (U) и произведением её энтропии (S) на темп-ру (Т): F=U-TS. Величину TS,
вычитаемую при нахождении С. э. из значения внутр. энергии, иногда наз. связанной энергией.
СВОБОДНАЯ ЭНТАЛЬПИЯ, см. Гиббса энергия.
СВОБОДНЫЕ КОЛЕБАНИЯ (собственные колебания), колебания в механич., электрич. или к.-л.
др. системе, совершающиеся при отсутствии внеш. воздействия за счёт первоначально внесённой
энергии (потенциальной или кинетической, напр. в механич. системах через нач. смещения или нач.
скорости). В реальных системах вследствие рассеяния энергии С. к. всегда затухающие. В линейных
системах С. к. представляют собой суперпозицию нормальных колебаний. Подробнее см. Колебания.
СВЯЗАННОЕ СОСТОЯНИЕ, состояние системы ч-ц, при к-ром их относит. движение происходит
в ограниченной области пр-ва (явл. финитным) в течение длит. времени по сравнению с
характерными для данной системы периодами. Природа изобилует С. с.: от звёздных скоплений и
макроскопич. тел до микрообъектов — молекул, атомов, ат. ядер. Многие т. н. элем. ч-цы (адроны),
по-видимому, являются С. с. более фундам. ч-ц материи — кварков.
Для образования С. с. необходимо наличие сил притяжения, по крайней мере между частью ч-ц
системы на нек-рых расстояниях между ними. Для стабильных С. с. масса системы меньше суммы
масс составляющих её ч-ц; разность m между ними определяет энергию связи системы: ξсв=mc2.
В класс и ческой механике С. с. описываются финитными ре671
шениями ур-ний движения системы, когда траектории всех её ч-ц сосредоточены в ограниченной
области пр-ва. Пример — задача Кеплера о движении ч-цы (или планеты) в поле тяготения. В
классич. механике система из двух притягивающихся ч-ц всегда может образовать С. с. Если область
расстояний, на к-рых ч-цы
Пример зависимости потенц. энергии U от расстояния r между ч-цами,
иллюстрирующий существование областей стабильных и квазистабильных
связанных состояний.
Стабильные связанные состояния лежат в области энергий ξ<0 (меньших
значения V при г); им соответствуют дискр. уровни энергии. При ξ>0
стабильных связанных состояний не существует, однако в области 0<ξ<Uб,
где Uб—высота потенц. барьера, при нек-рых значениях ξ могут существовать
квазистабильные связанные состояния, время жизни к-рых определяется
вероятностью туннельного перехода через потенц. барьер и может быть
(особенно для ч-ц большой массы) весьма велико. Для макроскопич. тел
(движение к-рых описывается законами классич. механики) стабильные
связанные состояния могут иметь любую энергию в области U0<ξ<Uб.
притягиваются, отделена энергетич. потенциальным барьером от области, в к-рой они отталкиваются
(рис.), то ч-цы также могут образовывать стабильные С. с.
В квантовой механике, в отличие от классической, для образования С. с. ч-ц необходимо, чтобы
потенц. энергия притяжения и радиус действия сил были достаточно велики (см. Потенциальная яма,
Нулевая энергия). Кроме того, в потенц. яме типа изображённой на рис. из-за возможности вылета чц из области притяжения вследствие туннельного эффекта не образуется стабильных С. с., если
энергия ч-цы больше потенц. энергии на бесконечности. Однако если вероятность туннельного
перехода мала (в классич. пределе она равна нулю), то ч-ца в такой потенц. яме может находиться
достаточно длит. время (по сравнению с периодами движения в яме). Поэтому наряду со
стабильными С. с. существуют нестабильные (мета- или квазистабильные) С. с., к-рые с течением
времени распадаются. Напр., нестабильными С.с. по отношению к -распаду или (и) делению явл.
ядра нек-рых тяжёлых элементов.
В крайне релятив. случае, когда энергия связи системы сравнима с энергией покоя её ч-ц, решение
проблемы С. с. требует привлечения квант. теории поля (КТП). Точного решения такой задачи в
совр. КТП не существует; нек-рые из развиваемых приближённых методов позволяют одинаковым
образом рассматривать как стабильные, так и нестабильные адроны, включая резонансы.
В. Я. Файнберг.
СВЯЗАННЫЕ КОЛЕБАНИЯ, свободные колебания связанных систем, состоящих из
взаимодействующих одиночных (парциальных) колебат. систем. С. к. имеют сложный вид вследствие того, что колебания в одной парциальной системе влияют через связь (в общем случае
диссипативную и нелинейную) на колебания в другой. В линейных системах С. к. могут быть
представлены в виде суперпозиции нормальных колебаний, число к-рых равно числу парциальных
систем, но частоты не совпадают с собственными частотами уединённых парциальных систем. С. к.,
являющиеся суперпозицией двух или неск. нормальных колебаний с близкими частотами,
воспринимаются как биения.
• Горелик Г. ,С., Колебания и волны, 2 изд., М., 1959; Крауфорд Ф., Волны, пер. с англ.,М., 1974
(Берклеевский курс физики, т. 3).
СВЯЗАННЫЕ СИСТЕМЫ колебательные, колебат. системы с двумя и более степенями свободы,
рассматриваемые как совокупность систем с одной степенью свободы каждая (парциальных систем),
взаимодействующих между собой. Пример С. с.— два или неск. колебательных контуров (рис.), у крых колебания в одном контуре из-за наличия связи вызывают колебания в других. В С. с.
происходит переход энергии из одного контура в другой.
б
Схемы простейших колебат. систем: а — индуктивная связь; б — ёмкостная связь; С — ёмкости; L
— индуктивности.
Наличие связи изменяет характер резонансных явлений в С. с. по сравнению с одиночным контуром.
В С. с. резонанс наступает всякий раз, когда частота внеш. воздействия совпадает с одной из частот
собственных колебаний всей системы, отличающихся от парциальных частот отдельных контуров.
Напр., в С. с., состоящей из двух контуров, резонанс наступает на двух разл. частотах.
СВЯЗИ МЕХАНИЧЕСКИЕ, ограничения, налагаемые на положение или движения механич.
системы. Обычно С. м. осуществляются с помощью к.-н. тел. Примеры таких С. м.— поверхность, по
к-рой скользит или катится тело; нить, на к-рой подвешен груз; шарниры, соединяющие звенья
механизмов, и т. п. Если положения точек механич. системы по отношению к данной системе отсчёта
определять их декартовыми координатами хk,yk, zk (k=1, 2, . . ., n, где n — число точек системы), то
ограничения, налагаемые С. м., могут быть выражены в виде равенств (или неравенств),
связывающих координаты xk, yk, zk, их первые производные по времени
x.k,y.k,z.k (т. e. скорости точек системы) и время t.
С. м., налагающие ограничения только на положения (координаты) точек системы и выражающиеся
ур-ниями вида
f(...,xk, yk, zk, t)=0, (1)
наз. геометрическими. Если же С. м. налагают ограничения ещё и на скорости точек системы, то они
наз. кинематическими, а их ур-ния имеют вид:
Когда ур-ние (2) может быть проинтегрировано по времени, соответствующая кинематич. связь наз.
интегрируемой и эквивалентна геом. связи. Геом. и интегрируемые кинематич. связи носят общее
назв. г о л о н о м н ы х С. м. (см. Голономные системы). Кинематич. неинтегрируемые С. м. наз. н е г
о л о н о м н ы м и (см. Нееолономные системы).
С. м., не изменяющиеся со временем, наз. стационарными (их ур-ния не содержат явно время t), а С.
м., изменяющиеся со временем, наз. нестационарными. Наконец, С. м., при к-рых каждому
возможному перемещению точек системы соответствует перемещение прямо противоположное по
направлению, наз. удерживающими [их ур-ния выражаются равенствами вида (1), (2)], а С. м., не
удовлетворяющие этому условию (напр., гибкая нить, допускающая перемещение вдоль нити только
в одном направлении), наз. неудерживающими и их ур-ния выражаются неравенством вида f(. . ., xk,
yk, zk, . . .)0.
Методы решения задач механики существенно зависят от характера С. м., налагаемых на систему.
Эффект действия С. м. можно учитывать введением соответствующих сил, наз. реакциями связей;
при этом для определения реакций (или для их исключения) к ур-ниям равновесия или движения
системы должны присоединяться ур-ния связей вида (1) или (2). С. м., для к-рых сумма
элементарных работ всех реакций на любом возможном перемещении системы равна нулю, наз.
идеальными (напр., лишённая трения поверхность или гибкая нить). Для механич. систем с
идеальными С. м. можно сразу получить ур-ния равновесия или движения, не содержащие реакций
связей, используя возможных перемещений принцип, Д'Аламбера — Лагранжа принцип или
Лагранжа уравнения.
• См. лит. при ст. Механика и Динамика.
С. М. Тарг.
СГС СИСТЕМА ЕДИНИЦ, система единиц физ. величин с 3 осн. единицами: длины — сантиметр,
массы — грамм, времени — секунда; принята 1-м Междунар. конгрессом электриков (Париж, 1881) в
качестве системы единиц, охватывающей механику и
672
электродинамику. Для электродинамики первоначально были приняты две СГС с. е.: эл.-магн.
(СГСМ) и электростатическая (СГСЭ). В основу построения этих систем был положен Кулона закон
вз-ствия электрич. зарядов (СГСЭ) и магн. зарядов (СГСМ). В СГСМ с. е. магн. проницаемость
вакуума (магнитная постоянная) 0=1, а электрич. проницаемость вакуума (электрическая
постоянная) 0=1/с2 с2/см2, где с — скорость света. Единицей СГСМ магнитного потока явл.
максвелл (Мкс, Мх), магнитной индукции — гаусс (Гс, Gs), напряжённости магн. поля — эрстед (Э,
Ое), магнитодвижущей силы — гильберт (Гб, Gb). Электрич. единицам в этой системе собств.
наименований не присвоено. В СГСЭ с. е. 0=1, 0=l/c2 с2/см2. Электрич. единицы СГСЭ собств.
наименований не имеют; размер их, как правило, неудобен для измерений; применяют их гл. обр. в
теор. работах.
Со 2-й пол. 20 в. наибольшее распространение получила т. н. симметричная СГС с. е. (её наз. также
смешанной или системой единиц Гаусса). В симметричной СГС с. е. 0=1 и 0=1. Магн. единицы этой
системы равны единицам СГСМ, а электрические — единицам системы СГСЭ.
На основе СГС с. е. были созданы также система тепловых единиц СГС °С (см — г — с — °С),
световых единиц СГСЛ (см — г — с — люмен) и единиц радиоактивности и ионизующих излучений
СГСР (см — г — с — рентген). Применение СГС с. е. допускается в теор. работах по физике и
астрономии.
Соотношения важнейших единиц трёх указанных выше систем СГС и соответственных единиц
СИ приведены в таблице.
• Сена Л. А., Единицы физических величин и их размерности, 2 изд., М., 1977.
СДВИГ, простейшая деформация тела, вызываемая касат. напряжениями . С. явл. мерой искажения
углов элементарных параллелепипедов (рис.),
на к-рые можно разбить однородное тв. тело, — прямоугольный параллелепипед abcd превращается
в косоугольный abc1d1. Перемещение d1d наз. абсолютным С. грани dc относительно грани ad; угол 
наз.
углом С., а tg — относительным С. Ввиду малости  можно считать tg=. Если по граням параллелепипеда действуют только касат. напряжения т, С. наз. чистым. В пределах упругости для
изотропного материала относит. С. связан с Гука законом: =С, где G — модуль С. для данного
материала (см. Модули упругости). На практике С. часто сопутствует растяжению и сжатию, когда
одновременно с нормальными возникают и касат. напряжения.
СДВИГ УРОВНЕЙ, небольшое отклонение тонкой структуры уровней энергии атома водорода и
водородоподобных атомов от предсказаний релятив. квант. механики, основанных на Дирака
уравнении. Согласно точному решению этого ур-ния, ат. уровни энергии двукратно вырождены:
энергии состояний с одинаковым гл. квант. числом n=1, 2, 3, ... и одинаковым числом полного
момента j=1/2, 3/2 ... должны совпадать независимо от двух возможных значений орбит. квант. числа
l=j±1/2. Однако в 1947 амер. учёные У. Лэмб
и Р. Ризерфорд методом радиоспектроскопии измерили расщепление вырожденных уровней 2S1/2
(n=2, l=0, f =1/2) и 2P1/2 (n=2, l=1, j=1/2) в атоме водорода — т. н. л э м б о в с к и й сдвиг. Эксперим.
значение этой величины (в ед. частоты =ξ/h) ξL= 1057,86(2) МГц. Теоретически лэмбовский
сдвиг объяснён и вычислен в рамках квант. электродинамики. Осн. вклад дают два радиац. эффекта
(радиационные поправки): 1) испускание и поглощение связ. эл-ном виртуальных фотонов (см. Виртуальные частицы), что приводит к изменению эфф. массы эл-на и возникновению у него
аномального магн. момента; 2) возможность виртуального рождения и аннигиляции в вакууме
электрон-позитронных пар (поляризация вакуума), что искажает кулоновский потенциал ядра на
расстояниях порядка комптоноеской длины волны эл-на (~10-11 см). Найден также вклад эффектов
движения и структуры ядра атома водорода (протона). Совр. теор. значение лэмбовского сдвига в
атоме водорода ξтеорL=1057,87(2) МГц полностью согласуется с экспериментальным, что блестяще
подтверждает осн. положения квант. электродинамики. Хорошо согласуются измеренные и
вычисленные сдвиги др. уровней, а также в др. водородоподобных атомах (D, Не+ и т. п.).
Р. Н. Фаустов.
СДВИГА МОДУЛЬ, см. Модули упругости.
СДВИГОВЫЕ ВОЛНЫ, поперечные упругие волны, распространяющиеся в тв. телах. Смещения ч-ц
в С. в. перпендикулярны направлению распространения волны, а деформации явл. деформациями
сдвига. Фазовая скорость С. в. ct=G/, где G -модуль сдвига материала,  — его плотность. В
анизотропных тв. телах (кристаллах) С. в. могут распространяться только в определённых направлениях, причём их фазовая скорость зависит от направления. При произвольном направлении
распространения волны в кристалле движение ч-ц в ней усложняется и она превращается в
квазипоперечную волну. На гиперзвуковых частотах >109 Гц С. в. могут существовать и в жидкости
за счёт наличия у неё в этом частотном диапазоне модуля сдвига.
• См. лит. при ст. Упругие волны.
Н. А. Викторов.
СЕГНЕТОВА СОЛЬ, двойная натриево-калиевая соль винной кислоты NaKC4H4O6•4H2O. Названа в
честь открывшего её франц. аптекаря Э. Сеньета (Е. Seignette). Бесцветные кристаллы, растворимые в
воде. Плотность 1,776 г/см3, tпл=55,6°С, мол. м. 282,12. От назв. «С. с.» происходит термин
сегнетоэлектрики. Точечная группа симметрии в неполярной фазе 222. В интервале темп-р 18°—
24°С обладает сегнетоэластич. св-вами точечная группа симметрии 2 (см. Сегнетоэластик). Обладает оптической активностью, применяется как пьезоэлектрич. материал
673
в электромеханич. преобразователях. Применение ограничено из-за высокой гигроскопичности и
хрупкости.
СЕГНЕТОПОЛУПРОВОДНИКИ, полупроводники, обладающие св-вами сегнетозлектриков.
Типичные С.: SbSI, BaTiO3. Сегнетоэлектрич. и полупроводниковые св-ва у С. взаимно связаны: при
изменении концентрации носителей заряда (освещением, нагреванием или легированием)
наблюдается изменение сегнетоэлектрич. свойств (напр., изменение доменной структуры, сдвиг
точки Кюри и др.). В частности, в С. наблюдается быстрое изменение оптич. хар-к при освещении,
напр. двойного лучепреломления (фоторефрактивный эффект), остающееся и после прекращения освещения. В С. (напр., в LiNbO3) обнаружено появление электрич. тока при освещении (без поля).
• Фридкин В. М., Сегнетоэлектрики — полупроводники, М., 1976; его же, Фотосегнетоэлектрики, М.,
1979.
Б. Б. Сандомирский.
СЕГНЕТОЭЛАСТИК, диэлектрич. монокристалл, отдельные области к-рого (сегнетоэластические
домены) отличаются разл. спонтанной деформацией крист. решётки относительно нек-рой исходной.
Спонтанная деформация возникает при понижении темп-ры в результате фазового перехода из
исходной (параэластической) фазы в менее симметричную сегнетоэластич. фазу, а разбиение
кристалла на домены при этом соответствует минимуму упругой энергии кристалла. В отличие от
линейно-упругих материалов (см. Гука закон, Упругость) зависимость деформации и С. от
приложенного механич. напряжения  имеет вид петли гистерезиса, причём при нек-ром
напряжении c, наз. коэрцитивным, происходит переход кристалла в однодоменное состояние,
сопровождающийся сменой знака спонтанной деформации.
Примерами С. явл. кристаллы KH3(SeO3)2 (темп-ра перехода в сегнетоэластич. состояние Tc=-61,6°С)
и КО3(SеO2)2(Tс=+24°С); Nb3Sn и V3Si, DyVO4 и TbVO4, RbMnCl3. Нек-рые С. одновременно
являются сегнетоэлектриками. С. перспективны для акустоэлектрич. и акустооптич. устройств (см.
Акустозлектроника, Акустооптика].
Н. Р. Иванов.
СЕГНЕТОЭЛЕКТРИКИ, кристаллич. диэлектрики, обладающие в определённом интервале темп-р
спонтанной (самопроизвольной) поляризацией, к-рая существенно изменяется под влиянием внеш.
воздействий. Сегнетоэлектрич. св-ва были впервые обнаружены у кристаллов сегнетовой соли
KNaC4H4O6•4H2O в 1920, затем у дигидрофосфата калия (KDP) КН2РО4). Известно неск. сотен С.
Наличие спонтанной поляризации, т. е. электрич. дипольного момента P в отсутствии электрич. поля,
явл. отличительной особенностью более широкого класса в-в — пироэлектриков.
ХАРАКТЕРИСТИКИ НЕКОТОРЫХ СЕГНЕТОЭЛЕКТРИКОВ
Особенность С. состоит в сравнительно лёгком изменении величины P под влиянием электрич.
полей, упругих напряжений, изменения темп-ры и др. (см. табл.).
Обычно С. не явл. однородно поляризованными, а состоят из доменов — областей с разл. направлениями поляризации (рис. 1). В результате суммарный электрич. дипольный момент образца
практически отсутствует.
Рис. 1. Схематич. изображение доменов тетрагональной модификации
ВаТiO3.,; стрелки и знаки (•) и (+) указывают на направление вектора Р.
Равновесная доменная структура С. отвечает минимуму свободной энергии кристалла. В идеальном
кристалле она определяется балансом между уменьшением при образовании доменов энергии за счёт
электростатич. вз-ствия разл. частей кристалла и увеличением энергии доменных границ. Доменная
структура реального кристалла определяется природой и характером распределения его дефектов, а
также историей образца. Число различных доменов, взаимная ориентация их спонтанной
поляризации зависят от симметрии кристалла.
Под действием электрич. поля ξ доменные границы смещаются так, что объёмы доменов,
поляризованных по полю, увеличиваются за счёт доменов, поляризованных против поля. В реальных
кристаллах доменные границы обычно «закреплены» на дефектах и неоднородностях, и необходимы
достаточно сильные электрич. поля, чтобы их перемещать по образцу. В сильном поле крист. образец
становится однодоменным. После
выключения поля в течение длительного времени образец остаётся поляризованным. Для того чтобы
суммарные объёмы доменов противоположного знака сравнялись, необходимо приложить
достаточно сильное поле противоположного направления (коэрцитивное поле). Зависимость поляризации Р от напряжённости электрич. поля Е нелинейна и имеет вид петли гистерезиса.
Резкое изменение поляризации образца под действием электрич. поля за счёт смещения доменных
границ обусловливает большую величину диэлектрич. проницаемости 8 многодомённого С. Значение
 тем больше, чем слабее закреплены доменные границы на дефектах и на поверхности кристалла.
Величина 8 в С. существенно зависит от напряжённости электрич. поля. Все С. в полярной фазе —
пьезоэлектрики, причём их пьезоэлектрич. константы велики из-за больших . Пироэлектрич.
постоянные С. также велики из-за сильной зависимости Р(Т).
При нагревании С. спонтанная поляризация, . как правило, исчезает при определённой темп-ре Тс,
наз. точкой Кюри. В этой точке происходит фазовый переход С. из полярного состояния (полярной
фазы) в неполярную (п а р а э л е к т р и ч е с к у ю) фазу. В разных С. Tc сильно различается (см.
табл.). Величина спонтанной поляризации обычно сильно зависит от темп-ры в области фазового
перехода и в самой точке перехода Tс исчезает либо скачком (фазовый переход первого рода, напр. в
ВаТiO3), либо непрерывно (фазовый переход второго рода, напр. в сегнетовой соли). Сильная
температурная зависимость (в полярной и неполярной фазах) наблюдается у диэлектрич.
проницаемости , пьезоэлектрич. и др. констант С. С приближением к точке Кюри диэлектрич.
проницаемость  резко возрастает (рис. 2). В большинстве С. выше точки Кюри зависимость
диэлектрич. проницаемости от темп-ры имеет вид: =В(Т-T0), где В, Т0 — константы в-ва (Кюри —
674
Рис. 2. Зависимость Р(Т) и  (T) для триглицинсульфата; индексы a, b, с
соответствуют направлениям вдоль трёх кристаллографич. осей; спонтанная
поляризация возникает вдоль оси b.
Вейса закон для С.). Температура Кюри — Вейса Т0 совпадает с критической темп-рой Тс для
фазовых переходов второго рода и T0<Tс для фазовых переходов первого рода.
Переход в полярную фазу может быть вызван либо смещением ионов (рис. 3), приводящим к
изменению структур, либо упорядочением ориентации электрич. диполей, существовавших и в
неполярной фазе. В нек-рых С. поляризация может возникать как вторичный эффект,
сопровождающий перестройку структуры кристалла, не
Рис. 3. Элементарная ячейка сегнетоэлектрика в полярной фазе (а, б) и в
неполярной
фазе
(в);
стрелки
указывают
направление
спонтанной
поляризации.
связанную непосредственно с поляризацией. В таких С., наз. несобственными (напр., молибдат
гадолиния),  слабо зависит от T и в точке фазового перехода невелико.
Вблизи точки фазового перехода наблюдаются изменения в фононном спектре кристалла. Во многих
кристаллах частота одного из оптич. колебаний крист. решётки существенно уменьшается при
приближении к Tc, особенно, если это фазовый переход второго рода.
Сегнетоэлектрич. материалы (монокристаллы, керамика, плёнки) широко применяются в качестве
материалов с большими значениями  (конденсаторы) и пьезоэлектрич. констант (см.
Пьезоэлектрические материалы). Резкое изменение проводимости вблизи фазового перехода в некрых С. используется для контроля и измерения темп-ры. Большая величина пироэлектрич. констант
позволяет использовать С. в детекторах эл.-магн. волн (от видимого диапазона до субмиллиметрового). Благодаря сильной зависимости  от Е С. используют в нелинейных конденсаторах
(в а р и к о н д а х). Зависимость показателя преломления n от Е обусловливает использование С. в
качестве электрооптич. материалов.
• Иона Ф., Ширане Д., Сегнетоэлектрические кристаллы, пер. с англ., М., 1965; Сегнетоэлектрики и
антисегнетоэлектрики, Л., 1971; Ж е л у д е в И. С., Основы сегнетоэлектричества, М., 1973; Б л и н ц
Р., Ж е к ш Б., Сегнетоэлектрики и антисегнетоэлектрики, пер. с англ., М., 1975; Л а й н с М., Г л а с с
Д., Сегнетоэлектрики и родственные им материалы, пер. с англ., М., 1981; С т р у к о в Б. А.,
Сегнетоэлектричество, М., 1979.
А. П. Лееанюк.
СЕГНЕТОЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ ГИСТЕРЕЗИС, см. Гистерезис.
СЕКТОРНАЯ СКОРОСТЬ, величина, характеризующая скорость возрастания площади, к-рую
ометает радиус-вектор r движущейся точки, проведённый в эту точку из нек-рого фиксированного
центра О. Если за элементарный промежуток времени dt площадь получает приращение da (рис.), то
численно С. с. v=d/dt.
Co скоростью точки v С. с. связана соотношением v=vh/2, где h — длина перпендикуляра,
опущенного из центра О на направление вектора v, т. е. С. с. равна 1/2 момента вектора скорости
относительно центра О. С. с. можно представить в виде вектора v=[rv]/2. Производная от С. с. по
времени наз. секторным ускорением точки w= [rw]/2, где w — ускорение точки.
Понятие «С. с.» играет важную роль при изучении движения под действием центральной силы, напр.
силы тяготения; в этом случае С. с. остаётся величиной постоянной, что имеет место, напр., при
движении планет (2-й закон Кеплера), искусств. спутников Земли (если силу тяготения считать
направленной к её центру) и косм. летат. аппаратов. При движении точки по плоской кривой
v=1/2r2d/dt, где r и  — полярные координаты точки.
СЕКУНДА [от лат. secunda divisio — второе деление (первоначально градуса, а затем и часа)] (с, s),
1) единица времени СИ. Различают атомную С., воспроизводимую цезиевыми эталонами частоты и
времени, и эфемеридную С., размер к-рой связан с периодом обращения Земли вокруг Солнца
(определяется на основании астр. наблюдений). 1с равна 9192631770 периодам излучения, соответствующего энергетич. переходу между двумя уровнями сверхтонкой структуры осн. состояния
атома цезия 13355Cs (резолюция 13-й Генеральной конференции по мерам и весам, 1967). Гос. эталон
времени и частоты СССР (включающий атомно-лучевую трубку с пучком атомов Cs и радиоустройство, дающее набор электрич. колебаний фиксированных частот) позволяет воспроизводить
ед. времени и частоты с относит. погрешностью ±1•10-11.
За эфемеридную С. принята 1/31556925,9747 доля тропич. года. Оценки ат. времени и эфемеридного
времени совпадают с точностью 2•10-9. 2) Звёздная С. равна 1/86400 звёздных суток, или 0,99726966
с. 3) Угловая С. (") — внесистемная единица плоского угла. 1"= (1/3600)°=4,848137•10-6 радиан.
СЕН-ВЕНАНА ПРИНЦИП в теории упругости, принцип, согласно к-рому уравновешенная система
сил, приложенная к к.-л. части поверхности однородного упругого тела, вызывает в нём напряжения,
очень быстро убывающие по мере удаления от этой части и на расстояниях, существенно
превышающих наибольший линейный размер области приложения нагрузок, напряжения и
деформации оказываются пренебрежимо малыми. Сформулирован франц. учёным А. Сен-Венаном
(A. Saint- Venant) в 1855.
Согласно С.-В. п., если усилия, действующие на небольшую часть поверхности упругого тела,
заменить др. статически эквивалентной системой усилий (т. е. системой, имеющей ту же
равнодействующую и тот же момент), действующей на ту же часть поверхности тела, то изменение в
напряжённом состоянии произойдёт лишь в непосредств. близости к области приложения нагрузки.
Это позволяет одни граничные условия (действующие силы) заменять другими (напр., более
удобными для статич. расчёта) при условии, что гл. вектор и гл. момент новой заданной системы сил
сохраняют прежние значения (метод смягчения граничных условий). С.-В. п. применяется также при
наличии упругопластич. деформаций.
СЕНСИБИЛИЗИРОВАННАЯ ЛЮМИНЕСЦЕНЦИЯ, люминесценция, при к-рой энергия
возбуждения поглощается одними атомами (молекулами, ионами) в-ва и передаётся другим ч-цам, крые затем люминесцируют. При С. л. большую роль играют процессы переноса энергии от
поглощающих атомов к излучающим.
С. л. наблюдается как в газовых, так и в конденсированных средах. В последнем случае С. л.
обусловлена введением в основное в-во помимо активаторов, являющихся центрами люминесценции,
новых центров — сенсибилизаторов, что расширяет спектральную область поглощения люминофора.
К С. л. можно отнести и процессы, при к-рых поглощение происходит в основном в-ве люминофора,
а излучение — в примесных атомах или молекулах, получающих энергию от атомов основного в-ва.
В этом случае, наряду с безызлучательным переносом энергии, она может передаваться в процессе
рекомбинации разделённых зарядов (эл-нов и дырок) на примесных центрах. Интенсивность С. л.
675
выше, чем обычной люминесценции при одинаковом возбуждении.
О См. лит. при ст. Люминесценция.
М. Д. Галанин.
СЕРОЕ ТЕЛО, тело, поглощения коэффициент к-рого меньше 1 и не зависит от длины волны
излучения  и абс. темп-ры Т. Коэфф. поглощения ,T (наз. также коэфф. черноты С. т.) всех
реальных тел зависит от  (селективное поглощение) и Т, поэтому их можно считать серыми лишь в
интервалах  и Т, где ,T прибл. постоянен. В видимой области спектра св-вами С. т. обладают
каменный уголь ,T =0,80 при 400—900 К), сажа ,T =0,94—0,96 при 370— 470 К); платиновая и
висмутовая черни поглощают и излучают как С. т. в наиб. широком интервале  — от видимого света
до 25—30 мкм (,T=0,93—0,99).
С. т. явл. источником т. н. серого излучения — теплового излучения, одинакового по спектр. составу
с излучением абсолютно чёрного тела, но отличающегося от него меньшей энергетич. яркостью. К
серому излучению применимы законы излучения абсолютно чёрного тела — Планка закон излучения,
Вина закон излучения, Рэлея — Джинса закон излучения. Понятие «С. т.» применяется в оптич.
пирометрии.
СЕЧЕНИЕ (эффективное сечение), величина, характеризующая вероятность перехода системы
двух сталкивающихся ч-ц в результате их рассеяния (упругого или неупругого) в определённое
конечное состояние. С.  равно отношению числа dN таких переходов в ед. времени к плотности nv
потока рассеиваемых ч-ц, падающих на мишень, т. е. к числу ч-ц, проходящих в ед. времени через
единичную площадку, перпендикулярную к их скорости v (n — плотность числа падающих ч-ц):
a=dN/nv. Т. о., С. имеет размерность площади. Разл. типам переходов, наблюдаемых при рассеянии
ч-ц, соответствуют разные С. Упругое рассеяние ч-ц характеризуют дифференциальным сечением
d/d, равным отношению числа ч-ц, упруго рассеянных в ед. времени в ед. телесного угла, к потоку
падающих ч-ц (d— элемент телесного угла), и полным сечением , равным интегралу дифф.
сечения, взятому по полному телесному углу =4 стер. На рис. схематически изображён процесс
упругого рассеяния точечных «классич.» ч-ц на шарике радиуса R0 с «абсолютно жёсткой»
поверхностью; полное С. рассеяния равно геом. сечению шарика: =R20.
При наличии неупругих процессов полное С. складывается из С. упругих и неупругих процессов. Для
более детальной хар-ки рассеяния вводят С. для отд. типов (каналов) неупругих
реакций. Для множественных процессов важное значение имеют т. н. инклюзивные сечения, описывающие вероятность появления в данном столкновении к.-л. определённой ч-цы или группы ч-ц.
Если вз-ствие между сталкивающимися ч-цами велико и быстро падает с увеличением расстояния, то
С. по порядку величины, как правило, равно квадрату радиуса действия сил или геом. сечению
системы (см. рис.);
Схема, поясняющая упругое рассеяние «классич.» ч-цы на «абсолютно твёрдом» шарике. Рассеянию
на угол =- отвечает прицельный параметр =R0sin(/2)=R0cos(/2), а сечение d рассеяния в телесный угол d=2sind равно площади заштрихованного кольца: d=2d=(/2)R20sinid, т.е.
дифф. сечение d/d=R20/4, а полное сечение упругого рассеяния равно геом. сечению шарика:
=R20. При учёте квант. (волн.) св-в ч-ц сечение получается иным. В предельном случае >>R0
(=ћ/р — длина волны де Бройля ч-цы, р — её импульс) рассеяние сферически симметрично, а
полное сечение в 4 раза больше классического: кв=4R20. При <<R0 рассеяние на конечные углы
(0) напоминает классическое, однако под очень малыми углами ~/R0 происходит волновое
«дифракц.» рассеяние с сечением R20; т. о., полное сечение с учётом дифракции вдвое больше
классического: =2R20.
однако вследствие специфич. квантовомеханич. явлений С. могут существенно отличаться от этих
значений (напр., в случаях резонансного рассеяния и Рамзауэра эффекта).
Эксперим. измерения С. рассеяния дают сведения о структуре сталкивающихся ч-ц. Так, измерения
сечения упругого рассеяния -частиц атомами позволили открыть ат. ядро, а упругого рассеяния элнов нуклонами — определить радиусы нуклонов и распределение в них электрич. заряда и магн.
момента (т. н. эл.-магн. формфакторы). Понятие «С.» используется также в кинетич. ур-ниях,
описывающих неравновесные процессы в статистич. физике.
С. С. Герштейн.
СЖАТИЕ, см. Растяжение.
СЖИМАЕМОСТЬ, способность в-ва изменять свой объём под действием всестороннего давления.
С. обладают все в-ва. Если в-во в процессе сжатия не испытывает хим., структурных и др. изменений,
то при возвращении внеш. давления к исходному значению нач. объём восстанавливается. Именно
обратимое изменение занимаемого в-вом объёма V под равномерным гидростатич. давлением р и наз.
обычно С. (объёмной упругостью). Величину С. характеризует коэфф. С. , к-рый выражает
уменьшение единичного объёма (или плотности ) тела при увеличении р на единицу: =(1/V)(V/p)=1/(/p), где V и  — изменения V и  при изменении р на величину p. K=1/ —
модуль объёмной упругости (модуль объёмного сжатия, объёмный модуль), для тв. тел К=EG/3(3GE), где E - Юнга модуль, G — модуль сдвига. Для идеальных газов К=р при любой темп-ре Т. В
общем случае С. в-ва, а следовательно, К и  зависят от р и Т. Как правило,  убывает при увеличении р и растёт с Т. Часто С. характеризуют относит. плотностью  = /0, где 0 — плотность при
T=0°С и р=1 атм.
Сжатие может происходить как при пост. Т (изотермически), так и с одноврем. разогревом
сжимаемого тела (напр., в адиабатном процессе). В последнем случае значения К будут большими,
чем при изотермич. сжатии (для большинства тв. тел при обычной Т — на неск. %).
Для оценки С. в-в в широком диапазоне р используют уравнения состояния, выражающие связь
между р, V и Т. Определяют С. непосредственно по изменению V под давлением (см. Пьезометр), из
акустич. измерений скорости распространения упругих волн в в-ве. Эксперименты в ударной волне
позволяют установить зависимость между  и р при макс. эксперим. полученных давлениях. С.
находят также из измерений параметров крист. решётки под давлением, производимых методами
рентгеновского структурного анализа. С. можно определить, измеряя линейную деформацию
твёрдого тела под гидростатич. давлением (по т. н. линейной С.). Для изотропного тела коэфф.
линейной С. (1/L)(L/p) 1/3, где L — линейный размер тела.
С. газов, будучи очень большой при р<1 кбар, по мере приближения их плотности к плотности
жидкостей становится близкой к С. жидкостей. Последняя с ростом р уменьшается сначала резко, а
затем меняется весьма мало: в интервале 6—12 кбар  уменьшается примерно так же, как в интервале
от 1 атм (10-3 кбар) до 1 кбар (примерно в 2 раза), и при 10—12 кбар составляет 5—10% от
начального значения. При 30—50 кбар модули К жидкостей по порядку величины близки к К
твёрдых тел. Для твёрдых тел при 100 кбар /015—25%. Для отдельных в-в, напр. для щелочных
металлов, /~40%, для большинства др. металлов — ~6—15%. Линейная С. анизотропных в-в
зависит от кристаллографич. направлений (во всяком случае до давлений в десятки кбар), причём
вдоль направлений со слабым меж676
атомным взаимодействием она может в 8—10 раз превосходить С. по направлениям, вдоль к-рых в
крист. решётке имеет место более сильная связь; изменение параметра решётки в этих направлениях
в определённом интервале р может быть даже положительным (теллур, селен). С.— важнейшая
характеристика в-ва, к-рая позволяет судить о зависимости физ. «в-в от межатомных (межмолекулярных) расстояний.
Знание С. газов (паров), жидкостей и твёрдых тел необходимо для расчёта работы тепловых машин,
химико-технологич. процессов, действия взрыва, аэро- и гидродинамич. эффектов, наблюдающихся
при движении с большими скоростями, и т. д.
• Варгафтик Н. Б., Справочник по теплофизическим свойствам газов и жидкостей, 2 изд., М., 1972;
Таблицы физических величин. Справочник, под ред. И. К. Кикоина, М., 1976. См. также лит. при ст.
Давление высокое.
Л. Д. Лившиц.
СИЛА в механике, мера механич. действия на данное материальное тело других тел. Это действие
вызывает изменение скоростей точек тела или его деформацию и может иметь место как при
непосредств. контакте (давление прижатых друг к другу тел, трение), так и через посредство создаваемых телами полей (поле тяготения, электромагн. поле). С.— величина векторная и в каждый
момент времени она характеризуется численным значением, направлением в пространстве и точкой
приложения; сложение сил производится по правилу параллелограмма сил. Прямая, вдоль к-рой
направлены С., наз. линией действия С. Если тело можно рассматривать как недеформируемое (абс.
твёрдое), то С. можно считать приложенной и любой точке на её линии действия.
Измерение С. производят статич. или динамич. методами. Статич. метод основан на
уравновешивании измеряемой С. другой, ранее известной. Динамич. метод основан на законе
динамики mw=F, позволяющем, если известна масса m тела и измерено ускорение w его свободного
поступат. движения относительно инерциальной системы отсчёта, найти силу F. Единицы
измерения С.—1 ньютон (1 Н), равный С., к-рая сообщает массе в 1 кг ускорение 1 м/с2, а также 1
дин =10-5 Н и 1 кгс=9,81 Н.
С. М. Тарг.
СИЛА ЗВУКА, то же, что интенсивность звука.
СИЛА ИЗЛУЧЕНИЯ (энергетическая сила света), пространственно-угловая плотность потока
излучения. Равна отношению потока излучения, распространяющегося от источника внутри
телесного угла, к величине этого телесного угла. Единица измерения С. и.— Вт/ср. В системе
световых величин аналогом С. и. явл. сила света.
Л. Н. Капорский.
СИЛА ИНЕРЦИИ, векторная величина, численно равная произведению массы m материальной
точки на её ускорение w и направленная противоположно ускорению. При криволинейном движении
С. и. можно разложить на касательную, или тангенциальную составляющую J, направленную
противоположно касат. ускорению w , и на нормальную составляющую Jn, направленную вдоль
нормали к траектории от центра кривизны; численно J=mw, Jn=mv2/, где v — скорость точки,  —
радиус кривизны траектории. При изучении движения по отношению к инерциальной системе
отсчёта С. и. вводят для того, чтобы иметь формальную возможность составлять ур-ния динамики в
форме более простых ур-ний статики (см. Д'Аламбера принцип). Понятие о С. и. вводится также при
изучении относительного движения. В этом случае присоединение к действующим на
материальную точку силам взаимодействия с др. телами С. и.— переносной Jпер и Кориолиса силы
Jкор — позволяет составлять ур-ния движения этой точки в подвижной (неинерциальной) системе отсчёта так же, как и в инерциальной.
С. М. Тарг.
СИЛА СВЕТА, одна из осн. световых величин, характеризующая свечение источника видимого
излучения в нек-ром направлении. Равна отношению светового потока, распространяющегося от
источника внутри элем. телесного угла, содержащего данное направление, к этому телесному углу.
Единица С. с. в Междунар. системе единиц (СИ) — кандела (кд). Понятие «С. с.» применимо на
расстояниях от источника, намного превышающих его
размеры.
Д. Н. Лазарев.
СИЛА ТОКА, скалярная хар-ка электрического тока; равна отношению заряда q, переносимого
через сечение проводника за интервал времени t, к этому интервалу: i=q/t. Единица С. т.— ампер.
Для измерения С. т. используют амперметры.
СИЛА ТЯЖЕСТИ, сила Р, действующая на любую материальную частицу, находящуюся вблизи
земной поверхности, и определяемая как геом. сумма силы притяжения Земли F (рис.) и переносной
силы инерции Jпер, учитывающей эффект суточного вращения Земли (аналогично определяется
понятие «С. т.» на др. небесных телах). В данной точке земной поверхности С. т. направлена вертикально, а перпендикулярная к ней плоскость является горизонт. плоскостью; углы  и  определяют
соответственно геоцентрич. и астрономич. широты.
Величина Jпер=mh2 (где m — масса ч-цы, h — её расстояние от земной оси,  — угловая скорость
вращения Земли) ввиду малости 2 очень мала
по сравнению с F, поэтому С. т. мало отличается от силы притяжения Земли. При перемещении
вдоль поверхности Земли от полюса к экватору значение С. т. несколько убывает вследствие
возрастания Jпер и уменьшения F из-за несферичности Земли; на экваторе С. т. примерно на 0,5%
меньше, чем на полюсе. Разность между углами  и  тоже невелика (наибольшая около 11' при
=45°). Под действием С. т. ч-ца получает ускорение g=P/m, наз. ускорением силы тяжести, к-рое изменяется с широтой так же, как С. т. Вес тела численно равен С. т.
Во всех точках области, размеры к-рой малы по сравнению с радиусом Земли, С. т. можно считать
равными и параллельными друг другу, т. е. образующими однородное силовое поле. Действие С. т.
существенно влияет почти на все явления и процессы, происходящие на Земле как в природе
(включая живую), так и в технике.
С. М. Тарг.
СИЛОВАЯ ОПТИКА, раздел оптики, в к-ром изучается воздействие на твёрдые среды интенсивных
потоков оптического излучения (света), в результате к-рого может нарушаться механич. целостность
этих сред. В оптотехнике под С. о. понимают оптич. устройства и системы, предназначенные для
работы с интенсивными световыми потоками. С. о. развилась после появления лазеров в связи с
использованием интенсивных световых потоков для оптич. обработки материалов, а также с
необходимостью создания формирующих и передающих оптич. систем, к-рые не теряют работоспособности при большой плотности энергии излучения.
В С. о. исследуют процессы выделения энергии в прозрачных (слабопоглощающих), поглощающих и
отражающих средах, подвергающихся действию интенсивных световых потоков, и результаты такого
воздействия, а также определяют параметры излучения (плотность мощности, энергии, длительность), при к-рых происходит разрушение того или иного типа (оптический пробой, плавление,
испарение, растрескивание). При этом существ. значение могут иметь изменения оптич. хар-к в-ва в
процессе воздействия лазерного излучения (напр., коэфф. отражения и показателя поглощения,
возникновения самофокусировки света, появление поглощения в продуктах световой эрозии в-ва и
др.). Определённые т. о. параметры излучения и режим его воздействия на в-во кладут в основу
разработки лазерных установок для оптич. обработки материалов (сварка и резка, получение
микроотверстий, изготовление элементов микроэлектроники и т. д.). Для хар-ки работо677
способности прозрачных оптич. материалов (стёкол, кристаллов, покрытий и т. п.) и диэлектрич.
зеркал вводят по аналогии с механич. или электрич. прочностью понятие лучевой прочности. Данные
о лучевой прочности материалов и изготовляемых из них оптич. элементов используют при
постройке лазерных систем разл. назначения.
9 Действие излучения большой мощности на металлы, под ред. А. М. Бонч-Бруевича и М. А.
Ельяшевича, М., 1970; Алешин И. В., И м а с Я. А., Комолов В. П., Оптическая прочность
слабопоглощающих материалов, Л., 1974; Р э д и Дж., Действие мощного лазерного излучения, пер. с
англ., М., 1974.
А. М. Бонч-Бруевич.
СИЛОВОЕ ПОЛЕ, часть пространства (ограниченная или неограниченная), в каждой точке к-рой на
помещённую туда материальную ч-цу действует сила, величина и направление к-рой зависят либо
только от координат х, у, z этой точки, либо от координат и от времени t. В первом случае С., п. наз.
стационарным, а во втором — нестационарным. Если сила во всех точках С. п. имеет одно и то же
значение, т. е. не зависит от координат, то С. п. наз. однородным.
С. п., в к-ром работа сил поля, действующих на перемещающуюся в нём материальную ч-цу, зависит
только от начального и конечного положения ч-цы и не зависит от вида её траектории, наз.
потенциальным. Эту работу можно выразить через потенциальную энергию ч-цы П (х, у, z):
A=П(x1, y1, z1)-П(x2, y2, z2),
где x1, y1, z1 и х2, y2, z2 — координаты начального и конечного положений частицы соответственно.
При движении ч-цы в потенциальном С. п. под действием только сил поля имеет место закон
сохранения механич. энергии, позволяющий установить зависимость между скоростью ч-цы и её
положением в С. п.
Примеры С. п.; поле тяготения, электромагнитное поле и др. См. Поля физические.
С. М. Тарг.
СИЛОВЫЕ ЛИНИИ, воображаемые линии, к-рые проводят для изображения к.-л. силового поля
(электрич., магн., гравитац.). С. л. располагаются т. о., что касательные к ним в каждой точке пр-ва
совпадают по направлению с вектором, характеризующим данное поле (напряжённостью электрич.
или гравитац. полей, магн. индукцией). Т. к. напряжённости полей и магн. индукция — однозначные
ф-ции координат точки пр-ва, то через каждую точку может проходить только одна С. л. Густота С.
л. обычно выбирается так, чтобы число С. л., проходящих через единичную площадку,
перпендикулярную к С. л., было пропорц. напряжённости поля (или магн. индукции) на этой
площадке. Т. о., С. л. дают наглядную картину распределения поля в пр-ве: густота С. л. и их
направление характеризуют величину и направление вектора напряжённости поля. С. л.
электростатич. поля всегда не замкнуты: они начинаются на положит. зарядах и оканчиваются на
отрицательных (или уходят на бесконечность). С. л. вектора магн. индукции всегда замкнуты, т. е.
магн. поле явл. вихревым. Железные опилки, помещённые в магн. поле, выстраиваются вдоль С. л.;
благодаря этому можно экспериментально определять вид С. л. магн. индукции. Вихревое электрич.
поле, порождаемое изменяющимся магн. полем, также имеет замкнутые С. л. Впервые понятие «С.
л.» для электрич. и магн. полей ввёл англ. учёный М. Фарадей.
СИЛЬНОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ, одно из четырёх фундам. вз-ствий элем. ч-ц. Три остальных взствия — слабое, электромагнитное и гравитационное — гораздо слабее С. в. В отличие от двух
последних, С. в. явл. короткодействующим: его радиус ~10-13 см (ожидаемый радиус слабого вз-ствия
ок. 2•10-16 см).
В обычном стабильном в-ве при не слишком высокой темп-ре С. в. не вызывает никаких процессов и
его роль сводится к созданию прочной связи между нуклонами в ядрах (энергия связи составляет в
ср. ок. 8 МэВ на нуклон). Однако при столкновениях ядер или нуклонов, обладающих достаточно
высокой энергией, С. в. приводит к многочисл. ядерным реакциям. Особенно важную роль в природе
играют реакции слияния (термоядерного синтеза), в результате к-рых четыре нуклона объединяются
в ядро гелия. Эти реакции (при существ. участии также и слабого вз-ствия) идут на Солнце и явл.
осн. источником используемой на Земле энергии. Начиная с энергий сталкивающихся нуклонов
порядка неск. сотен МэВ, С. в. приводит к рождению -мезонов, а при ещё больших энергиях — к
рождению странных частиц (К-мезонов, гиперонов), «очарованных» частиц, «красивых» частиц и
множества мезонных и барионных резонансов. Все эти сильно взаимодействующие ч-цы наз.
адронами.
На опыте установлен ряд закономерностей С. в. и участвующих в нём ч-ц. Так, было обнаружено, что
существуют группы адронов с близкими св-вами — изотопические мультиплеты. Входящие в один
такой мультиплет ч-цы имеют одинаковые значения барионного заряда, странности, «очарования»,
«красоты», одинаковые спины, близкие (с точностью от 0,1% до 3%) массы и отличаются лишь
значениями электрич. зарядов. Напр., протон и нейтрон образуют изотопич. дуплет, а +-, 0-, -мезоны — изотопич. триплет. С. в. обладает св-вом изотопической инвариантности; у всех ч-ц,
входящих в один изотопич. мультиплет, С. в.
одинаково. Изотопич. инвариантность нарушается эл.-магн. вз-ствием и малыми разностями масс чц, принадлежащих данному изотопич. мультиплету.
По мере обнаружения новых адронов (большинство адронных резонансов было открыто в 60-х гг.)
выяснилось, что изотопич. мультиплеты группируются в ещё большие семейства — т. н. SU(3)мультиплеты (см. Элементарные частицы). Массы ч-ц, входящих в один такой мультиплет, различаются довольно сильно. Это явл. одним из проявлений того, что SU(3)-симметрия, ответственная
за комплектование SU(3)-мультиплетов, нарушается сильнее, чем изотопич. инвариантность.
В классификации адронов чётко проявляется и др. закономерность: ч-цы с данными барионным
зарядом, странностью, изотопич. спином и электрич. зарядом, отличающиеся только значениями
спина, также образуют семейства. Если по оси абсцисс откладывать квадраты масс ч-ц, М2, а по оси
ординат — значения их спинов J, то ч-цы, принадлежащие данному семейству, располагаются на
прямой линии: J~М2. Такие линии, изображающие зависимость J от М2, получили назв. траекторий
Редже (см. Редже полюсов метод).
Процессы С. в. так же, как и процессы, обусловленные др. типами вз-ствий, подчиняются таким
фундам. принципам, как причинность (см. Причинности принцип) и перекрёстная симметрия
(кроссинг-симметрия). Матем. следствием причинности явл. то, что амплитуды, описывающие процессы вз-ствия элем. ч-ц (сечение процесса пропорц. квадрату модуля амплитуды),— аналитич. фции своих аргументов. Аналитичность амплитуд приводит, в частности, к дисперсионным
соотношениям, связывающим между собой действнт. и мнимые части амплитуд (к-рые могут быть
независимо измерены опытным путём). Кроссинг-симметрия заключается в том, что одна и та же
аналитич. ф-ция при разл. значениях своих переменных описывает амплитуды неск. процессов, напр.
-+р-+р, ++р++р и р+р~++-, к-рые получаются один из другого путём переноса ч-цы из
левой части реакции в правую (и наоборот) с одноврем. заменой её на соответствующую античастицу. В результате св-ва амплитуды
процесса аннигиляции р+р~++- имеют тесную связь со св-вами амплитуды рассеяния ±-мезонов
протонами. Аналогичные связи существуют и для др. реакций.
Подход, основанный на общих св-вах амплитуд процессов, особенно плодотворен при высоких
энергиях, когда энергии сталкивающихся ч-ц много больше их энергий покоя mc (m — масса ч-цы).
В области асимптотически больших энергий ξ
678
(ξ/mc2) имеется ряд фундам. теорем, из к-рых наиб. важны теорема Фруассара и теорема
Померанчука. Согласно теореме Фруассара, сечения процессов С. в. адронов не могут
асимптотически расти быстрее, чем ln2ξ. Согласно теореме Померанчука, если сечение вз-ствия
адронов с ростом энергии стремится к конечному пределу, то полное сечение вз-ствия ч-цы и
соответствующей античастицы с данной мишенью асимптотически должны быть равными, напр.
полн(р~р)=полн(рр), полн(К+р) =полн(K-р), где полн(ab) обозначает полное сечение вз-ствия ч-ц а и b.
На опыте характерные значения полных сечений С. в. адронов при высоких энергиях лежат в области
20—25 мбарн для вз-ствия К- и -мезонов с нуклонами и 40—45 мбарн для вз-ствия нуклонов с
нуклонами и обнаруживают тенденцию к медл. росту. Сечение упругого рассеяния составляет ок. 1/5
полного сечения.
При сближении адронов высоких энергий на расстояния порядка радиуса действия С. в. доминируют
множественные процессы. В этих условиях упругое рассеяние по своему хар-ру аналогично
дифракции света на полностью поглощающем («чёрном») или, точнее, частично прозрачном
(«тёмно-сером») шарике (с радиусом порядка радиуса действия С. в.). В частности, угл.
распределение упруго рассеянных ч-ц имеет острый максимум вперёд (по направлению падающих чц), подобный максимуму при дифракц. рассеянии света. При этом характерные углы  составляют
величину порядка /R, где  — длина волны де Бройля рассеиваемой ч-цы (=ћ/p, р — импульс ч-цы),
а R — радиус нуклона (~10-13 см).
Детальная теор. картина упругого рассеяния адронов, а также двухчастичных неупругих реакций
(напр., реакции перезарядки -+р°+n) основывается на представлении о том, что в процессе
рассеяния сталкивающиеся ч-цы обмениваются своеобразными адронными комплексами с перем.
спином и массой. Эти комплексы ведут себя как своего рода квазичастицы и наз. реджеонами. В результате устанавливается глубокая связь между процессами рассеяния и траекториями Редже. При
этом оказывается, что радиус ч-цы (радиус «тёмно-серого» шарика) меняется с ростом энергии.
Как отмечалось, осн. доля процессов при высоких энергиях — множеств. рождение ч-ц. Ср.
множественность (ср. число ч-ц, рождённых в одном столкновении) при энергиях в системе центра
инерции (с. ц. и.) порядка десятков ГэВ равна прибл. 10—12 (в основном это -мезоны) и медленно
растёт с ростом энергии (ок. 27 при энергии 540 ГэВ). Поперечные импульсы рождённых ч-ц
практически не зависят от энергии сталкивающихся ч-ц и в основном составляют примерно 0,3—0,5
ГэВ/с. Этот факт, обнаруженный впервые при изучении космических лучей, был подтверждён
опытами на ускорителях. Ч-цы с большими поперечными импульсами (1ГэВ/с) рождаются очень
редко, однако не так редко, как можно было бы ожидать, если бы нуклоны были абсолютно
«рыхлыми» образованиями размером порядка 10-13 см. Рождение ч-ц с большими поперечными
импульсами подтверждает картину строения нуклона, полученную при исследовании глубоко
неупругих процессов вз-ствия эл-нов и нейтрино с нуклонами. Согласно этой картине, при больших
передачах импульса нуклон ведёт себя как совокупность лёгких точечных (бесструктурных) ч-ц,
получивших назв. партонов. В реакциях множеств. рождения распределения вторичных ч-ц по
продольным импульсам подобны при разл. энергиях столкновения. Они совпадают друг с другом,
если использовать в кач-ве переменной отношение р/ркакс, где р — импульс вторичной ч-цы, а рмакс —
её макс. возможный импульс при данной энергии сталкивающихся ч-ц. Такое поведение, когда
распределения зависят от безразмерного параметра (р/pмакс), наз. с к е й л и н г о м Фейнмана (см.
Масштабная инвариантность),
Законченная теория адронов и С. в. между ними пока отсутствует, однако имеется теория, к-рая, не
являясь ни законченной, ни общепризнанной, позволяет объяснить осн. св-ва адронов. Эта теория —
квантовая хромодинамика, согласно к-рой адроны состоят из кварков (мезоны из кварка и
антикварка, а барионы — из трёх кварков), а силы между кварками обусловлены обменом глюонами.
Все обнаруженные адроны состоят из кварков пяти разл. типов («ароматов»): u, d, s, с, b.
Нуклоны и -мезоны содержат лишь и- и d-кварки, странные ч-цы содержат наряду с u и d также и sкварки, «очарованные» ч-цы — с-кварки, а открытые в 1977 ипсилон-частицы (Г) — b-кварки. В
сильном и эл.-магн. вз-ствиях «аромат» сохраняется, в слабом вз-ствии кварки одного типа
(«аромата») превращаются в кварки др. типа. В процессах С. в. сталкивающиеся адроны могут
обмениваться содержащимися в них кварками, и, кроме того, происходит также рождение и
аннигиляция пар кварк-антикварк (см. Квантовая теория поля).
Кварки обладают дробными электрич. зарядами Q: Qu=Qc=+2/3, Qd=Qs=Qb=-1/3 (в ед. элем. электрич.
заряда е). Массы лёгких кварков u, d, s выражаются через массы - и К-мезонов, а массы с и b —
соответственно через массы  частиц и -частиц. Теор. оценки дают: mu~4 МэВ, md~7 МэВ, ms~150
МэВ, mс~1,3 ГэВ, mb~4,5 ГэВ. Ожидают, что существуют ещё более тяжёлые кварки, t.
Свободные кварки, несмотря на тщат. поиски, не обнаружены. Согласно квант. .хромодинамике,
кварки не могут быть освобождены из адронов: они находятся внутри адронов в области размером
~10-13 см. Такое необычное поведение кварков (оно наз. англ. словом «конфайнмент» — заключение,
пленение) связано со св-вами глюонов и с существованием ещё одного квант. числа — «цвет». Кварк
каждого «аромата» может находиться в трёх «цветовых» состояниях, или обладать тремя разл. «ц в е
т о в ы м и з а р я д а м и». Во всех наблюдаемых адронах «цветовые заряды» кварков в
совокупности компенсируются, так что «цветовые заряды» адронов равны нулю (обычно говорят,
что адроны «бесцветные», «белые»). Подобно тому как электрич. заряд явл. источником фотонного
поля, «цветовые заряды» явл. источниками глюонных полей. Имеется восемь разл. глюонов. Все они
— безмассовые, электрически нейтр. ч-цы со спином 1 и отличаются друг от друга комбинациями
«цветовых зарядов». Наличие у глюонов «цветовых зарядов» делает их св-ва необычными. В
частности, силы, обусловленные обменом глюонами, растут с ростом расстояния между двумя
«цветовыми зарядами», что, по-видимому, приводит в конечном счёте к «пленению» кварков внутри
адронов (т. н. удержание «цвета»). «Пленёнными» оказываются и сами глгюоны, так что свободных
«цветных» частиц не существует.
«Цветовые заряды» кварков не зависят от их «ароматов», и если бы массы всех кварков были
одинаковы, то и массы адронов были бы вырождены по «ароматам». Напр., были бы одинаковые
массы -, К- и D-мезонов. Малая величина разности масс u- и d-кварков по сравнению с их кинетич.
энергиями внутри адронов явл. причиной изотопич. инвариантности. Малая величина самих масс u- и
d-кварков явл. причиной т. н. киральной инвариантности С. в. (см. Киральная симметрия).
Системы, состоящие из u-, d-, s-кварков, адекватно описывают ч-цы, входящие в известные мезонные
и барионные SU(3)-мультиплеты. Если бы масса s-кварка была того же масштаба, что и массы u- и dкварков, то SU(3)-симметрия С. в. была бы такой же хорошей симметрией, как и изотопич.
инвариантность.
Когда адрон участвует в процессе, в к-ром он получает большой импульс (глубоко неупругое
рассеяние, рождение ч-ц с большими поперечными импульсами), то осн. вз-ствие разыгрывается на
малых расстояниях, глубоко внутри адрона. Здесь С. в. кварков с глюонами, а следовательно, и
кварков между собой ослабевает и на
679
столкновение кварка с энергичной ч-цей (с эл-ном или др. кварком) соседние кварки влияют очень
слабо. Т. о., при больших передачах импульса кварки (и глюоны) сталкиваются как практически
свободные ч-цы (т. е. явл. партонами). Это св-во кварков и глюонов, предсказываемое квант.
хромодинамикой, наз. асимптотической свободой. При удалении партона на большие расстояния от
той точки, где он получил большой импульс, он превращается в струю летящих в одном направлении
адронов. При этом происходит обмен «цветовым зарядом» с оставшимися кварками, так что как
струя, так и остаток получаются «белыми». На опыте такие адронные струи наблюдались в ряде
процессов.
Теория С. в. на малых расстояниях, связанная с асимптотич. свободой, практически завершена, но
динамика вз-ствия на больших расстояниях и, в частности, механизм «пленения» поняты пока не
столь хорошо. Здесь важную роль, по-видимому, играют глюонные флуктуации физ. вакуума (см.
Инстантон). Возможно, что адроны явл. как бы пузырьками кваркового газа в плотном вакууме,
создаваемом флуктуациями глюонного поля. Качественно такой вывод согласуется с описанием
адронов на основе т. н. «модели мешков» (см. Квантовая теория поля).
Существует ряд теоретич. схем, в к-рых делается попытка создать единую теорию сильного, слабого
и эл.-магн. вз-ствий (т. н. «Великое объединение»), В этих схемах на единой основе рассматриваются
лептоны и кварки, промежуточные векторные бозоны, фотоны и глюоны.
• Фейнман Р., Взаимодействие фотонов с адронами, пер. с англ. M., 1975; Зельдович Я. Б.,
Классификация элементарных частиц и кварки «в изложении для пешеходов», «УФН», 1965, т. 86, в.
2; Мандельстам С., Растущие траектории Редже и динамика резонансов, там же, 1970, т. 101, в. 3; Д р
е л л С., Партоны и глубоко неупругие процессы при высоких энергиях, там же, 1972, т. 106, в. 2; Н а
м 6 у И., Почему нет свободных кварков, там же, 1978, т. 124, в. 1; Г л э ш о у Ш., . Кварки с цветом и
ароматом, там же, 1976, т. 119, в. 4; А з и м о в Я. И., Д о к ш и ц е р Ю. Л., Х о з е В. А., Глюоны,
«УФН», 1980, т. 132, в. 3; Д р ё м и н И. М., О глюонных струях, там же, т. 131, в. 4; Вайнштейн А. И.
[и др.], Чармоний и квантовая хромодинамика, там же, 1977 т. 123., в. 2.
Л. Б. Окунь.
СИЛЬНОЛЕГИРОВАННЫЙ
ПОЛУПРОВОДНИК,
полупроводник
с
очень
большой
концентрацией примесей (или структурных дефектов крист. решётки), когда расстояние между
соседними примесными атомами столь мало, что перекрываются их силовые поля и волновые
функции локализованных вблизи них электронов. В результате в С. п. возникает примесная зона,
сливающаяся с ближайшей к ней собств. зоной проводимости или валентной зоной. Потенциальная
энергия ξ носителя заряда в С. п. зависит от координат сразу многих атомов примеси и из-за
флуктуации в распределении примесных атомов оказывается случайной величиной. Из-за наличия
случайного поля квазиимпульс р носителей не сохраняется, так что понятие дисперсии закона ξ(р)
имеет смысл лишь на достаточно больших расстояниях от краёв зон.
В С. п. даже при Т=0 К электропроводность 0. Плотность состояний постепенно убывает в глубь
запрещённой зоны («хвост» плотности состояний), В С. п. возможно поглощение света частоты
<ξg/ћ, ξg— ширина запрещённой зоны. Коэфф. поглощения в этой области частот экспоненциально
убывает с ростом величины ξg-ћ (п р а в и л о У р б а х а). При отсутствии компенсации (см.
Компенсированный полупроводник) С. п. вырождены. С. п. используются в туннельных диодах,
светоэлектрических диодах, инжекционных лазерах, датчиках Холла, устойчивых к ядерному
излучению, тензометрах и т. д.
• Ф и с т у л ь В. И., Сильно легированные полупроводники, М., 1967; Бонч-Бруевич В. Л., Вопросы
электронной теории сильно легированных полупроводников, в кн.: Физика твердого тела, под ред. С.
В. Тябликова, М., 1965 (Итоги науки. Физика); Электронная теория неупорядоченных
полупроводников, М., 1981.
Э. М. Эпштейн.
СИЛЬНОТОЧНЫЕ
УСКОРИТЕЛИ, устройства для получения мощных потоков заряженных чц, создающих ток I>104А при энергии ч-ц выше 105 эВ. Характерным масштабом тока в теории С. у.
принято считать величину I0=m0с3/е=17кА, составленную из мировых констант: скорости света с,
заряда электрона е и его массы покоя m0. При токах, существенно превышающих это значение,
собств. электромагн. поля электронного пучка определяющим образом влияют на его динамику.
Производной масштабной величиной является мощность
W0=m20c5/e2=8,7 ГВт.
С. у. содержит источник импульсного высокого напряжения и вакуумный диод (рис. 1). В
большинстве С. у. первичное накопление энергии осуществляется в конденсаторах С при
сравнительно низком напряжении (~100 кВ), после чего следует увеличение напряжения на 1—2
порядка по схеме Аркадьева — Маркса (или с помощью импульсного трансформатора) и
«обострение» импульса напряжения в одном или неск. каскадах.
Рис. 1. Схема сильноточного ускорителя: 1 — высоковольтный выпрямитель;
2 — промежуточный накопительный элемент; 3 — электроды двойной
формирующей линии; 4 — трансформирующая линия передачи; Р — разрядники;
C — ёмкости.
Эти каскады выполнены обычно в виде отрезков линий передачи, погружённых в диэлектрик для
увеличения уд. энергоёмкости. Для этого используются жидкие диэлектрики (трансформаторное
масло в случае высокого напряжения, вода — низкого), не «запоминающие» пробоев и имеющие повышенную электрич. прочность при длительности импульса, меньшей ~1 мкс. Для малых
напряжений и больших токов используются одинарные линии, в обратном случае — двойные (т. н. л
и н и и Б л ю м л я й н а), создающие удвоение напряжения на нагрузке, к-рой служит диод. Его катод
работает в режиме взрывной электронной эмиссии, когда электрич. поле порядка 105 В/см,
усиливаясь на микронеоднородностях катода, вызывает их тепловой взрыв и образование
поверхностной плазмы, обладающей практически бесконечной эмиссионной способностью.
Ускорение электронов происходит в диоде под действием высокого напряжения до тех пор, пока
диодный промежуток (размером от неск. мм до неск. см) не закоротится распространяющейся с
электродов плазмой. Диоды С. у. работают в режиме ограничения тока пространств. зарядом. При
относительно небольших напряжениях V в диоде с электродами в виде двух плоских дисков радиуса
R, разделённых зазором d (рис. 2), течёт равномерно распределённый электронный ток:
Рис. 2. Траектории электронов в диоде с малым (а) и большим (б) токами.
W0=7,3•М3/2(МВ)R2/d2(кА).
(1)
Если же ток столь велик, что ларморовский радиус электрона (см. Лармора прецессия) в собств. магн.
поле, создаваемом пучком, мал по сравнению с зазором d (рис. 2, б), то это поле обусловливает
динамику пучка,
680
и ток определяется соотношением:
I=8,5R/darch(кA),
(2)
где 2V+1(MB) — полная энергия электронов в ед. энергии покоя m0c2. При этом эффективно
эмиттирующие участки расположены по периферии катода, а ток на аноде сфокусирован в центр.
пятно малого размера.
В существующих С. у. энергия ч-ц пучка ограничена (10—15 МэВ) трудностями высоковольтной
техники. Длительность импульса варьируется в диапазоне от 30 нс до 10 мкс. Нижний предел
определяется возможностями формирования мощного импульса ускоряющего напряжения, а верхний
— конечным энергозапасом накопит. элемента и заполнением ускоряющего промежутка
образующейся на электродах плазмой. Электронный пучок используется либо внутри диода, либо
выводится в дрейфовое пространство через окно в аноде из тонкой фольги, прозрачной для
электронов. Распространены также коаксиальные диоды с продольным магн. полем, вдоль к-рого
распространяется пучок.
Для генерации ионных пучков анод диода делают из диэлектрика соответствующего хим. состава.
Эмиссия ионов происходит из плазмы под действием внеш. поля и поля пространств. заряда
электронов (см. Ионная эмиссия). Плазма образуется в результате электрич. пробоя анода вдоль его
поверхности. Чтобы увеличить долю энергии, передаваемую в ионный пучок, ток электронов через
диод должен быть уменьшен при условии сохранения большого отрицат. пространств. заряда. Для
этого используется либо магн. поле (т. н. диоды с магн. изоляцией, рис. 3, а), либо
Рис. 3. Схемы ионных диодов с магн. изоляцией (а) и рефлексных диодов
(б): К — катод; А — анод; П — поверхностная плазма; H—поперечное магн.
поле; Тр- — траектории электронов; Тр+ —траектории ионов; В — виртуальный
катод (плоскость остановки электронов).
полупрозрачные для ускоренных электронов аноды (т. н. рефлексные диоды и триоды, рис. 3, б). В
последнем случае электроны осциллируют вблизи анода, создавая увеличенный пространств.
отрицат. заряд. Эффективность таких источников 50— 60% при импульсном токе ионов I0~1 МА и
напряжении ~1 MB. С. у. характеризуются большими значениями запасённой энергии (до неск.
МДж), мощности (до десятков ТВт) и сопутствующих электромагн. полей пучка в сочетании с
высоким (десятки %) коэфф. передачи ему энергии от накопит. элемента. С. у. применяются гл. обр.
для нагрева плазмы, создания с помощью полей пучка магнитных ловушек и для сжатия
микромишеней в системах управляемого термоядерного синтеза с инерциальным удержанием.
Кроме того, пучки, создаваемые С. у., используются для генерации сверхмощных импульсов СВЧколебаний в диапазоне от субмиллиметровых до дециметровых волн, для накачки химических лазеров
и газовых лазеров высокого давления, в коллективных методах ускорения ионов и т. д. Транспортировка пучков С. у. возможна в газе при низком давлении либо в вакууме в продольном магн. поле.
Токи больше или порядка 17 кА могут переноситься лишь тонкостенным трубчатым пучком. Для
ионов этот предел выше.
• Смирнов В. П., Получение сильноточных пучков электронов, «ПТЭ», 1977, № 2, с. 7; Накопление и
коммутация энергии больших плотностей, пер. с англ., М., 1979.
А. Н. Лебедев.
СИМЕНС (См, S), ед. СИ электрич. проводимости. Названа в честь нем. учёного Э. В. Сименса (Е.
W. Siemens). 1 См равен электрич. проводимости проводника, имеющего сопротивление 1 Ом.
СИММЕТРИЯ (от греч. symmetria — соразмерность) законов физики. Если законы,
устанавливающие соотношение между величинами, характеризующими физ. систему, или определяющие изменение этих величин со временем, не меняются при определённых операциях
(преобразованиях), к-рым может быть подвергнута система, то говорят, что эти законы обладают С.
(или инвариантны) относительно данных преобразований. В матем. отношении преобразования С.
составляют группу. Опыт показывает, что физ. законы симметричны относительно след. наиб. общих
преобразований.
Непрерывные преобразования пространства-времени
1) Перенос (сдвиг) системы
как
целого
в
пространстве. Это и последующие пространственно-временные
преобразования можно понимать в двух смыслах: как
активное
преобразование — реальный перенос физ. системы относительно выбранной системы отсчёта
или как пассивное преобразование -параллельный перенос системы отсчёта. С. физ. законов
относительно сдвигов в пр-ве означает эквивалентность всех точек пр-ва, т. е. отсутствие в нём
выдел. точек (однородность пр-ва).
2) Поворот системы как целого
в
пространстве. С. физ. законов относительно этого
преобразования означает эквивалентность всех направлений в пр-ве (изотропию пр-ва).
3) Изменение начала отсчёта времени (сдвиг во
времени). С. относительно этого преобразования означает, что физ. законы не меняются со временем.
4) Переход к системе отсчёта, движущейся относительно данной системы с постоянной (по направлению и величине) скоростью. С. относительно этого преобразования означает, в частности,
эквивалентность всех инерциальных систем отсчёта.
Все указанные С. отражают псевдоевклидову геометрию четырёхмерного Минковского
пространства-времени.
Дискретные преобразования пространства-времени
Создание релятив. квант. теории привело к открытию нового типа С., являющейся, в отличие от
перечисл. выше, дискретной С. Это — С. законов природы относительно одноврем. проведения
преобразований пространственной инверсии (Р), обращения времени (Т) и зарядового сопряжения
(С) — замены ч-ц на соответствующие античастицы (см. Теорема СРТ). Существование СРТсимметрии явл. следствием релятивистской инвариантности и локальности физ. вз-ствий.
Относительно отд. дискретных преобразований С, Р и Т оказываются симметричными процессы,
обусловленные сильными и эл.-магн. вз-ствиями. В процессах слабого вз-ствия нарушается С. относительно пространств. инверсии и зарядового сопряжения, однако сохраняется С. относительно
преобразования комбинированной инверсии (СР) и, следовательно, согласно СРТ-теореме,
относительно обращения времени (Т). Исключением явл. нарушение СР-симметрии в распадах
долгоживущих K0L-мезонов (см. К-мезоны), природа к-рой ещё не выяснена.
Симметрия относительно перестановки одинаковых частиц
При квантовомеханич. описании систем, содержащих одинаковые ч-цы, эта С. приводит к принципу
неразличимости одинаковых ч-ц, к полной их тождественности. Волн. ф-ция системы симметрична
относительно перестановки любой пари одинаковых ч-ц с целым спином (т. е. их пространственных
и спиновых переменных) и антисимметрична относительно такой перестановки для ч-ц с полуцелым
спином. Связь спина и статистики явл. следствием релятив. инвариантности теории и тесно связана с
СРТ-теоремой.
Внутренние
симметрии Изотопическая
унитарная SU(3)-симметрия. Сильное вз-ствие
681
инвариантность сильного взаимодействия и
симметрично относительно поворотов в особом «изотопическом пр-ве». С матем. точки зрения,
изотопич. С. отвечает преобразованиям группы унитарной симметрии SU(2). Одним из проявлений
этой С. явл. зарядовая независимость яд. сил (см. Изотопическая инвариантность). Изотопич.
инвариантность не явл. точной С. природы, т. к. она нарушается эл.-магн. вз-ствием ч-ц и различием
в массах u- и d-кварков.
Изотопич. С. представляет собой часть более широкой приближённой С. сильного взаимодействия —
унитарной SU(3)-С., объединяющей в семейства частицы, принадлежащие к различным изотопич.
мультиплетам и обладающие разл. значениями странности. Унитарная С. оказывается значительно
более нарушенной, чем изотопическая, в связи с тем, что масса странного s-кварка довольно сильно
отличается от масс u- и d-кварков. Открытие адронов с ещё более массивными с- и b-кварками
указывает на наличие более высокой унитарной С. по типу («аромату») кварков. При достигнутых
энергиях эти С. очень сильно нарушены, однако возможно, что при энергиях, отвечающих т. Н.
«великому объединению», происходит восстановление С.
«Цветовая» симметрия. Согласно совр. представлениям, каждый тип кварка может находиться в
трёх разл. состояниях, характеризуемых значениями особого квант. числа — «цвета». Сильное взствие симметрично относительно преобразования «цветов» кварков, к-рые составляют «цветовую»
группу SU(3). Предполагается, что «цветовая» SU(3)-С,— точная (её нарушение могло бы приводить
к вылетанию отд. кварков из адронов; см. Удержание «цвета»).
Симметрия между кварками и лептонами. На опыте было замечено, что существует С. между
электрослабым взаимодействием кварков и лептонов. Эта С. служит одним из оснований для
поисков единой теории слабого, эл.-магн. и сильного вз-ствий («великого объединения»).
Суперсимметрия — С., связывающая поля, к-рым отвечают как ч-цы с целыми спинами (бозоны),
так и с полуцельными (фермионы). См. Суперсимметрия.
Калибровочная симметрия. С., отвечающая тому факту, что нек-рые сохраняющиеся физ.
величины, обобщённо называемые «зарядами» (напр., электрич. заряд, гиперзаряд, изотопический
спин, «цвет»), явл. одновременно источниками полей, переносящих вз-ствия между ч-цами,
обладающими данным типом «заряда». Закону сохранения обобщённых «зарядов» отвечает
инвариантность лагранжиана системы относительно определённой группы преобразований —
калибровочных преобразований — с нек-рыми произвольными параметрами, не зависящими от
пространственно-временной точки (глобальная симметрия). Так, закону сохранения электрич. заряда
соответствует инвариантность лагранжиана относительно умножения волн. ф-ций заряж. ч-ц (i) на
фазовый множитель:
где zi — заряд ч-цы (в ед. элем. электрич. заряда), а  — произвольный числовой множитель.
Аналогично сохранение изотопич. спина или «цветового заряда» вытекает из инвариантности
лагранжиана относительно группы специальных унитарных преобразований [соответственно SU(2) и
SU(3)] с произвольными пост. параметрами. Физ. требование того, чтобы указанные С. выполнялись
не только глобально, но и л о к а л ь н о, т. е. для преобразований, параметры к-рых явл.
произвольными ф-циями пространственно-временной
точки
[напр., в (1)  являлся бы произвольной ф-цией координат и времени: =f(x, у, z, t)l, может быть
выполнено при условии, если одновременно определённым образом преобразуются и поля,
источниками к-рых служат данные заряды. Возникающие поля оказываются определёнными с точностью до произвольных ф-ций, компенсирующих произвол в выборе локальных параметров
преобразования С. Из ур-ний движения следует, что в пространств. отношении эти компенсирующие
поля должны быть векторными полями. Требование независимости физ. величин от произвола, с к-
рым определены компенсирующие поля, т.е. от калибровки, однозначно приводит к ур-нию
движения и законам вз-ствия компенсирующих, или калибровочных, полей. Из этого требования
также следует, что масса покоя ч-ц (квантов полей), отвечающих калибровочным полям, должна
быть равна нулю. На основе калибровочной С. построены совр. теории электрослабого и сильного взствий (последней явл. квантовая хромодинамика). Для объяснения отличной от нуля массы промежуточных векторных бозонов W± , Z°, являющихся квантами калибровочных полей и
выступающих в кач-ве переносчиков короткодействующего слабого вз-ствия, предложен механизм
спонтанного нарушения симметрии.
Симметрия и законы сохранения
Согласно Нётер теореме, каждому преобразованию С., характеризуемому одним непрерывно
изменяющимся параметром, соответствует величина, к-рая сохраняется (не меняется со временем)
для системы, обладающей этой С. Из С. физ. законов относительно сдвига замкнутой системы в прве, поворота её как целого и изменения начала отсчёта времени
следуют соответственно законы сохранения импульса, момента кол-ва движения и энергии; из С.
относительно локальных калибровочных преобразований — законы сохранения зарядов
(электрического, гиперзаряда и др.); из изотопич. инвариантности — сохранение изотопич. спина в
процессах сильного вз-ствия. Дискр. С. в классич. механике не приводят к к.-л. законам сохранения.
Однако в квант. механике, в к-рой состояние системы описывается волн. ф-цией, или для волн. полей
(напр., эл.-магн. поля), где справедлив суперпозиции принцип, из существования дискр. С. следуют
законы сохранения нек-рых специфич. величин, не имеющих аналогов в классич. механике [напр.,
пространственной, зарядовой и комбинированной (СР-) чётностей; см. также G-чётность].
Симметрия квантовомеханических систем и вырождение
Если квантовомеханич. система обладает определённой С., то операторы сохраняющихся физ.
величин, соответствующих этой С., коммутируют с гамильтонианом системы. Если нек-рые из этих
операторов не коммутируют между собой, уровни энергии системы оказываются вырожденными (см.
Вырождение): определённому уровню энергии отвечает неск. разл. состояний, преобразующихся
друг через друга при преобразованиях С. В матем. отношении эти состояния представляют базис
неприводимого представления группы С, системы. Это обусловливает плодотворность применения
методов теории групп в квант. механике.
Помимо вырождения уровней энергии, связанного с явной С. системы (напр., относительно
поворотов системы как целого), в ряде задач существует дополнит. вырождение, связанное с т. н.
скрытой С. вз-ствия. Такие скрытые С. существуют, напр., для кулоновского вз-ствия и для
изотропного осциллятора. Скрытая С. кулоновского вз-ствия, приводящая к вырождению состояний
с разл. орбит. моментами, обусловлена явной С. кулоновского вз-ствия в четырёхмерном импульсном
пр-ве.
Если система, обладающая к.-л. С., находится в поле сил, нарушающих эту С. (но достаточно слабых,
чтобы их можно было рассматривать как малое возмущение), происходит расщепление вырожд.
уровней энергии исходной системы: разл. состояния, к-рые в силу С. системы имели одинаковую
энергию, под действием «несимметричного» возмущения приобретают разл. энергетич. смещения. В
случаях, когда возмущающее поле обладает нек-рой С., составляющей часть С. исходной системы,
вырождение уровней энергии снимается не полностью: часть уровней остаётся вырожденной в
соответствии с С.
682
вз-ствия, «включающего» возмущающее поле.
Наличие в системе вырожденных по энергии состояний в свою очередь указывает на существование
С. вз-ствия и позволяет в принципе найти эту С., когда она заранее не известна. Последнее
обстоятельство играет важнейшую роль, напр., в физике элем. ч-ц.
Динамические симметрии
Очень плодотворно понятие т. н. динамической С. системы, к-рое возникает, когда рассматриваются
преобразования, включающие переходы между состояниями системы с разл. энергиями.
Неприводимым представлением группы динамич. С. будет весь спектр стационарных состояний
системы. Понятие динамич. С. можно распространить и на случаи, когда гамильтониан системы
зависит явно от времени, причём в одно неприводимое представление динамич. группы С.
объединяются в этом случае все состояния квантовомеханич. системы, не являющиеся
стационарными (т. е. не обладающие заданной энергией).
В определённом смысле к динамич. С. может быть отнесена также киральная симметрия.
• В и г н е р В., Этюды о симметрии, пер. с англ., М., 1971.
С. С. Герштейн.
СИММЕТРИЯ КРИСТАЛЛОВ, свойство кристаллов совмещаться с собой при поворотах,
отражениях, параллельных переносах либо части или комбинации этих операций. Симметрия
означает возможность преобразования объекта, совмещающего его с собой. Симметрия внеш. формы
(огранки) кристалла определяется симметрией его атомного строения, к-рая обусловливает также и
симметрию физ. свойств кристалла.
Рис. 1. а — кристалл кварца: 3 — ось симметрии 3-го, порядка, 2х, 2у,
2w— оси 2-го порядка; б — кристалл водного мета-силиката натрия: m —
плоскость симметрии.
На рис. 1, а изображён кристалл кварца. Внеш. его форма такова, что поворотом на 120° вокруг оси 3
он может быть совмещён сам с собой (совместимое равенство). Кристалл метасиликата натрия (рис.
1, 6) преобразуется в себя отражением в плоскости симметрии m (зеркальное равенство).
Если F(xlx2.x3) — функция, описывающая объект, напр. форму кристалла в трёхмерном пространстве
или к.-л. его свойство, а операция g[x1, х2, х3] осуществляет преобразование координат всех точек
объекта, то g является операцией или преобразованием симметрии, a F — симметричным объектом,
если выполняются условия:
В наиболее общей формулировке симметрия — неизменность (инвариантность) объектов и законов
при нек-рых преобразованиях описывающих их переменных. Кристаллы -объекты в трёхмерном
пространстве, поэтому классич. теория С. к.— теория симметрич. преобразований в себя
трёхмерного пространства с учётом того, что внутр. атомная структура кристаллов — трёхмернопериодическая, т. е. описывается как кристаллическая решётка. При преобразованиях симметрии
пространство не деформируется, а преобразуется как жёсткое целое. Такие преобразования наз.
ортогональными или изометрическими. После преобразования симметрии части объекта,
находившиеся в одном месте, совпадают с частями, находящимися в др. месте. Это означает, что в
симметричном объекте есть равные части (совместимые или зеркальные).
С. к. проявляется не только в их структуре и свойствах в реальном трёхмерном пространстве, но
также и при описании энергетич. спектра электронов кристалла (см. Зонная теория), при анализе
процессов дифракции рентг. лучей и электронов в кристаллах в обратном пространстве (см.
Обратная решётка) и т. п.
Группа симметрии кристаллов. Кристаллу может быть присуща не одна, а неск. операций симметрии.
Так, кристалл кварца (рис. 1, а) совмещается с собой не только при повороте на 120° вокруг оси 3
(операция g1), но и при повороте вокруг оси 3 на 240° (операция g2), a также при поворотах на 180°
вокруг осей 2х, 2у, 2w (операции g3, g4, g5). Каждой операции симметрии может быть сопоставлен
элемент симметрии — прямая, плоскость или точка, относительно к-рой производится данная
операция. Напр., ось 3 или оси 2х, 2у, 2w являются осями симметрии, плоскость m (рис. 1,6) —
плоскостью зеркальной симметрии и т. п. Совокупность операций симметрии {g1, g2, . . ., gn} данного
кристалла образует группу симметрии G в смысле матем. теории групп. Последоват. проведение двух
операций симметрии также является операцией симметрии. Всегда существует операция идентичности g0, ничего не изменяющая в кристалле, наз. отождествлением, геометрически соответствующая
неподвижности объекта или повороту его на 360° вокруг любой оси. Число
операций, образующих группу G, наз. порядком группы.
Группы симметрии классифицируют: по числу n измерений пространства, в к-рых они определены;
по числу m измерений пространства, в к-рых объект периодичен (их соответственно обозначают
Gnm), и по нек-рым др. признакам. Для описания кристаллов используют разл. группы симметрии, из
к-рых важнейшими являются пространственные группы симметрии. G33, описывающие атомную
структуру кристаллов, и точечные группы с и м м е т р и и G30, описывающие их внешнюю форму.
Последние наз. также кристаллографическими классами.
Точечные группы симметрии. Операциями точечной симметрии являются: повороты вокруг оси
симметрии порядка N на угол, равный 360°/N (рис. 2, а), отражение в плоскости симметрии
(зеркальное отражение; рис. 2, б), инверсия Т (симметрия относительно точки; рис. 2, в),
инверсионные повороты N~ (комбинация поворота на угол 360°/N с одновременной инверсией; рис.
2, г).
Рис. 2. Простейшие операции симметрии: а — поворот; б — отражение; в —
инверсия; г — инверсионный поворот 4-го порядка; д — винтовой поворот 4го порядка; е — скользящее отражение.
Вместо инверсионных поворотов иногда рассматривают зеркальные повороты N~. Геометрически
возможные сочетания этих операций определяют ту или иную точечную группу симметрии, к-рая
изображается обычно в стереографич. проекции. При преобразованиях точечной симметрии по
683
крайней мере одна точка объекта остаётся неподвижной — преобразуется сама в себя. В ней
пересекаются все элементы симметрии, и она является центром стереографич. проекции. Примеры
кристаллов, относящихся к разл. точечным группам, даны на рис. 3.
Рис. 3. Примеры кристаллов, принадлежащих к разным точечным группам
(кристаллографическим классам): о — к классу m (одна плоскость
симметрии); б — к классу с (центр симметрии); в — к классу 2 (одна ось
симметрии 2-го порядка); г — к классу 6 (одна инверсионно-поворотная ось
6-го порядка).
Точечные преобразования симметрии g[x1, x2, х3]=х'1, х'2, х'3 описываются линейными ур-ниями:
т. е. матрицей коэфф, (aij). Напр., при повороте вокруг оси х1 на угол a=360°/N матрица коэфф. имеет
вид:
а при отражении в плоскости х1, х2 она имеет вид:
Число точечных групп Go бесконечно. Однако в кристаллах ввиду наличия крист. решётки возможны
только операции и соответственно оси симметрии до 6-го порядка (кроме 5-го; в крист. решётке не
может быть оси симметрии 5-го порядка, т. к. с помощью пятиугольников нельзя заполнить
пространство без промежутков), к-рые обозначаются символами: 1, 2, 3, 4, 6, а также инверсионные
оси 1 (она же — центр симметрии), 2 (она же — плоскость симметрии), 3, 4, 6. Поэтому количество
точечных кристаллографич. групп симметрии, описывающих внеш. форму кристаллов, ограничено,
их всего 32 (см. табл.). В междунар. обозначения точечных групп входят символы порождающих их
операций симметрии. Эти группы объединяются по симметрии формы элементарной ячейки (с
периодами о, b, с и углами , , ) в 7 сингоний.
Группы, содержащие лишь повороты, описывают кристаллы, состоящие только из совместимо
равных частей (группы 1-го рода). Группы, содержащие отражения или инверсионные повороты,
описывают кристаллы, в к-рых есть зеркально равные части (группы 2-го рода). Кристаллы,
описываемые группами 1-го рода, могут кристаллизоваться в двух энантиоморфных формах
(«правой» и «левой», каждая из к-рых не содержит элементов симметрии 2-го рода), но зеркально
равных друг другу (см. Энантиоморфизм).
Точечные группы описывают симметрию не только кристаллов, но любых конечных фигур. В живой
природе часто наблюдается запрещённая в кристаллографии симметрия с осями 5-го, 7-го порядка и
выше. Напр., для описания регулярной структуры сферич. вирусов, в оболочках к-рых соблюдаются
принципы плотной укладки молекул, оказалась важной икосаэдрическая точечная группа 532 (см.
Биологические кристаллы).
Предельные группы. Функции, к-рые описывают зависимость разл. свойств кристалла от
направления, имеют определённую точечную симметрию, однозначно связанную с группой
симметрии огранения кристалла. Она либо совпадает с ней, либо выше неё по симметрии (Неймана
принцип).
Многие из свойств кристаллов, принадлежащих к определённым точечным группам симметрии,
описываются т.н. предельными точечными группами, содержащими оси симметрии бесконечного
порядка, обозначаемые символом . Наличие оси  означает, что объект совмещается с собой при
повороте на любой, в т. ч. бесконечно малый угол
Рис. 4. Фигуры, иллюстрирующие предельные группы симметрии.
(изотропные твёрдые тела, текстуры). Таких групп 7, они представлены на рис, 4 образцовыми
фигурами и соответствующими символами. Т. о., всего имеется 32+7=39 точечных групп,
описывающих симметрию свойств кристаллов. Зная группу С. к., можно указать возможность
наличия или отсутствия в нём нек-рых физ. свойств (см. Кристаллофизика).
Пространственная симметрия атомной структуры кристаллов описывается пространств. группами
симметрии G33 (наз. также фёдоровскими в честь нашедшего их
684
в 1890 Е. С. Фёдорова). Характерными для решётки операциями являются три некомпланарных
переноса а, b, с, наз. трансляциями, к-рые задают трёхмерную периодичность атомной структуры
кристаллов. Сдвиг (перенос) структуры на векторы а, b, с или любой вектор t=р1a+p2b+p3c, где p1,p2,
p3 — любые целые положительные или отрицательные числа, совмещает структуру кристалла с собой и, следовательно, является операцией симметрии (трансляционная симметрия).
Вследствие возможности комбинирования в решётке трансляций и операций точечной симметрии в
группах G33 возникают операции и соответствующие им элементы симметрии с трансляц.
компонентой — винтовые оси разл. порядков и плоскости скользящего отражения (рис. 2, д, е). Всего
известно 230 пространств. групп симметрии G33, любой кристалл относится к одной из этих групп.
Трансляц. компоненты элементов микросимметрии макроскопически не проявляются, напр. винтовая
ось в огранке кристаллов проявляется как соответствующая по порядку простая поворотная ось.
Поэтому каждая из 230 групп G33 макроскопически сходственна (гомоморфна) с одной из 32
точечных групп. Напр., на точечную группу mmm гомоморфно отображаются 28 пространств. групп.
Совокупность переносов, присущих данной пространственной группе, есть её трансляционная
подгруппа, или Браве решетка; таких решёток существует 14.
Симметрия слоев и цепей. Для описания объектов периодических в 1 или 2 направлениях, в
частности фрагментов структуры кристаллов, могут быть использованы группы G32 — двумерно
периодические m G31 — одномерно периодические в трёхмерном пространстве. Эти группы играют
важную роль в изучении биол. структур и молекул. Напр., группы G| описывают строение биол.
мембран, группы G31— цепных молекул (рис. 5, а) палочкообразных вирусов, трубчатых кристаллов
глобулярных белков (рис. 5, б), в к-рых молекулы уложены согласно спиральной (винтовой) симметрии, возможной в группах G31 (см. биологические кристаллы).
Обобщённая симметрия. В основе определения симметрии лежит понятие равенства (1, б) при
преобразовании (1, а). Однако физически (и математически) объект может быть равен себе по одним
признакам и не равен по другим. Напр., распределение ядер и электронов в кристалле
антиферромагнетика можно описать с помощью обычной пространств. симметрии, но если учесть
распределение
нём магн. моментов (рис. 6), то обычной», классич. симметрии уже
недостаточно. К подобного рода обобщениям симметрии относятся антисимметрия и цветная симметрия. В антисимметрии в дополнение к трём пространств. переменным x1, х2, x3 вводится
добавочная 4-я переменная x4=±1. Это можно
Рис. 5. Объекты со спиральной симметрией: а — молекула ДНК; б —
трубчатый
кристалл
белка
фосфорилазы
(электронно-микроскопический
снимок, увеличение 220000).
истолковать таким образом, что при преобразовании (1, а) ф-ция F может быть не только равна себе,
как в (1, б), но и «антиравна» — изменить знак. Условно такую операцию можно изобразить
изменением цвета (рис. 7).
Рис. 6. Распределение магнитных моментов (стрелки) в элементарной ячейке
ферримагнитного кристалла, описываемое с помощью обобщённой симметрии.
Существует 58 групп точечной антисимметрии C30,а и 1651 пространств.
группа антисимметрии G33,a (Ш у б н и к о в с к и х г р у п п). Если добавочная переменная
приобретает не два значения, а неск. (возможны числа 3, 4, 6, 8, . . ., 48), то возникает
цветная симметрия Белова. Так, известна 81 точечная группа G30,ц и 2942 группы С33,ц. Основные
приложения обобщённой симметрии в кристаллографии— описание магн. структур.
Рис. 7. Фигура, описываемая точечной группой антисимметрии.
Рис. 8. Фигура, обладающая симметрией подобия.
Др. обобщения симметрии: симметрия подобия, когда равенство частей фигуры заменяется их
подобием (рис. 8), криволинейная симметрия, статистич. симметрия, вводимая при описании
структуры разупорядоченных кристаллов, твёрдых растворов, жидких кристаллов, и др.
• Шубников А. В., Копцик В. А., Симметрия в науке и искусстве 2 изд., М., 1972; В ей ль Г.,
Симметрия, пер. с англ., М., 1968; Федоров Е. С., Симметрия и структура кристаллов, М., 1949;
Шубников А. В., Симметрия и антисимметрия конечных фигур, М., 1951; Современная
кристаллография, т. 1, М.» 1979.
Б. К. Вайнштейн.
СИММЕТРИЯ МОЛЕКУЛЫ, хар-ка молекулы, определяемая совокупностью возможных операций
точечной симметрии для её равновесной конфигурации. Четыре операции точечной симметрии
(вращение вокруг оси на нек-рый угол, меньший или равный 360°; отражение от плоскости; инверсия
в точке; вращение вокруг оси с последующей инверсией в точке, лежащей на этой оси) приводят к
след. элементам симметрии молекулы: ось симметрии n-го порядка (ось вращения n-го порядка), если
при повороте вокруг этой оси на угол 360°/n (n — целое число) она совмещается сама с собой;
зеркальная плоскость, или плоскость симметрии, если такое совмещение наблюдается при отражении
от плоскости; центр инверсии, или центр симметрии, если молекула совмещается сама с собой при
проектировании её атомов по линиям, проходящим через центр симметрии в положение,
находящееся на противоположной стороне от него и на том же расстоянии, что и исходный атом;
зеркально-поворотная ось n-го порядка, когда молекула совмещается сама с собой в результате
поворота её вокруг нек-рой оси с последующей инверсией в точке, лежащей на этой оси. Так, элемен685
тами симметрии молекулы воды
являются 2 плоскости симметрии (одна из них лежит в плоскости молекулы, другая проходит
перпендикулярно к ней через биссектрису угла Н—О—Н, равного 104,5°) и ось симметрии 2-го
порядка (биссектриса угла Н—О—Н). Молекула дифенила (рис.) в крист.
Углеродный скелет молекулы дифенила.
состоянии плоская, и её элементы симметрии — 2 взаимно перпендикулярные плоскости,
проходящие через центр инверсии (середину центр. связи С—С), сам центр инверсии и ось 2-го
порядка (центр. связь С—С). В газовой фазе углеродные кольца этой молекулы повёрнуты друг к
другу под углом ~35° (за счёт их поворота вокруг центр. связи С—С), и из перечисленных выше
элементов С. м. остаётся только центр инверсии.
Совокупность операций точечной С. м. образует матем. точечную группу симметрии. Элементы
симметрии должны быть согласованы. Так, две зеркальные плоскости могут располагаться лишь под
определ. углами друг к другу, а если они взаимно перпендикулярны, то линия их пересечения
является осью симметрии 2-го порядка (как это имеет место у молекулы воды или у плоской молекулы дифенила). Операции С. м. не всегда обладают св-вом коммутативности (т. е. может быть
существенна их последовательность).Точечные группы симметрии используют также для описания
кристаллов (см. Симметрия кристаллов), обозначения, используемые для С. м., заимствованы из
кристаллографии.
С. м. обусловливает симметрию волновой функции и потенциальной поверхности (см. Молекула) и
проявляется в разл. физ. и хим. св-вах соединений. Так, С. м. приводит к вырождению определ.
электронных, колебат. и вращат. уровней, а также обусловливает запреты определ. квант. переходов
(см. Отбора правила). Молекулы, обладающие центром инверсии, не имеют пост. дипольного момента, что проявляется в их диэлектрич. св-вах (см. Поляризуемость). Если молекулы не имеют ни
плоскости, ни центра симметрии, то они, как правило, существуют в правой и левой формах, т. е.
являются оптически активными веществами. % См. при ст. Молекула.
В. Г. Дашевский.
СИНГЛЕТЫ (от англ. single — одиночный), одиночные спектральные линии в ат. спектрах,
соответствующие квантовым переходам между синглетными уровнями энергии (см.
Мультиплетностъ).
СИНГОНИЯ (от греч. syn — вместе и gonia — угол) кристаллографическая, подразделение
кристаллов по конфигурации их элементарной ячейки. С. к. характеризуется соотношением между
длинами рёбер а, b, с ячейки и углами , ,  между ними. Существует 7 С. к.: кубическая (а=b=с,
=== 90°); тетрагональная (а=bс, ===90°); гексагональная (а=bс, ==90°,
=120°);тригональная (а=b=с, ==90°); ромбическая (аbс, ===90°); моноклинная (аbс,
==90°, 90°); триклинная (аbс, 90°). Являясь наиболее крупным классификационным
подразделением в симметрии кристаллов, каждая С. включает неск. точечных групп симметрии
кристаллов и Браве решёток и пространственных групп симметрии.
СИНЕРГЕТИКА, область науч. исследований, целью к-рых является выявление общих
закономерностей в процессах образования, устойчивости и разрушения упорядоч. временных и
пространств. структур в сложных неравновесных системах разл. природы (физ., хим., биол.,
экологич. и др.). Возникновение организованного поведения может обусловливаться внеш.
воздействиями (вынужденная организация) или являться результатом развития собств. (внутр.)
неустойчивостей в системе (самоорганизация). В последнем случае процесс упорядочения связан с
коллективным поведением подсистем, образующих систему. Наряду с проблемой самоорганизации
С. рассматривает также и вопросы самодезорганизации — возникновения хаоса (сложного
поведения) в динамич. системах. Как правило, исследуемые системы являются диссипативными открытыми системами.
Термин «С.» происходит от греч. synergetikos — совместный, согласованно действующий. С.
возникла в нач. 70-х гг. 20 в. Основой С. служит единство явлений, моделей и методов, с к-рыми
приходится сталкиваться при исследовании процессов «возникновения порядка из беспорядка» в
химии (реакции Белоусова — Жаботинского), космологии (спиральные галактики), экологии
(организация сообществ) и т. д. Примером самоорганизации в гидродинамике служит образование в
подогреваемой жидкости (начиная с нек-рых градиентов темп-ры) шестиугольных ячеек Бенара
(рис.) или возникновение тороидальных вихрей (вихрей Тейлора) между вращающимися
цилиндрами. Пример вынужденной организации -синхронизация мод в многомодовом лазере с
помощью внеш. периодич. воздействия.
Модели С.— это модели нелинейных неравновесных систем, подвергающихся действию
флуктуации. В момент перехода упорядоченная и неупорядоченная фазы отличаются друг от друга
столь мало, что именно
флуктуации переводят одну фазу в другую. Если в системе возможно неск. устойчивых состояний, то
флуктуации отбирают лишь одно из них. При анализе сложных систем, напр. в биологии или
экологии, С. исследует простейшие основные модели, позволяющие понять и выделить наиболее
существ. механизмы «организации порядка» (избирательную неустойчивость, вероятностный отбор,
конкуренцию или синхронизацию подсистем и др.).
Структура
в
виде
шестигранных
призматических
ячеек
(Бенара),
устанавливающихся в плоском горизонтальном слое вязкой жидкости при
подогреве снизу.
Понятия и образы С. связаны, в первую очередь, с оценкой упорядоченности поведения. Это
пространств. корреляция, параметр порядка, взаимная координация (синхронизация) подсистем,
энтропия и др. Методы С. в значит. степени перекрываются с методами колебаний и волн теории,
термодинамики неравновесных процессов, теории фазовых переходов, статистич. механики и др. Для
многих задач С. построение теории сводится к созданию и анализу вероятностной модели; здесь С.
заимствует методы из матем. теории стохастич. процессов.
• X а к е н Г., Синергетика, пер. с англ., М., 1980; Рязанов А. И., Введение в синэргетику, «УФН»,
1979, т. 129, в. 4.
М. И. Рабинович, А. Г. Сазонтов.
СИНТЕТИЧЕСКИЕ КРИСТАЛЛЫ, кристаллы, выращенные искусственно в лабораториях или в
заводских условиях. Известно более 105 С. к. неорганич. веществ. Нек-рые из них не встречаются в
природе, в частности наиболее применяемые кристаллы полупроводников, пьезоэлектриков, а также
оптич. и оптоэлектрич. кристаллы, кристаллы, имитирующие драгоценные камни на основе
алюмоиттриевых гранатов (г р а н а т и т ы) и двуокисей Zr и Hf (ф и а н и т ы). Органических С. к.
известно ~105 разнообразных составов, не встречающихся в природе. Среди них наибольшее
применение находят органич. сцинтилляторы (нафталин, антрацен) и сегнетоэлектрики
(триглицинсульфат). С др. стороны, из 3000 кристаллов, составляющих многообразие природных
минералов, искусственно
686
НАИБОЛЕЕ РАСПРОСТРАНЁННЫЕ СИНТЕТИЧЕСКИЕ КРИСТАЛЛЫ
удаётся выращивать пока только неск. сотен, из к-рых для практич. применений существенное
значение имеют лишь 20—30 (см. табл.).
• Ц и н о б е р Л. И. [и др.], Условия роста и реальная структура кварца, в сб.: IV Всесоюзное
совещание по росту кристаллов, [т.] 2, ч. 2, Ереван, 1972, с. 186; Мильвидский М. Г., Освенский В. Б.,
Получение совершенных монокристаллов полупроводников при кристаллизации из расплава, там же,
с. 50; Багдасаров X. С., Проблемы синтеза крупных тугоплавких оптических монокристаллов, там же,
с. 6—25; Яковлев Ю. М., Гендельев С. Ш., Монокристаллы ферритов в радиоэлектронике, М., 1975;
Современная кристаллография, под ред. Б. К. Вайнштейна, М., 1979.
В. А. Тимофеева.
СИНУСОВ УСЛОВИЕ в оптике, выражается формулой sinu/sinu'=n'/n, где u и u' — углы,
образуемые с оптич. осью лучом, проходящим через
находящиеся на оси точки предмета и его изображения, соответственно; n и n' — показатели
преломления сред по обе стороны оптич. системы;
=y'/y — линейное увеличение оптич. системы. С. у. должно соблюдаться, чтобы оптич. система,
исправленная в отношении сферической аберрации, давала неискажённое (безаберрационное)
изображение у' малого линейного элемента у, расположенного на оптич. оси системы и перпендикулярного этой оси (рис.).
СИНУСОИДАЛЬНЫЕ КОЛЕБАНИЯ, колебания, при к-рых изменения колеблющейся величины
происходят по синусоиде; то же, что гармонические колебания.
СИНХРОНИЗАЦИЯ КОЛЕБАНИЙ, установление и поддержание такого режима колебаний двух
или неск. связанных систем, при к-ром их частоты равны, кратны или находятся в рациональном
отношении друг с другом. В отсутствие взаимодействия частоты колебаний этих систем могут быть
любыми. Различают взаимную С. к. связанных систем, при к-рой каждая из систем действует на
другие и частота С. к. отличается от исходных частот, и принудительную С. к., или захватывание
частоты, при к-рой связь между системами такова, что одна из них (синхронизирующая) влияет на
другую (синхронизируемую), а обратное влияние исключено; в этом случае устанавливается
колебание с частотой синхронизирующей системы. При взаимной С. к. двух связанных генераторов,
сильно различающихся по мощности, более мощный генератор играет роль синхронизирующего, а
менее мощный — синхронизируемого. Этот случай является переходным от взаимной С. к. к
принудительной.
С. к. двух связанных систем, имеющих в отсутствие взаимодействия частоты 1 и 2, обычно
происходит при значениях разности частот =1-2, находящихся внутри определённого
интервала. Ширину этого интервала наз. полосой синхронизации (захватывания). При С. к. двух
автоколебательных систем полоса синхронизации тем меньше, чем слабее связь между системами.
Применения С. к. обширны. Так, С. к. позволяет генераторам переменного тока, синхронным
моторам и др. нелинейным системам входить в синхронный режим и устойчиво работать в пределах
конечной полосы частот, а также позволяет неск. генераторам устойчиво работать на общую сеть
энергосистемы или неск. радиопередатчикам на одну антенну. С. к. используется при создании
умножителей и делителей частоты. В сложных нелинейных системах, генерирующих неск. частот,
возможна С. к. на различных комбинац. частотах системы. Напр., С. к. на разностной частоте
применяется при синхронизации мод лазера. Больным с нарушением ритма сердца вживляют
электронный синхронизатор сердечного ритма (т. н.
687
кардиостимулятор). С. к. лежит в основе объяснения многих физ. явлений. Так, с классич. точки
зрения вынужденное излучение физ. системы, состоящей из набора осцилляторов, есть результат С. к.
этих осцилляторов коллективным полем излучения.
• Теодорчик К. Ф., Автоколебательные системы, 3 изд., М.— Л., 1952; Блехман И. И., Синхронизация
динамических систем, М., 1971; Хаяси Т., Нелинейные колебания в физических системах, пер. с
англ., М., 1968.
В. Л. Реутов.
СИНХРОТРОН (от греч. synchronos — одновременный и электрон), циклич. резонансный
ускоритель электронов с орбитой почти постоянного радиуса, в к-ром управляющее магн. поле изменяется во времени, а частота ускоряющего электрич. поля постоянна. См. Ускорители.
СИНХРОТРОННОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ (магнитотормозное излучение), излучение эл.-магн. волн
заряж ч-цами, движущимися с релятив. скоростями в однородном магн. поле. Излучение ч-ц,
движущихся в перем. электрич. и магн. полях, наз. ондуляторным излучением. С. и. обусловлено
ускорением, связанным с искривлением траекторий ч-ц в магн. поле. Аналогичное излучение
нерелятив. ч-ц, движущихся по круговым или спиральным траекториям, наз. циклотронным
излучением; оно происходит на осн. гиромагнитной частоте и ее первых гармониках. С увеличением
скорости ч-цы роль высоких гармоник возрастает; при приближении к релятив. пределу излучение в
области наиб. интенсивных высоких гармоник обладает практически непрерывным спектром и
сосредоточено в направлении мгновенной скорости в узком конусе с углом раствора ~mс2/ξ, где m и
ξ — масса и энергия ч-цы.
Полная мощность излучения ч-цы с энергией ξ>>mc2 равна:
где е — заряд ч-цы, Н — составляющая магн. поля, перпендикулярная скорости ч-цы. Сильная
зависимость излучаемой мощности от массы ч-цы делает С. и. наиб. существенным для лёгких ч-ц—
эл-нов и позитронов. Спектральное (по частоте ) распределение излучаемой мощности определяется
выражением:
K5/3() — цилиндрич. ф-ция второго рода мнимого аргумента. График ф-ции
представлен на рис. Характерная частота, на к-рую приходится максимум в спектре излучения ч-цы,
равна (в Гц):
0,29•c=l,8•1018Hξ2эpr=4,6•10-6РHξ2эв.
Излучение отд. ч-цы в общем случае эллиптически поляризовано с большой осью эллипса
поляризации, рас-
положенной перпендикулярно видимой проекции магн. поля. Степень эллиптичности и направление
вращения вектора напряжённости электрич. поля зависят от направления наблюдения по отношению
к конусу, описываемому вектором скорости ч-цы вокруг направления магн. поля. Для направлений
наблюдения, лежащих на этом конусе, поляризация линейная.
Впервые С. и. наблюдалось в циклич. ускорителях эл-нов (в синхротроне, поэтому и получило назв.
«С. и.»). Потери энергии на С. п., а также связанные с С. и. квант. эффекты в движении ч-ц
необходимо учитывать при конструировании циклич. ускорителей эл-нов высокой энергии. С. и
циклич. ускорителей эл-нов используется для получения интенсивных пучков поляризованного эл.магн. излучения в УФ области спектра и в области «мягкого» рентг. излучения; пучки рентг. С. и.
применяются, в частности, в рентгеновском структурном анализе. ,
Большой интерес представляет С. и. косм. объектов, в частности нетепловой радиофон Галактики,
нетепловое радио- и оптич. излучение дискретных источников (сверхновых звёзд, пульсаров,
квазаров, радиогалактик). Синхротронная природа этих излучений подтверждается особенностями их
спектра и поляризации. Согласно совр. представлениям, релятив. эл-ны, входящие в состав
космических лучей, дают С. и. в косм. магн. полях в радио-, оптическом, а возможно, и в рентгеновском диапазонах. Измерения спектр. интенсивности и поляризации косм. С. и. позволяют
получить информацию о концентрации и энергетич. спектре релятив. эл-нов, величине и
направлении магн. полей в удалённых частях Вселенной.
• Соколов А. А., Тернов И. М., Релятивистский электрон, М., 1974; Кулипанов Г. Н., Скринский А.
Н., Использование синхротронного излучения: состояние и перспективы, «УФН», 1977, т. 122, в. 3;
Синхротронное излучение. Свойства и применение, пер. с англ., М., 1981,
С. И. Сыроватский.
СИНХРОФАЗОТРОН, циклич. резонансный ускоритель тяжёлых ч-ц (протонов, ионов), в к-ром
управляющее
магн. поле и частота ускоряющего электрич. поля одновременно изменяются во времени таким
образом, чтобы радиус равновесной орбиты ч-ц оставался постоянным. С. для ускорения протонов
часто наз. протонным синхротроном. См. Ускорители.
СИНХРОЦИКЛОТРОН, то же, что фазотрон.
СИРЕНА, акустич. излучатель, действие к-рого основано на периодич. прерывании потока газа (или
жидкости). По принципу работы С. делятся на динамические (вращающиеся) и пульсирующие. В
пульсирующих С. перекрытие потока производится заслонкой, совершающей возвратно-поступат.
движение при помощи эл.-магн. или электродинамич. преобразователя.
Наиболее распространены динамич. С. Они подразделяются на осевые и радиальные (рис.): в первых
воздушный поток совпадает с осью вращения, во вторых — направлен по радиусу перпендикулярно
оси. В осевых С. диск 1 с отверстиями (ротор) вращается относительно неподвижного диска 2
(статора).
Схема устройства сирены: а — осевая; б — радиальная.
В радиальных С. ротор 1 и статор 2 представляют собой две коаксиальные поверхности (обычно
цилиндрические). Ротор вращается электродвигателем 3 (или газовой турбинкой). Воздух,
поступающий под давлением через отверстия в роторе и статоре из камеры 4, периодически
прерывается, создавая во внеш. пространстве сжатия и разрежения. Частота пульсаций воздуха f
определяется числом отверстий в роторе или статоре m и числом N оборотов ротора в минуту:
f=mN/60 Гц. Частота f соответствует осн. частоте излучения С. Частотный диапазон С., применяемых
на практике, составляет от 200— 300 Гц до 80—100 кГц, но известны С., работающие на частотах до
600 кГц. Мощность С. может достигать десятков кВт.
Воздушные динамич. С. применяются для сигнализации и для технологич. целей (коагуляция
мелкодисперсных аэрозолей, разрушение пены, осаждение туманов, ускорение процессов тепло- и
массообмена и др.).
Жидкостные С. выполняются обычно радиальными
с неск. коаксиальными
роторами,
вращающимися между неск. рядами коаксиальных статоров; иногда статор вообще отсутствует,
688
а два ротора, один из к-рых входит в другой, вращаются в разные стороны. В таких С. отверстия
имеют вид продольных щелей, располагаемых по образующей цилиндра. Жидкостные С.
применяются для эмульгирования, диспергирования и ускорения процессов перемешивания.
• Бергман Л., Ультразвук и его применение в науке и технике, пер. с нем., 2 изд., М., 1957; К р о у ф о
р д А. Э., Ультразвуковая техника, пер. с англ., М., 1958.
Ю. Я. Борисов.
СИСТЕМА ЕДИНИЦ физических величин, совокупность основных и производных единиц нек-рой
системы физ. величин, образованная в соответствии с принятыми принципами. С. е. строится на
основе физ. теорий, отражающих существующую в природе взаимосвязь физ. величин. При
определении единиц системы подбирается такая последовательность физ. соотношений, в к-рой
каждое следующее выражение содержит только одну новую физ. величину. Это позволяет
определить единицу физ. величины через совокупность ранее определённых единиц, а в конечном
счёте — через основные (независимые) единицы системы (см. Единицы физических величин). Связь
производных единиц системы с основными выражается ф-лами размерности (см. Размерностей анализ). Обычно в качестве основных выбирают единицы, которые могут быть воспроизведены
эталонами или эталонными установками с наивысшей точностью, соответствующей уровню
развития науки и техники в данную эпоху.
В первых С. е. в кач-ве основных были выбраны единицы длины и массы, напр. в Великобритании —
фут и англ. фунт, в России — аршин и рус. фунт. Кратные и дольные единицы этих систем имели
собств. наименования (ярд и дюйм в системе Великобритании, сажень, вершок, фут и др.— России),
благодаря чему образовалась сложная совокупность производных единиц. Неудобства, вызываемые
различием и сложностью национальных систем единиц, натолкнули на идею разработки метрич.
системы мер (18 в., Франция), послужившей основой для междунар. унификации единиц длины
(метр) и массы (килограмм), а также важнейших производных ед. (площади, объёма, плотности).
В 19 в. нем. учёные К. Гаусс и В. Вебер предложили С. е. для электрич. и магн. величин, названную
Гауссом абсолютной. В ней в кач-ве осн. единиц были приняты миллиметр, миллиграмм и секунда, а
производные ед. образовывались по ур-ниям связи между величинами в простейшем их виде, т. е. с
численными коэфф., равными единице (такие системы позднее получили название когерентных). Во
2-й пол. 19 в. Британская ассоциация по развитию наук приняла две системы единиц с осн. единицами см, г, с: электростатическую (СГСЭ) и электромагнитную (СГСМ). Этим было положено
начало образованию и др. общефиз. С. е., в частности симметричной системы СГС (к-рую наз. также
системой Гаусса; см. СГС система единиц), технической системы (м, кгс, с; см. МКГСС система
единиц), МТС системы, единиц. В 1901 итал. учёный Дж. Джорджи предложил С. е. с осн. единицами
м, кг, с и одной электрич. единицей. Система включала получившие распространение на практике
ед.: ампер, вольт, ом, ватт, джоуль, фарад, генри. Эта система была положена в основу принятой в
1960 11-й Генеральной конференцией по мерам и весам Международной системы единиц (СИ),
имеющей семь осн. единиц: метр, килограмм, секунда, ампер, кельвин, кандела, моль. Создание СИ
открыло перспективу всеобщей унификации и упрощения единиц и имело следствием принятие мн.
странами решений о переходе к этой системе или о её преимуществ. использовании.
Наряду с практическими С. е. в физике применяются системы, в основу к-рых положены универс.
физ. константы, напр. скорость распространения света в вакууме, заряд эл-на, постоянная Планка и
др. (см. Естественные системы единиц).
• Бурдун Г. Д., Единицы физических величин, 4 изд., М., 1967; его же, Справочник по
Международной системе единиц, 3 изд., М., 1980; Бурдун Г. Д., Марков Б. Н., Основы метрологии, 2
изд., М., 1975.
СИСТЕМА ОТСЧЕТА в механике, совокупность системы координат и часов, связанных с телом, по
отношению к к-рому изучается движение (или равновесие) к.-н. др. материальных точек или тел. О
способах задания движения точки или тела по отношению к выбранной С. о. и об определении
кинематич. хар-к этого движения см. в ст. Кинематика. Выбор С. о. зависит от целей исследования.
При кинематич. исследованиях все С. о. равноправны. В задачах динамики преимуществ. роль
играют инерциальные системы отсчёта, по отношению к к-рым дифф. ур-ния движения имеют
обычно более простой вид.
СИСТЕМЫ С РАСПРЕДЕЛЕННЫМИ ПАРАМЕТРАМИ (распределённые системы), системы,
состоящие из элементов, непрерывно распределённых в конечных областях пр-ва, так что
происходящие в них движения передаются от одного элемента к другому и не могут быть
идеализированы как движения объектов (масс, полей и т. п.) с фиксированной внутр. структурой (см.
Системы с сосредоточенными параметрами). Все реальные системы можно рассматривать как С. с
р. п.— плотностью, упругостью и др., к-рые от точки к точке меняются непрерывно. Это возможно,
когда объём, имеющий размеры самой короткой волны, к-рая играет роль в рассматриваемой задаче
о колебаниях
системы, содержит ещё достаточно большое число атомов. Напр., в случае распространения упругого
импульса вдоль тонкого стержня пост. сечения, возникающего в результате удара по концу стержня.
С. с р. п. обладают бесконечно большим числом степеней свободы, вследствие чего им свойственно
бесконечно большое число нормальных колебаний. Процессы в С. с р. п. описываются обычно урниями с частными производными (волновое уравнение, ур-ние диффузии и др.) или интегральными
ур-ниями.
З. Ф. Красильник.
СИСТЕМЫ С СОСРЕДОТОЧЕННЫМИ ПАРАМЕТРАМИ (дискретные системы), системы,
движение к-рых может быть описано как движение конечного числа точечных объектов (строго
сосредоточенные параметры) или протяжённых объектов с жёстко фиксированной внутр. структурой
(параметры, сводимые к сосредоточенным). Напр., тело, подвешенное на нити (маятник), относится
к С. с с. п., если его можно считать точечным, а нить — нерастяжимой и невесомой; колебательный
контур, состоящий из индуктивности L, ёмкости С и сопротивления R, является С. с с. п., когда
размеры всех его элементов значительно меньше длины эл.-магн. волны и структуру полей в
элементах L, С и R можно идеализировать как жёстко фиксированную.
Описание движения С. с с. п. обычно основывается на ур-ниях, связывающих обобщённые
координаты и обобщённые импульсы (в т. ч. поля, токи, напряжения) входящих в неё объектов.
Порядок этих ур-ний определяется числом степеней свободы С. с с. п. Так, плоское движение
маятника в поле тяжести или изменения тока в L, С, R колебат. контуре описывается дифф. ур-ниями
второго порядка и соответствует С. с с. п. с одной степенью свободы. Ур-ния движения
консервативных (сохраняющих энергию) С. с с. п. могут быть получены из вариац. принципа (см.
Наименьшего действия принцип). При этом различаются три осн. типа эквив. описаний движения С.
с с. п.: через Лагранжа функцию, содержащую обобщённые координаты и скорости, через
Гамильтона функцию, содержащую обобщённые импульсы и координаты, и через ф-цию действия
(ф-цию Гамильтона — Якоби), выраженную через обобщённые координаты и их производные. В
первых двух случаях в ур-ния входят полные производные по времени, в последнем случае —
частные производные.
• Мандельштам Л. И., Лекции по теории колебаний, М., 1972; Андронов А. А., Витт А.А., Хайкин С.
Э., Теория колебаний, 3 изд., М., 1981: Л а н д а у Л. Д., Л и ф ш и ц Е. М., Механика, 3 изд., М., 1973.
М. А. Миллер.
689
СИФОН (от греч. siphon — трубка, насос), изогнутая трубка с коленами разной длины, по к-рой
переливается жидкость из сосуда с более высоким уровнем в сосуд с более низким уровнем жидкости
(рис.). Действие С.
объясняется тем, что на объём жидкости, заполняющей верх. часть С. (заштрихована), давление со
стороны, где расположен верхний резервуар (т. е. слева), больше, чем со стороны, где находится
нижний (т. е. справа); так, в нач. момент течения давление слева равно р 0-h1, а давление справа р0-2,
где  — удельный вес жидкости, р0 — давление на свободную поверхность жидкости и h2>h1. Т. о.,
при течении жидкости по С. в верх. части его устанавливается давление, пониженное по сравнению с
р0. Падение давления здесь тем больше, чем больше разность высот h2-h1 и потеря энергии жидкости
на преодоление сопротивления трубки. Это обстоятельство ограничивает разность высот жидкости, а
следовательно, и действие С., т. к. при давлении в потоке ниже нек-рого предельного возникает
кавитация и происходит разрыв столба жидкости. При перекачивании с помощью С. холодной воды,
находящейся под атм. давлением, предельная разность высот обычно не превосходит 6—7 м.
СКАЛЯРНОЕ ПОЛЕ, поле физическое, к-рое описывается ф-цией, в каждой точке пр-ва не
изменяющейся при повороте системы координат. В квант. теории поля квантами С. п. явл. ч-цы со
спином 0. По поведению относительно пространственной инверсии С. п. делят на собственно скалярные, если полевая ф-ция не меняет знака при инверсии, и псевдоскалярные, если меняет.
Отвечающие им ч-цы имеют соответственно положит. и отрицат. внутр. чётность и наз. скалярными
(напр., -мезон) и псевдоскалярными (напр., -, К-, -мезоны).
А. В. Ефремов.
СКАЛЯРНЫЙ ПОТЕНЦИАЛ,
см. Потенциалы электромагнитного поля.
СКАМЬЯ ОПТИЧЕСКАЯ, установка для испытания оптич. приборов и отд. деталей. В С. о. на
массивные направляющие насаживают штативы, наз. рейтерами, к-рые несут разл. подставки и
столики с укреплёнными на них испытуемыми и регистрирующими приборами и деталями. Рейтеры
можно перемещать вдоль С. о. и неподвижно закрепить в любом месте по всей длине направляющих.
Механич. перемещения рейтеров строго параллельны оптич. и визирным осям установленных на С.
о. приборов. Длина С. о. может достигать неск. м.
СКАЧОК КОНДЕНСАЦИИ, особая форма скачка уплотнения, возникающая в ускоряющемся
сверхзвук. потоке газа в результате конденсации содержащихся в нём паров. Обычно С. к.
наблюдается в сверхзвук. сопле, где ускоренное движение газа сопровождается монотонным
снижением его темп-ры и соответствующим увеличением относит. влажности. В нек-ром сечении
сопла аэродинамической трубы относит. влажность воздуха достигает 100% (темп-ра насыщения), и
дальнейшее охлаждение приводит к конденсации. При отсутствии подогрева воздуха конденсация
содержащихся в нём паров воды в виде С. к. происходит в сечениях сопла, где Маха число M=1,2—
1,4. С. к. имеет Х-образную форму и, отражаясь от поверхности сопла, вызывает волнообразное
изменение параметров текущего газа — давления, скорости, темп-ры (а также энтропии), что
существенно затрудняет эксперим. исследования. Поэтому совр. аэродинамич. трубы оборудуются
спец. установками для осушения воздуха.
М. Я. Юделович.
СКАЧОК УПЛОТНЕНИЯ, ударная волна, характерная для сверхзвукового течения газа узкая
область, в к-рой, если считать её неподвижной, происходит резкое уменьшение скорости газа и
соответствующий рост давления, темп-ры, плотности и энтропии газа. Толщина С. у. в направлении,
нормальном к его поверхности, т. е. длина, на к-рой происходит изменение параметров газа, мала —
порядка ср. длины свободного пробега молекул, поэтому при решении большинства задач газовой
динамики толщиной С. у. пренебрегают.
СКВАЖНОСТЬ, см. в ст. Импульсный сигнал.
СКЕЙЛИНГ, то же, что масштабная инвариантность.
СКИН-ЭФФЕКТ (от англ. skin — кожа, оболочка) (поверхностный эффект), затухание эл.-магн.
волн по мере их проникновения в глубь проводящей среды, в результате к-рого, напр., перем. ток по
сечению проводника или перем. магн. поток по сечению магнитопровода распределяется не
равномерно, а преим. в поверхностном слое (с к и н - с л о е). При распространении эл.-магн. волны в
проводящей среде в ней возникают вихревые токи, в результате чего часть эл.-магн. энергии преобразуется в теплоту. Это и приводит к затуханию волны. Чем выше частота  эл.-магн. поля и чем
больше
магн. проницаемость  проводника, тем сильнее (в соответствии с Максвелла уравнениями) вихревое
электрич. поле, создаваемое перем. магн. полем, а чем больше проводимость а проводника, тем
больше плотности тока и рассеиваемая в ед. объёма мощность (в соответствии с законами Ома и
Джоуля — Ленца). Т. о., чем больше величины ,  и , тем резче проявляется С.-э.
В случае плоской синусоидальной волны, распространяющейся вдоль оси х в хорошо проводящей
однородной линейной среде, амплитуды напряжённостей электрич. и магн. полей затухают
экспоненциально:
E=E0e-x, Н=Н0е-x,
где =(1/c)(2) — коэфф. затухания. На глубине x==1/ амплитуда волны уменьшается в е раз
(эту глубину условно принимают за толщину скин-слоя). Напр., при =50 Гц в Cu (=580 кСм/см;
=1) =9,4 мм, в стали (=100кСм/см; =1000) =0,74 мм. При увеличении  до 0,5 Мгц 
уменьшится в 100 раз. В идеальный проводник (с бесконечно большой проводимостью) эл.-магн.
волна вовсе не проникает, она полностью от него отражается. Если радиус кривизны сечения
проводника r>> и поле в проводнике представляет собой плоскую волну, вводят понятие импеданса
характеристического.
Если длина свободного пробега l носителей тока становится больше  (напр., в очень чистых
металлах), то при низких темп-рах и сравнительно высоких частотах С.-э. приобретает ряд
особенностей (аномальный С.-э.). Эл-ны становятся неравноценными с точки зрения их вклада в
электрич. ток; осн. вклад вносят эл-ны, движущиеся в скин-слое параллельно поверхности металла
или под очень небольшими углами к ней; они проводят, т. о., больше времени в области сильного
поля (т. н. эффективные эл-ны). Затухание эл.-магн. волны в поверхностном слое по-прежнему имеет
место, но количеств. хар-ки у аномального С.-э. несколько иные, в частности поле в скин-слое
затухает не экспоненциально.
В ИК области частот эл-н за период изменения поля может не успеть пройти расстояние l. Тогда поле
на пути эл-на за период можно считать однородным и С.-э. в этих условиях нормальный. Т. о., на
низких и очень высоких частотах С.-э. всегда нормальный. В радиодиапазоне в зависимости от
соотношений между l и  могут иметь место и нормальный, и аномальный С.-э. Всё сказанное
справедливо, пока частота  меньше плазменной частоты 0 (4ne2/m)1/2 (n — концентрация эл-нов
проводимости, — заряд, m — масса эл-на). Относительно более высоких частот см. в ст.
Металлооптика.
В технике С.-э. часто нежелателен. Перем. ток при сильном С.-э. проте690
кает гл. обр. по поверхностному слою; при этом сечение провода не используется полностью,
сопротивление провода и потери мощности в нём при данном токе возрастают. В ферромагн.
пластинах или лентах магнитопроводов трансформаторов, электрич. машин и др. устройств перем.
магн. поток при сильном С.-э. проходит гл. обр. по их поверхностному слою; вследствие этого
ухудшается использование сечения магнитопровода, возрастают намагничивающий ток и потери в
стали. С другой стороны, на С.-э. основано действие эл.-магн. экранов, ВЧ поверхностная закалка
стальных изделий и др.
% См. лит. при ст. Металлы.
В. Ф. Гантмахер.
СКЛЕРОМЕТР (от греч. skleros -твёрдый и metreo — измеряю), прибор для определения твёрдости
разл. материалов (металлов, кристаллов, покрытий и др.) по методу царапин или вдавливания.
Твёрдость материала определяют по нагрузке, при к-рой остаётся царапина определ. ширины или
вдавленность определ. площади.
СКОРОСТЬ в механике, одна из осн. кинематич. характеристик движения точки; величина
векторная, определяемая равенством: v=dr/dt, где r — радиус-вектор точки, t — время. При
равномерном движении С. точки численно равна отношению пройденного пути s к промежутку
времени t, за к-рый этот путь пройден, т. е. v=s/t, а в общем случае численно v=ds/dt. Направлен
вектор С. по касательной к траектории точки. Если движение точки задано ур-ниями, выражающими
зависимость её декартовых координат х, у, z от t, то v=(v2x+v2y+v2z), где vx=dxldt, vy=dy/dt, vz=dz/dt, а
косинусы углов, которые вектор С. образует с координатными осями, равны соответственно vx/v, vy/v,
vz/v. Размерность С. LT-1. Измеряют С. обычно в м/с (в системе СИ) или в км/ч.
СКОРОСТЬ ЗВУКА, скорость перемещения в среде упругой волны при условии, что форма её
профиля остаётся неизменной. Скорость гармонической волны наз. также фазовой скоростью звука.
Обычно С. з.— величина постоянная для данного в-ва при заданных внеш. условиях и не зависит от
частоты волны и её амплитуды. В тех случаях, когда фазовая скорость оказывается различной для
разных частот, говорят о дисперсии звука.
Для газов и жидкостей, где звук распространяется обычно адиабатически (т. е. изменение темп-ры,
связанное со сжатиями и разряжениями в звук. волне, не успевает выравниваться за период), С. з.
выражается так:
с=(Kад/)=(1/ад).
где Kад — адиабатич. модуль объёмного сжатия,  — плотность, ад —
адиабатич. сжимаемость. В идеальном газе С. з.
с=(p0/)=(RT/). (ф-ла Лапласа), где =Cp/Cv — отношение теплоёмкостей при постоянных
давлении и объёме, р0 — среднее давление в среде, R — универс. газовая постоянная,  — мол. масса
газа. С. з. в газах меньше, чем в жидкостях, а в жидкостях меньше, как правило, чем в тв. телах,
поэтому при сжижении газа С. з. возрастает. Ниже приведены значения С. з. (м/с) для нек-рых газов и
жидкостей, причём в тех случаях, когда имеется дисперсия С. з., приведены её значения для малых
частот, когда период звуковой волны больше, чем время релаксации.
СКОРОСТЬ ЗВУКА В ГАЗАХ ПРИ 0°С И ДАВЛЕНИИ 1 ATM
Азот.........……... 334
Кислород........... 316
Воздух............ … 331
Гелий............. … 965
Водород .......... 1284
Метан............. ... 430
Аммиак............ .. 415
С. з. в газах растёт с ростом темп-ры и давления (при комнатной темп-ре относит. изменение С. з. в
воздухе составляет примерно 0,17% при изменении темп-ры на 1°С). В жидкостях С. з., как правило,
уменьшается с ростом темп-ры на неск. м/с на 1°С;
СКОРОСТЬ ЗВУКА В ЖИДКОСТЯХ ПРИ 20°С
Вода ........………………..... 1490
Бензол ..........………………. 1324
Спирт этиловый.....…………. 1180
Четырёххлористый углерод 920
Ртуть...........…………………. 1453
Глицерин....………………..... 1923
исключением из этого правила явл. вода, в к-рой С. з. увеличивается с ростом темп-ры и достигает
максимума при темп-ре 74°С, а с дальнейшим ростом темп-ры уменьшается. С увеличением давления
С. з. в воде увеличивается примерно на 0,01% на 1 атм. В морской воде С. з. увеличивается с ростом
темп-ры, солёности и глубины, что определяет ход звук. лучей в море, в частности существование
подводного звукового канала.
С. з. в смесях газов или жидкостей зависит от концентрации компонентов смеси.
С. з. в изотропных тв. телах определяется модулями упругости в-ва и его плотностью. В
неограниченной тв. среде распространяются продольные и сдвиговые (поперечные) упругие волны,
причём фазовая С. з. для продольной волны равна:
а для сдвиговой:
где Е — модуль Юнга, G — модуль сдвига, v — коэфф. Пуассона, К — модуль объёмного сжатия.
Скорость распространения продольных волн всегда больше, чем скорость сдвиговых волн (см. табл.).
В тв. телах огранич. размеров имеются и др. типы волн, напр. поверхностные волны, скорость к-рых
меньше сl и ct. В пластинах, стержнях и др. тв. волноводах распространяются нормальные волны,
скорость к-рых определяется не только хар-ками в-ва, но и геом. параметрами тела. С. з. для
продольной волны в тонком стержне равна сl ст= (Е/). В монокрист. тв. телах С. з. зависит от
направления распространения волны относительно кристаллографич. осей. Во многих в-вах С. з.
зависит от наличия посторонних примесей. В металлах и сплавах С. з. существенно зависит от
обработки, к-рой они были подвергнуты (прокат, ковка, отжиг и т. п.). В пьезоэлектриках и
сегнетоэлектриках С. з. определяется не только модулями упругости, но и пьезомодулями, а также
может зависеть от напряжённости электрич. поля.
СКОРОСТЬ ЗВУКА В НЕКОТОРЫХ ТВЁРДЫХ ВЕЩЕСТВАХ
В ферромагнетиках С. з. зависит от напряжённости магн. поля.
Измерение С. з. используется для определения многих св-в в-ва, таких, как сжимаемость газов и
жидкостей,
691
модули упругости твёрдых тел, дебаевская темп-ра и др. Измерение малых изменений С. з. явл.
чувствит. методом определения наличия примесей в газах и жидкостях. В тв. телах измерения С. з. и
её зависимости от разных факторов позволяют исследовать зонную структуру полупроводников,
строение Ферми поверхностей в металлах и пр. Ряд контрольно-измерит. применений УЗ в технике
осн. на измерениях С. з.
• Ландау Л. Д.,
Лифшиц Е. М., Механика сплошных сред, 2 изд., М., 1954;
Михайлов И. Г., Соловьев В. А., Сырников Ю. П., Основы молекулярной акустики, М., 1964;
Колесников А. Е., Ультразвуковые измерения, М., 1970; Исакович М. А., Общая акустика, М., 1973;
Т р у э л л Р., Э л ь б а ум Ч., Ч и к Б., Ультразвуковые методы в физике твердого тела, пер. с англ.,
М., 1972.
А. Л. Полякова.
СКОРОСТЬ СВЕТА в свободном пространстве (вакууме) с, скорость распространения любых
электромагнитных волн (в т. ч. световых); одна из фундам. физических постоянных; представляет
собой предельную скорость распространения любых физ. воздействий (см. Относительности
теория) и инвариантна при переходе от одной системы отсчёта к другим. Величина с связывает
массу и полную энергию материального тела; через неё выражаются преобразования координат,
скоростей и времени при изменении системы отсчёта (Лоренца преобразования); она входит во мн.
др. соотношения. С. с. в с р е д е с' зависит от показателя преломления среды n, различного для
разных частот  излучения (Дисперсия света): с'() =c/n(). Эта зависимость приводит к отличию
групповой скорости от фазовой скорости света в среде, если речь идёт не о монохроматическом сеете (для С. с. в вакууме эти две величины совпадают). Экспериментально определяя с', всегда
измеряют групповую С. с. либо т. н. скорость сигнала, или скорость передачи энергии, только в некрых спец. случаях не равную групповой.
Впервые С. с. определил в 1676 дат. астроном О. К. Рёмер по изменению промежутков времени
между затмениями спутников Юпитера. В 1728 её установил англ. астроном Дж. Брадлей, исходя из
своих наблюдений аберрации света звёзд. На Земле С. с. первым измерил — по времени
прохождения светом точно известного расстояния (базы) — в 1849 франц. физик А. И. Л. Физо.
(Показатель преломления воздуха очень мало отличается от единицы, и наземные измерения дают
величину, весьма близкую к с.) В опыте Физо пучок света от источника S, отражённый
полупрозрачным зеркалом N, периодически прерывался вращающимся зубчатым диском W,
проходил
базу MN (ок. 8 км) и, отразившись от зеркала М, возвращался к диску (рис. 1). Падая при этом на
зубец, свет не достигал наблюдателя, а попавший в промежуток между зубцами свет можно было
наблюдать через окуляр Е. По известным скоростям вращения диска определялось время
прохождения светом базы.
Рис. 1. Определение скорости света методом Физо.
Физо получил значение с=313300 км/с. В 1862 франц. физик Ж. Б. Л. Фуко реализовал высказанную в
1838 франц. учёным Д. Араго идею, применив вместо зубчатого диска быстро вращающееся (512
об/с) зеркало. Отражаясь от зеркала, пучок света направлялся на базу и по возвращении вновь
попадал на это же зеркало, успевшее повернуться на нек-рый малый угол (рис. 2). При базе всего в
20м Фуко нашёл, что С. с. равна 298000± ±500 км/с.
Рис. 2. Определение скорости света методом вращающегося зеркала (методом
Фуко). S — источник света; R — быстровращаюшееся зеркало; С —
неподвижное вогнутое зеркало, центр кривизны к-рого совпадает с осью
вращения R (поэтому свет, отражённый С, всегда попадает обратно на R); М
— полупрозрачное зеркало; L — объектив; Е — окуляр; RС — точно
измеренное
расстояние
(база).
Пунктиром
показаны
положение
R,
изменившееся за время прохождения светом пути RC и обратно, и обратный
ход пучка лучей через L. Объектив L собирает отражённый пучок в точке
S', а не в точке S, как это было бы при неподвижном зеркале R. Скорость
света устанавливают, измеряя смещение SS'.
Схемы и осн. идеи опытов Физо и Фуко были многократно использованы в последующих работах по
определению С. с. Полученное амер. физиком А. Майкельсоном (см. Майкельсона опыт) в 1926
значение c=299796±4 км/с было тогда самым точным и вошло в интернац. таблицы физ. величин.
Измерения С. с. в 19 в. сыграли большую роль в физике, дополнительно подтвердив волн. теорию
света [выполненное Фуко в 1850 сравнение С. с. одной и той же частоты v в воздухе и воде показало,
что скорость в воде и=c/n(), как и предсказывала волновая теория], а также установили связь оптики
с теорией электромагнетизма — измеренная С. с. совпала со скоростью эл.-магн. волн, вычисленной
из отношения эл.-магн. и электростатич. единиц электрич. заряда (опыты нем. физиков В. Вебера и Р.
Кольрауша в 1856 и последующие более точные измерения англ. физика Дж. К. Максвелла). Это совпадение явилось одним из отправных пунктов при создании Максвеллом эл.-магн. теории света в
1864—73.
В совр. измерениях С. с. используется модернизир. метод Физо (модуляц. метод) с заменой зубчатого
колеса на электрооптич., дифракц., интерференционный или к.-л. иной модулятор света, полностью
прерывающий или ослабляющий световой пучок (см. Модуляция света). Приёмником излучения
служит фотоэлемент или фотоэлектронный умножитель. Применение лазера в кач-ве источника
света, УЗ модулятора со стабилизир. частотой и повышение точности измерения длины базы позволили снизить погрешности измерений и получить значение с=299792,5±0,15 км/с. Помимо
прямых измерений С. с. по времени прохождения известной базы, широко применяются т. н.
косвенные методы, дающие большую точность. Так, с помощью микроволнового вакуумиров.
резонатора (англ. физик К. Фрум, 1958) при длине волны излучения =4 см получено значение
с=299792,5±0,1 км/с. С ещё меньшей погрешностью определяется С. с. как частное от деления
независимо найденных  и  ат. или мол. спектральных линий. Амер. учёный К. Ивенсон и его сотрудники в 1972 по цезиевому стандарту частоты (см. Квантовые стандарты частоты) нашли с
точностью до 11-го знака частоту излучения СН4-лазера, а по криптоновому стандарту частоты —
его длину волны (ок. 3,39 мкм) и получили с=299792456,2±0,2 м/с. Однако эти результаты требуют
дальнейшего подтверждения. Решением Генеральной ассамблеи Международного комитета по
численным данным для науки и техники — КОДАТА (1973) С. с. в вакууме принято считать равной
299792458±1,2 м/с.
Как можно более точное измерение величины с чрезвычайно важно не только в общетеоретич. плане
и для определения значений др. физ. величин, но и для практич. целей. К ним, в частности, относится
определение расстояний по времени прохождения радио- или световых сигналов в радиолокации,
оптической локации, светодальнометрии, в системах слежения за ИСЗ и т. д.
• В а ф и а д и В. Г., Попов Ю. В., Скорость света и се значение в науке и технике, Минск, 1970;
Тейлор Б., Паркер В., Лангенберг Д., Фундаментальные константы и квантовая электродинамика,
пер. с англ., М., 1972.
A.M. Бонч-Бруевич,
СЛАБОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ, одно из четырёх известных фундам, вз-ствий
692
между элем. ч-цами. С. в. гораздо слабее не только сильного, но и эл.-магн. вз-ствия, но гораздо
сильнее гравитационного.
О силе вз-ствия можно судить по скорости процессов, к-рые оно вызывает. Обычно сравнивают
между собой скорости процессов при энергиях ~1 ГэВ, к-рые характерны для физики элем. ч-ц. При
таких энергиях процесс, обусловленный сильным вз-ствием, происходит за время ~10-24 с, эл.-магн.
процесс за время ~10-21 с, характерное же время процессов, происходящих за счёт С. в. («слабых
процессов»), гораздо больше: ~10-10 с, так что в мире элем. ч-ц слабые процессы протекают чрезвычайно медленно.
Другая хар-ка вз-ствия — длина свободного пробега ч-цы в в-ве. Сильно взаимодействующие ч-цы
(адроны) можно задержать железной плитой толщиной в неск. десятков см, тогда как нейтрино,
обладающее лишь С. в., проходило бы, не испытав ни одного столкновения, через железную плиту
толщиной порядка миллиарда км. Ещё более слабым явл. гравитац. вз-ствие, сила к-рого при энергии
~1 ГэВ в 1033 раз меньше, чем у С. в. Однако в повседневной жизни роль гравитац. вз-ствия гораздо
заметнее роли С. в. Это связано с тем, что гравитац. вз-ствие, как и электромагнитное, имеет
бесконечно большой радиус действия; поэтому, напр., на тела, находящиеся на поверхности Земли,
действует гравитац. притяжение со стороны всех атомов, из к-рых состоит Земля. Слабое же вз-ствие
обладает настолько малым радиусом действия, что он до сих пор не измерен. Его ожидаемая
величина ок. 2•10-16 см (что на три порядка меньше радиуса сильного вз-ствия). Вследствие этого,
напр., С. в. между ядрами двух соседних атомов, находящихся на расстоянии 10-8 см, ничтожно мало.
Однако, несмотря на малую величину и короткодействие, С. в. играет очень важную роль в природе.
Так, если бы удалось «выключить» С. в., то погасло бы Солнце, т. к. был бы невозможен процесс
превращения протона в нейтрон, позитрон и нейтрино, в результате к-рого четыре протона
превращаются в 4Не. Этот процесс служит источником энергии Солнца и большинства звёзд.
Процессы С. в. с испусканием нейтрино вообще играют исключительно важную роль в эволюции
звёзд, обусловливая потери энергии очень горячими звёздами, во взрывах сверхновых звёзд с образованием пульсаров и т. д. Если бы не было С. в., были бы стабильны и широко распространены в
обычном в-ве мюоны, -мезоны, странные и «очарованные» ч-цы, к-рые распадаются под действием
С. в. Столь большая роль С. в. связана с тем, что оно не подчиняется ряду запретов, характерных для
сильного и эл.-магн.
вз-ствий. В частности, С. в. превращает заряж. лептоны в нейтрино, а кварки одного типа
(«аромата») в кварки др. типов.
Интенсивность слабых процессов быстро растёт с ростом энергии. Так, напр., бета-распад нейтрона,
энерговыделение в к-ром мало (~1 МэВ), длится ок. 103 с, что в 1013 раз больше, чем время жизни гиперона, энерговыделение при распаде к-рого составляет ~100 МэВ. Сечение вз-ствия с нуклонами
для нейтрино с энергией ~100 ГэВ прибл. в миллион раз больше, чем для нейтрино с энергией ~1
МэВ. По теор. представлениям, рост сечения продлится до энергий порядка неск. сотен ГэВ в
системе центра инерции сталкивающихся ч-ц. При этих энергиях и при больших передачах
импульсов должны проявиться эффекты, связанные с существованием промежуточных векторных
бозонов W±, Z°. На расстояниях между сталкивающимися ч-цами, много меньших 2•10-16 см
(комптоновской длины волны промежуточных бозонов), С. в. и эл.-магн. вз-ствие имеют практически
одинаковую интенсивность (см. ниже).
Наиболее распространённый процесс, обусловленный С. в.,— -распад радиоактивных ат. ядер. В
1934 итал. физик Э. Ферми построил теорию -распада, к-рая с нек-рыми существ. модификациями
легла в основу последующей теории т. н. универсального локального четырёхфермионного С. в.
Согласно теории Ферми, эл-н и нейтрино (точнее, антинейтрино), вылетающие из -радиоактивного
ядра, не находились в нём до этого, а возникают в момент распада. Это явление аналогично испусканию фотонов низкой энергии (видимого света) возбуждёнными атомами или фотонов высокой
энергии (-квантов) возбуждёнными ядрами. Причиной этих процессов явл. вз-ствие электрич.
зарядов ч-ц с эл.-магн. полем: движущаяся заряж. ч-ца — эл-н, протон — создаёт эл.-магн. ток, к-рый
возмущает эл.-магн. поле; в результате этого вз-ствия ч-ца передаёт энергию квантам этого поля —
фотонам. Вз-ствие фотонов с эл.-магн. током описывается выражением ejэ.м.А. Здесь е — элем.
электрич. заряд, являющийся константой эл.-магн. вз-ствия (см. Константа связи), А -оператор
фотонного поля (т. е. оператор рождения и уничтожения фотона)» jэ.м. — оператор плотности эл.магн. тока. (Часто в выражение для эл.-магн. тока включают также множитель е.) В jэ.м. дают вклад
все заряж. ч-цы. Так, напр., слагаемое, отвечающее эл-ну, имеет вид: ~, где  — оператор
уничтожения эл-на или рождения позитрона, a ~ — оператор рождения эл-на или уничтожения
позитрона. [Выше для упрощения не показано, что jэ.м. так же, как А, явл. четырёхмерными
векторами. Более точно, вместо  следует писать совокупность четырёх выражений
~, где  —матрицы Дирака (см. Дирака уравнение), =0, 1, 2, 3. Каждое из этих выражений
умножается на соответствующую компоненту четырёхмерного вектора A.]
Вз-ствие e~A описывает не только испускание и поглощение фотонов эл-нами и позитронами, но и
такие процессы, как рождение фотонами электрон-позитронных пар или аннигиляция этих пар в
фотоны. Обмен фотоном между двумя заряж. ч-цами приводит к вз-ствию этих ч-ц друг с другом. В
результате возникает, напр., рассеяние эл-на протоном, к-рое схематически изображается Фейнмана
диаграммой, представленной на рис. 1. При переходе протона в ядре с одного уровня на другой это
же вз-ствие может привести к рождению электронпозитронной пары (рис. 2).
Теория -распада Ферми по существу аналогична теории эл.-магн. процессов. Ферми положил в
основу теории вз-ствие двух «слабых токов», но взаимодействующих между собой не на расстоянии
путём обмена ч-цей— квантом поля (фотоном в случае эл.-магн. вз-ствия), а контактно. Это вз-ствие
между четырьмя фермионными полями (или фермионами p, n, е и нейтрино ) в совр. обозначениях
имеет
вид: (GF/2p~n•e~v.
Здесь
GF — константа Ферми, или константа слабого
четырёхфермионного вз-ствия, эксперим. значение к-рой GF10-49 эрг•см3 (величина GF/ћc имеет
размерность квадрата длины, и в единицах ћ=c=l GF10-5/M2, где
М — масса протона), р~ — оператор рождения протона (уничтожения антипротона), n — оператор
уничтожения нейтрона (рождения антинейтрона), е~ — оператор рождения эл-на (уничтожения
позитрона), v — оператор уничтожения нейтрино (рождения антинейтрино). (Здесь и в дальнейшем
операторы рождения и уничтожения ч-ц обозначены символами соответствующих ч-ц, набранными
полужирным шрифтом.) Ток р~n, переводящий нейтрон в протон, получил впоследствии назв.
нуклонного, а ток e~v — лептонного (эл-н и нейтрино —
693
лептоны). Ферми постулировал, что, подобно эл.-магн. току, слабые токи также явл.
четырёхмерными векторами: р~n, e~v. Поэтому фермиевское вз-ствие наз. векторным. Подобно
испусканию электрон-позитронной пары (рис. 2), -распад нейтрона может быть описан похожей
диаграммой (рис. 3) [античастицы помечены значком «тильда» (~) над символами соответствующих
ч-ц].
Вз-ствие лептонного и нуклонного токов должно приводить и к др. процессам, напр. к реакции
v~+pе++n (рис. 4), к аннигиляции пар p+n~e++v (рис. 5) и р~+ne-+v~ и т. д.
Существ. отличием слабых токов р~n и e~v от электромагнитного явл. то, что слабый ток меняет
заряд ч-ц, в то время как эл.-магн. ток не меняет: слабый ток превращает нейтрон в протон, эл-н в
нейтрино, а электромагнитный оставляет протон протоном, а эл-н эл-ном. Поэтому слабые токи p~n и
e~v наз. заряженными токами. Согласно такой терминологии, обычный эл.-магн. ток ее явл. нейтральным током. О нейтр. слабых токах типа v~v, е~е и т. д. см. ниже.
Теория Ферми опиралась на результаты исследований в трёх разл. областях: 1) эксперим.
исследования собственно С. в. (-распад), приведшие к гипотезе о существовании нейтрино; 2)
эксперим. исследования сильного вз-ствия (яд. реакции), приведшие к открытию протонов и
нейтронов и к пониманию того, что ядра состоят из этих ч-ц; 3) эксперим. и теор. исследования эл.магн. вз-ствия, в результате к-рых был заложен фундамент квант. теории поля. Дальнейшее развитие
физики элем. ч-ц неоднократно подтверждало плодотворную взаимозависимость исследований
сильного, слабого и эл.-магн. вз-ствий.
Универс. четырёхфермионное С. в. отличается от теории Ферми в ряде существ. пунктов. Эти
отличия, установленные за последние 30 лет в результате изучения элем. ч-ц, сводятся к
следующему:
Слабые токи, к-рые у Ферми были векторными, представляют собой сумму векторного тока V и
аксиально-векторного тока А (см. Ток в квантовой теории поля). [Аксиальный векторный ток
конструируется с помощью матриц 5. где 5=i0123]. При преобразованиях Лоренца токи V и А
ведут себя одинаково, подобно обычным четырёхмерным векторам. Однако при зерк. отражениях
(пространственной инверсии) их поведение различно, т. к. они обладают разл. пространств.
чётностью Р. В результате слабый ток не обладает определ. чётностью. Это его св-во отражает
несохранение чётности в С. в. V- и A-токи отличаются также зарядовой чётностью С.
Гипотеза о том, что С. в. не сохраняет чётность, была выдвинута кит. физиками Ли Цзундао и Янг
Чженьнином в 1956 при теоретическом исследовании распадов К-мезонов; вскоре несохранение Р- и
С-чётностей было обнаружено экспериментально в -распаде ядер (кит. физик By Цзянь-сун с
сотрудниками), в распаде мюона (амер. физики Р. Гарвин, Л. Ледерман и др.) и в распадах др. ч-ц.
Обобщая огромный эксперим. материал, амер. физики М. Гелл-Ман, Р. Фейнман, Р. Маршак и Э.
Сударшан в 1957 предложили теорию универсального слабого взаимодействия — т. н. V—A-теорию.
В формулировке, основанной на кварковой структуре адронов, эта теория заключается в том, что
полный слабый заряж. ток jw явл. суммой лептонных и кварковых токов, причём каждый из этих
элем. токов содержит одну и ту же комбинацию дираковских матриц: (1+5).
Как выяснилось впоследствии, заряж. лептонный ток, представленный в теории Ферми одним членом
e~v, явл. суммой трёх слагаемых:
e~ve+~v+~v,
причём каждый из известных заряж. лептонов (эл-н, мюон и тяжёлый лептон ) входит в заряж. ток
со своим нейтрино.
Заряж. адронный ток, представленный в теории Ферми членом p~n, явл. суммой кварковых токов. К
1983 известно пять типов кварков [d, s, b с электрич. зарядом (в ед. е) Q=-1/3 и u, c с Q=+2/3], из к-рых
построены все известные адроны, и предполагается существование по крайней мере ещё одного
кварка (t с Q=+2/3). Заряж. кварковые токи, так же, как и лептонные токи, обычно записывают в виде
суммы трёх слагаемых:
u~d'+c's'+t~b'.
Однако здесь d', s' и b' явл. линейными комбинациями операторов d, s, b, так что кварковый заряж.
ток состоит из девяти слагаемых. Каждый из токов (e~ve, v, ~v, u~d', c~s' и t~b'} явл. суммой
векторного и аксиального токов с коэффициентами, равными единице.
Лагранжиан С. в. заряж. токов имеет вид:
где j+w — ток, сопряжённый jw (e~vev~ee, d~u u~d и т. д.). Такое вз-ствие
заряж. токов количественно описывает огромное число слабых процессов: лептонных (-e-+v~e+v,
-е-+v~e+v, ve+e-e-+ve и т. д.), полулептонных (np+e-+v~e, p+e-+v~e, K+ ++v и т. д.) и
нелептонных (К+++0, р+-, D+К-++++ и т. д.). Многие из этих процессов были открыты
после 1957. За этот период
были открыты также два принципиально новых явления: нарушение СР-инвариантности (см.
Комбинированная инверсия) и нейтр. токи.
Нарушение СР-инвариантности было обнаружено в 1964 в эксперименте амер. физиков Дж.
Кристенсена, Дж. Кронина, В. Фитча и Р. Тёрли, к-рые наблюдали распад долгоживущих К°-мезонов
(K0L,) на два -мезона. Позднее нарушение СР-инвариантности наблюдалось также в полулептонных
распадах К0L. Для выяснения природы С-Р-неинвариантного вз-ствия было бы крайне важным найти
к.-л. СР-неинвариантный процесс в распадах или вз-ствиях др. ч-ц. В частности, большой интерес
представляют поиски дипольного момента нейтрона (наличие к-рого означало бы нарушение
инвариантности относительно обращения времени, а следовательно, согласно теореме CРТ, и СPинвариантности).
Существование нейтр. токов было предсказано единой теорией слабого и эл.-магн. вз-ствий,
созданной в 60-х г.амер. физиками Ш. Глэшоу, С. Вайнбергом, пакист. физиком А. Саламом и др. и
позднее получившей назв. стандартной теории электрослабого взаимодействия. Согласно этой
теории, С. в. не явл. контактным вз-ствием токов, а происходит путём обмена промежуточными
векторными бозонами (W+, W- , Z°) —тяжёлыми ч-цами со спином 1. При этом W'±-бозоны
осуществляют вз-ствие заряж. токов (рис. 6), а Z°-бозоны — нейтральных (рис. 7). В стандартной
теории три промежуточных бозона и фотон явл. квантами т. н. калибровочных векторных полей,
выступающими при асимптотически больших передачах четырёхмерного импульса (q>> тW, mZ, где
mW, mZ — массы W- и Z-бозонов в энергетич. единицах) совершенно равноправно. Нейтр. токи были
обнаружены в 1973 во вз-ствии нейтрино и антинейтрино с нуклонами. Позднее были найдены
процессы
694
рассеяния мюонного нейтрино на эл-не, а также эффекты несохранения чётности во вз-ствии эл-нов с
нуклонами, обусловленные электронным нейтр. током ее (эти эффекты впервые наблюдались в
опытах по несохранению чётности при ат. переходах, проведённых в Новосибирске Л. М. Барковым
и М. С. Золоторёвым, а также в экспериментах по рассеянию эл-нов на протонах и дейтронах в
США).
Вз-ствие нейтр. токов описывается соответствующим членом в лагранжиане С. в.:
Lнейтр.ток =(GF/22)j0j0,
где  — безразмерный параметр. В стандартной теории =1 [эксперим. значение =0,99(3)]. Полный
слабый
нейтр.
ток
содержит
вклады
всех
лептонов
и
всех
кварков:
0
~
~
~
~
~
~
~
~
~
~
~
j =v eve+v v+v v+e e+ + +u u+d d+s s+c c+b~b+t t. Очень важным св-вом нейтр. токов явл.
то, что они диагональны, т. е. переводят лептоны (и кварки) самих в себя, а не в др. лептоны (кварки),
как в случае заряж. токов. Каждый из 12 кварковых и лептонных нейтр. токов представляет собой
линейную комбинацию аксиального тока с коэфф. I3 и векторного тока с коэфф. I3-2Qsin2W, где I3 —
третья проекция т. н. «слабого изотопич. спина», Q — заряд ч-цы, а W — угол Вайнберга (см. ниже).
Необходимость существования четырёх векторных полей промежуточных бозонов W+, W-, Z° и
фотона А можно пояснить след. образом. Как известно, в эл.-магн. вз-ствии электрич. заряд играет
двойную роль: с одной стороны, он явл. сохраняющейся величиной, а с другой — источником эл.магн. поля, осуществляющего вз-ствие между заряж. ч-цами (константа вз-ствия е). Такая роль
электрич. заряда обеспечивается калибровочной симметрией, заключающейся в том, что ур-ния
теории не меняются, когда волн. ф-ции заряж. ч-ц умножаются на произвольный фазовый множитель
е(iе/hpnc)(x, y, z, t), зависящий от пространственно-временной точки [локальная U(1)-симметрия], и
при этом эл.-магн. поле, являющееся калибровочным, подвергается преобразованию AA+д/дх.
Преобразования локальной группы U(1) с одним типом заряда и одним калибровочным полем
коммутируют друг с другом (такая группа наз. абелевой). Указанное св-во электрич. заряда
послужило исходным пунктом для построения теорий др. типов вз-ствий. В этих теориях сохраняющиеся величины (напр., изотопич. спин) явл. одновременно источниками нек-рых
калибровочных полей, переносящих вз-ствие между ч-цами. В случае неск. типов «зарядов» (напр.,
разл. проекций изотопич. спина), когда отд. преобразования не коммутируют друг с другом
(неабелева группа преобразований), оказывается необходимым введение неск. калибровочных полей.
(Мультиплеты калибровочных полей, отвечающих локальным неабелевым симметриям, наз. Янга —
Миллса полями.) В частности, чтобы изотопич. спин [к-рому отвечает локальная группа SU(2)]
выступал в кач-ве константы вз-ствия, необходимы три калибровочных поля с зарядами ±1 и 0. Т. к. в
С. в. участвуют заряж. токи пар ч-ц eve, v, d'u и т. д., то полагают, что эти пары явл. дублетами
группы «слабого пзоспина», т. е. группы SU(2). Инвариантность теории относительно локальных
преобразований группы SU(2) требует, как отмечалось, существования триплета безмассовых калибровочных полей W+, W-, W°, источником к-рых явл. «слабый изоспин» (константа вз-ствия g). По
аналогии с сильным вз-ствием, в к-ром гиперзаряд Y ч-цы, входящей в изотопич. мультиплет,
определяется ф-лой Q=I3+Y/2 (где I3 — третья проекция изоспина, a Q — электрич. заряд), вводят
наряду со «слабым изоспином» «слабый гиперзаряд». Тогда сохранению электрич. заряда и «слабого
изоспина» отвечает сохранение «слабого гиперзаряда» [группа U(1)]. Слабый гиперзаряд явл. источником нейтр. калибровочного поля В° (константа вз-ствия g'). Две взаимноортогональные
линейные суперпозиции полей 5° и W° описывают поле фотона А и поле Z-бозона: А=В°cosW+W°
sinW, Z=-B°sinW+ W°cosW,
где tgW=g'/g. Именно величина угла W определяет структуру нейтр. токов (см. выше). Она же
определяет связь между константой g, характеризующей вз-ствие W±-бозонов со слабым током, и
константой е, характеризующей вз-ствие фотона с электрич. током: e=gsinW.
Для того чтобы С. в. носило короткодействующий хар-р, промежуточные бозоны должны иметь
массу покоя, в то время как кванты исходных калибровочных полей — W±, W°, В°— безмассовые.
Согласно стандартной теории, возникновение массы у промежуточных бозонов происходит при
спонтанном нарушении симметрии SU(2)XU(1) до U(1)3э.м.. При этом одна из суперпозиций полей В0
и W0 — фотон (А) остаётся безмассовой, a W± и Z-бозоны приобретают массы:
Эксперим. данные по нейтр. токам дают sin2W0,21— 0,23. Этому отвечают ожидаемые массы W- и
Z-бозонов соответственно ~80 ГэВ и ~90 ГэВ.
Для обнаружения W- и Z-бозонов создаются спец. установки, в к-рых эти бозоны будут рождаться
при столкновениях встречных пучков рр~ и е-е+ высокой энергии. Первая р~р установка вступила в
строй в 1981 в ЦЕРНе. В 1983 появились сообщения о детектировании в ЦЕРНе первых случаев
рождения промежуточных векторных бозонов. Открытие на опыте W- и Z-бозонов подтверждает
правильность основной (калибровочной) идеи стандартной теории электрослабого вз-ствия. Однако
для проверки теории в полном объёме необходимо также экспериментально исследовать механизм
спонтанного нарушения симметрии. В рамках стандартной теории источником спонтанного
нарушения симметрии SU(2)XU(1) явл. спец. изодублетное скалярное поле , обладающее специфич.
самодействием ││2-2)2, где  — безразмерная константа, а константа  имеет размерность массы
[=2GF)-1/2]. Минимум энергии вз-ствия достигается при || =, и, т. о., низшее энергетич. состояние
— вакуум — содержит ненулевое вакуумное значение поля ср. Если этот механизм нарушения симметрии действительно осуществляется в природе, то должны существовать элементарные скалярные
бозоны — т. н. хиггсовы бозоны (кванты Хиггса поля). Стандартная теория предсказывает
существование, как минимум, одного скалярного бозона (он должен быть нейтрален). В более
сложных вариантах теории имеется неск. таких ч-ц, причём нек-рые из них — заряженные (при этом
возможно 1). В отличие от промежуточных бозонов, массы хиггсовых бозонов теорией не
предсказываются.
Калибровочная теория электрослабого вз-ствия перенормируема; это означает, в частности, что
амплитуды слабых и эл.-магн. процессов можно вычислять по теории возмущений, причём высшие
поправки малы, как в обычной квант. электродинамике. (В отличие от этого, четырёхфермионная
теория слабого вз-ствия неперенормируема и не явл. внутренне непротиворечивой теорией.)
Существуют теор. модели «великого объединения», в к-рых как группа SU(2)X U(1) электрослабого
вз-ствия, так и группа SU(3) сильного вз-ствия явл. подгруппами единой группы, характеризующейся
единой константой калибровочного вз-ствия. В ещё более фундам. моделях эти вз-ствия объединяются с гравитационными (т. н. суперобъединение).
• B y Ц. С., Мошковский С. А., Бета-распад, пер. с англ., М., 1970; В а й н б е р г С., Единые теории
взаимодействия элементарных частиц, пер. с англ., «УФН», 1976, т. 118, в. 3, с. 505; Тейлор Дж.,
Калибровочные теории слабых взаимодействий, пер. с англ., М., 1978; На пути к единой теории поля,
М., 1980 (Новое в жизни, нау695
ке, технике. Сер. Физика, .№ 11); Окунь Л. Б., .Лептоны и кварки, М., 1981.
Л. Б. Окунь.
СЛАБЫЙ ФЕРРОМАГНЕТИЗМ, существование небольшой [—0,1—10 ед. СГСМ/моль или ~102—
104 А/(м•моль)] спонтанной намагниченности у определ. классов антиферромаенетиков. Эта
намагниченность может возникать в результате нестрогой антипараллельности векторов
намагниченности магн. подрешёток антиферромагнетика (поперечный С. ф.) или в результате
неравенства величин намагниченности двух антипараллельных подрешёток антиферромагнетика (см.
Антиферромагнетизм). Наиболее подробно С. ф. изучен в ромбоэдрич. антиферромагнетиках (Fe2O3, MnCO3, NiСO3, CoCO3, FеВО3 и др.), в ортоферритах типа RFeO3 и ортохромитах RСrO3 (R —
трёхвалентный ион редкоземельного элемента), в NiF2. У всех известных антиферромагнетиков со С.
ф. обнаружен поперечный С. ф. Экспериментально С. ф. наблюдался задолго до открытия
антиферромагнетизма, в осн. в гематите (-Fe2O3); считалось, однако, что он обусловлен наличием
примесей ферромагн. окислов железа. Тот факт, что С. ф. наблюдается в химически чистых антиферромагнетиках (без ферромагн. примесей), был установлен впервые для NiF2 в 1955, а для MnCO3
и СоСO3 в 1956. Теоретич. объяснение С. ф. было дано И. Е. Дзялошинским (1957), к-рый показал,
что существование С. ф. следует из самых общих представлений о магн. симметрии кристаллов.
Теория Дзялошинского, в частности, объясняет, почему в одноосных кристаллах С. ф. наблюдается,
когда намагниченность подрешёток направлена перпендикулярно гл. оси симметрии кристалла, и отсутствует, когда намагниченность параллельна этой оси. Эффективное магн. поле, приводящее к С.
ф., получило назв. поля Дзялошинского. Оно в 102—104 раз слабее эффективного поля обменного
взаимодействия, обусловливающего намагниченность магн. подрешёток кристалла.
• Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971, с. 749; Б о р о в и к - Р о м а н о в А. С.,
Антиферромагнетизм, в кн.: Антиферромагнетизм и ферриты, М., 1962 (Итоги науки. Физ.-мат.
науки, т. 4); Редкоземельные ферромагнетики и антиферромагнетики, М., 1965.
А. С. Боровик-Романов.
СЛЕД АЭРОДИНАМИЧЕСКИЙ, область подторможённой жидкости (газа), возникающая за
обтекаемым телом и существующая на нек-ром протяжении.
СЛОЖЕНИЕ СИЛ, операция определения векторной величины R, равной геом. сумме векторов,
изображающих силы данной системы и наз. главным вектором этой системы сил. С. с. производится
по правилу сложения векторов, в частности построением параллелограмма сил или многоугольника
сил. Если система сил, действующих на тв. тело, имеет равнодействующую, то она равна гл. вектору
этих сил. При движении любой механич. системы её центр масс движется так же, как двигалась бы
матер. точка, имеющая массу, равную массе всей системы и находящаяся под действием силы,
равной гл. вектору всех действующих на систему внеш. сил.
СЛЮДЫ, природные и синтетич. кристаллы алюмосиликатов, обладающие слоистой
псевдогексагональной структурой с общей ф-лой:
R1R2[AlSi3O10](OH,F)2, где R1 — К или Na, R2 — Al; Mg, Fe, Li. По хим. составу выделяют м у с к о в
и т, ф л а г о п и т, б и о т и т, п а р а г о н и т и др. Точечная группа симметрии 2/m, плотность 2,2 —
3,3 г/см3, Tпл=1200—1300 °С, химически стойки, нерастворимы, обладают низкой
теплопроводностью и электропроводностью, диэлектрики. Твёрдость по шкале Мооса 2,5—3.
Применяются как тепло- и электроизоляц. материалы.
Н. В. Переломова.
S-МАТРИЦА, то же, что матрица рассеяния.
СМАЧИВАНИЕ, явление, возникающее при соприкосновении жидкости с поверхностью тв. тела
или др. жидкости. Выражается, в частности, в растекании жидкости по тв. поверхности, находящейся
в контакте с газом (паром) или др. жидкостью. С. вызывает образование мениска в капиллярной
трубке, определяет форму капли на тв. поверхности или форму газового пузырька на поверхности
погружённого в жидкость тела. С. часто рассматривают как результат межмолекулярного
взаимодействия в зоне контакта трёх фаз (тел, сред). Однако во мн. случаях, напр. при
соприкосновении жидких металлов с тв. металлами, окислами, алмазом, графитом, С. обусловлено не
столько межмол. вз-ствием, сколько образованием хим. соединений, твёрдых и жидких р-ров,
диффуз. процессами в поверхностном слое смачиваемого тела. В процессе С. может выделяться
теплота, наз. теплотой смачивания.
Мерой С. обычно служит краевой угол (или угол С.) в между смачиваемой поверхностью и
поверхностью жидкости на периметре С. (рис. 1). При статич. (равновесном) С. он связан с
поверхностным натяжением жидкости ж, поверхностным натяжением тв. тела т и межфазным
натяжением тж на границе тв. тело — жидкость ур-нием Юнга: cos=(т-тж)/ж. Величина угла 
явл. количеств. хар-кой С. поверхностей по отношению к разл. жидкостям. На лиофильной
поверхности жидкость растекается, т. е. имеет место частичное (0°<<900) или полное (0°) С.; на
лиофобной — растекания не происходит (9>90°) (рис. 2). Краевой угол зависит от соотношения сил
сцепления молекул жидкости с молекулами или атомами смачиваемого тела (адгезия) и сил
сцепления молекул жидкости между собой (когезия).
Рис. 1. Капля на тв. поверхности.
Рис. 2. Положение капли (вверху) и пузырька (внизу) на тв. поверхности при разл. условиях
смачивания; г — газ; ж — жидкость; т — тв. тело.
Обратимую работу адгезии и когезии вычисляют соотв. по ур-ниям: Wa=ж(1+cos) и Wк=2ж, т. е.
WaWк. При Wa<Wк >0°, причём с увеличением отношения Wa/Wк С. улучшается. Часто наблюдаемая задержка в установлении равновесных краевых углов наз. гистерезисом С. Различают кинетич. (динамич.) и статич. гистерезис С. Причиной гистерезиса может быть шероховатость
поверхности, особенности структуры поверхностного слоя, релаксац. процессы в жидкой фазе и др.
Если тв. тело соприкасается с двумя несмешивающимися жидкостями, происходит избирательное С.
Эфф. регуляторы С.— поверхностно-активные вещества, к-рые могут как улучшать, так и ухудшать
С.
С. имеет важное значение в пром-сти. Хорошее С. необходимо при крашении и стирке, обработке
фотографич. материалов, нанесении лакокрасочных покрытий и др. Снизить С. до минимума
стремятся при получении гидрофобных покрытий, гидроизоляц. материалов и др.
• Горюнов Ю. В., Сумм Б. Д., Смачивание, М., 1972; 3 и м о н А. Д., Адгезия жидкости и смачивание,
М., 1974.
СМАЧИВАНИЯ УГОЛ, то же, что краевой угол.
СМЕШАННОЕ СОСТОЯНИЕ (смесь состояний), состояние квантовомеханич. системы, к-рое, в
отличие от чистого состояния, не описывается волновой функцией. В С. с. не задан максимально
полный набор независимых физ. величин, определяющих состояние системы, а определены лишь
вероятности w1, w2, ... нахождения системы в разл. квант. состояниях, описываемых волн. ф-циями
1, 2, .... Ср. значение А к.-л. физ. величины А (к-рой соответствует оператор А) определяется в С. с.
как сумма произведений вероятностей (статистич. весов) wi на ср. значения А~i величины А в чистых
состояниях i: AiwiA~i, Аi=∫*i(x)A^i(x)dx,
где (x) — волн. ф-ция в координатном представлении (звёздочка означает комплексное
сопряжение); полная вероятность wi=1. В С. с., в отличие от суперпозиции состояний
696
(см. Суперпозиции принцип), разл. квант. состояния не интерферируют между собой, т. к. при
определении среднего складываются не волн. ф-ции, а ср. значения. Примеры С. с.— неполяризованный пучок ч-ц, газ в термостате. Понятие С. с. играет большую роль в квант. статистике и
теории измерений в квант. механике.
Д. Н. Зубарев.
СМЕЩЕНИЯ ТОК, см. Ток смещения.
СМЯТИЕ, вид местной пластич. деформации; возникает при сжатии тв. тел, в местах их контакта. С.
материала начинается тогда, когда интенсивность напряжений достигает величины предела
текучести материала. При статич. воздействии нагрузки оно наступает одновременно по всей области
контакта. При динамич. воздействии нагрузки (многократный контакт) С. охватывает область
контакта постепенно. Размеры смятого слоя зависят от величины, характера и времени воздействия
нагрузки, а также от темп-ры нагрева сжимаемых тел. С. наблюдается не только у пластичных, но и у
хрупких материалов (закалённая сталь, чугун и др.). С. широко используется для создания
заклёпочных, врубовых и др. плотных соединений; является нач. стадией таких процессов холодной
и горячей обработки металлов, как прокатка, вальцовка, ковка.
СНЕЛЛЯ ЗАКОН ПРЕЛОМЛЕНИЯ светового луча на границе двух прозрачных сред утверждает,
что при любом угле падения а отношение sin/sin ( — угол преломления) явл. величиной
постоянной. Установлен голл. учёным В. Снеллем в 1620 и независимо от него в 1627—30 франц.
учёным Р. Декартом. На основе С. з. п. стало возможным ввести понятие преломления показателя.
См. также Преломление света.
СОБСТВЕННАЯ СИСТЕМА ОТСЧЁТА тела (частицы), система отсчёта, связанная с данным
телом, т. е. система отсчёта, в к-рой тело покоится. Т. к. тело может двигаться с ускорением (в т, ч.
вращаться), то С. с. о. в общем случае неинерциальна. Напр., С. с. о. нестабилизированного ИСЗ —
воображаемая жёстко связанная с ним (летящая и «кувыркающаяся» вместе с ним) система
координат и закреплённые на спутнике часы, отсчитывающие время.
И. Д. Новиков.
СОБСТВЕННАЯ ЭНЕРГИЯ тела (частицы), энергия тела, измеренная в собственной системе
отсчёта; то же, что энергия покоя.
СОБСТВЕННОЕ ВРЕМЯ в теории относительности, время, измеряемое часами в собственной
системе отсчёта движущегося тела, т. е. часами, жёстко скреплёнными с телом и движущимися
вместе с ним. Время протекания к.-л. процесса, измеряемое наблюдателем вне тела, в к-ром происходит процесс, зависит от относит. скорости наблюдателя и тела. При измерениях вдали от
тяготеющих тел
можно пользоваться частной (специальной) теорией относительности (см. Относительности
теория). Если измерения производятся в нек-рой инерциальной системе отсчёта (в лаб. системе), а
тело движется относительно неё с пост. скоростью v, то промежуток С. в.  связан с промежутком
времени t наблюдателя соотношением: =t(1-v2/c2), если v меняется со временем, то для конечного интервала времени t1, t2 С. в.
При наличии полей тяготения следует пользоваться общей теорией относительности (см. Тяготение).
С. в. процесса в поле тяготения течёт тем медленнее с точки зрения наблюдателя вне поля, чем
сильнее гравитац. поле, т. е. чем больше модуль гравитац. потенциала  (<0, вне поля полагают
=0). Для не слишком сильных полей, когда ||с2<<1,  по неподвижным часам в точке с потенциалом  связан с t неподвижного наблюдателя вне поля соотношением: =(1- ||/с2)t.
И. Ю. Кобзарев.
СОБСТВЕННЫЕ ВОЛНЫ, то же, что нормальные волны.
СОБСТВЕННЫЕ КОЛЕБАНИЯ, колебания в любой колебат. системе, происходящие в отсутствие
внешнего воздействия; то же, что свободные колебания.
СОВПАДЕНИЙ МЕТОД, экспериментальный метод яд. физики, состоящий в выделении определ.
группы событий (рождение и распад ч-ц, их пролёт через детектор и др.), происходящих
одновременно (в пределах фиксированного промежутка времени т). С. м. сводится к регистрации
совпадающих во времени электрич. сигналов, к-рые поступают от детекторов частиц. Совпадающими наз. такие сигналы, к-рые полностью или частично перекрываются во времени (рис. 1).
Временной отбор сигналов осуществляется схемами совпадений, к-рые срабатывают от импульсов с
определ. длительностью и амплитудой. Схемы совпадения реализуют логич. ф-цию «И» (логич.
умножение), т. е. на её выходе сигнал появляется лишь тогда, когда импульсы на всех входах имеют
т. н. единичный уровень. Схемы совпадений характеризуются разрешающим временем (макс.
временной сдвиг между входными сигналами, при к-ром они регистрируются как одновременные),
чувствительностью (мин. уровень входных сигналов, поступающих на все входы С. с., при к-ром
происходит её срабатывание), мёртвым временем (мин. время между двумя последоват.
срабатываниями). Кроме собственно узла совпадения 2 (рис. 2), в состав большинства схем входят
пороговые формирующие элементы 1 и выходной дискриминатор 3 (см. Ядерная электроника).
Рис. l.
— входной импульс в 1-м канале; б — предельные положения
входного импульса во 2-м канале, когда импульсы регистрируются как совпадающие; (—амплитуда импульса;  — его длительность.
В современных схемах совпадений используются стандартные (интегральные) схемы с эмиттерносвязанной логикой.
Рис.
2.
Если на один из входов схем совпадения подать сигнал с инвертиров. полярностью, она
превращается в схему антисовпадений. Эта схема регистрирует события, если одно (или неск.) из них
произошло не одновременно с другими (в пределах разрешающего промежутка). На рис. 3
Рис. 3.
приведена схема установки, в к-рой используются схемы совпадений и антисовпадений для
разделения ч-ц по их пробегам. Событие регистрируется в тех случаях, когда в детекторах Д1 и Д2
вырабатываются совпадающие сигналы, а в детекторе Д3 сигнал не возникает. Такое событие вызовет
ч-ца 1, остановившаяся в поглотителе П. При прохождении ч-цы 2 в электронной схеме (схема
антисовпадений) вырабатывается сигнал запрета, и событие исключается. В результате
регистрируются ч-цы с пробегами, различающимися на толщину поглотителя.
• Гольданский В. И., Куценко А. В., Подгорецкий М. И., Статистика отсчетов при регистрации
ядерных частиц, М., 1959; Ковальский Е., Ядерная электроника, пер. с англ., М., 1972; Рехин Е. И.,
Ч е р н о в П. С., Метод совпадений, М., 1976; .Элементы схем ядерного приборостроения, М., 1970.
697
СОВПАДЕНИЙ МЕТОД ИЗМЕРЕНИЙ, один из вариантов метода сравнения с мерой, в к-ром
разность между измеряемой величиной и величиной, воспроизводимой мерой, измеряют по
совпадению отметок шкал или периодич. сигналов. Примеры: измерение длины отрезка
штангенциркулем с нониусом, основанное на совпадении делений на шкалах штангенциркуля и
нониуса; определение частоты периодич. процесса стробоскопич. методом.
СОЛЕНОИД (от греч. solen — трубка и eidos — вид), свёрнутый в спираль изолированный
проводник, по к-рому течёт электрич. ток. Обладает значит. индуктивностью и малым активным
сопротивлением и ёмкостью. В ср. части внутр. полости С., длина к-рого значительно больше
диаметра, магн. поле С. направлено параллельно его оси и однородно (рис.), причём его
напряжённость пропорц. силе тока и (приближённо) числу витков.
Внеш. магн. поле С. подобно полю стержневого магнита. С. с железным сердечником во внутр.
полости представляет собой электромагнит.
СОЛЕНОИДАЛЬНОЕ ПОЛЕ, векторное поле, не имеющее источников. Это означает, что
дивергенция вектора а С. п. равна нулю: diva=0. Примером С. п. служит магн. поле, divB=0, где В —
вектор магнитной индукции. С. п. можно всегда представить в виде a=rot b; вектор b наз. векторным
потенциалом поля (напр., В=rotA; см. Потенциалы электромагнитного поля).
СОЛИТОН, структурно устойчивая уединённая волна в нелинейной диспергирующей среде. С.
ведут себя подобно ч-цам: при вз-ствии между собой или с нек-рыми др. возмущениями С. не
разрушаются, а расходятся вновь, сохраняя свою структуру неизменной. Структура С.
поддерживается стационарной за счёт баланса между действием нелинейности среды (см.
Нелинейные системы) и дисперсии (см. Дисперсия волн). Напр., в случае гравитац. волн на
поверхности жидкости для достаточно длинной плоской волны (>>2H, где Н — глубина водоёма)
дисперсия отсутствует, волны распространяются с фазовой скоростью v=(g(H+h)), где g— ускорение свободного падения, h — возвышение поверхности воды в данной точке профиля волны.
Вершина волны движется быстрее её подножия (нелинейность), поэтому крутизна фронта волны растёт до тех пор, пока протяжённость фронта не
станет соизмеримой с величиной 2Н, после чего скорость v будет зависеть от крутизны фронта
(дисперсия). В результате на профиле волны появляются осцилляции (рис. 1), развитие к-рых
приводит к образованию С. С др. стороны, короткие волны (<<2H) малой амплитуды обладают
Рис. 1. Эволюция профиля волны на поверхности водоёма глубины Н.
сильной дисперсией, т. к. их фазовая скорость v=(g/2). Поэтому достаточно коротковолновое нач.
возвышение расплывается, образуя осциллирующий цуг (подобно волне от брошенного в воду
камня). Волны же с таким соотношением между  и амплитудой колебаний hмакc, что «обострение»
фронта из-за нелинейности в точности компенсируется расплыванием из-за дисперсии, остаются стационарными, т. е. не изменяют своего профиля при распространении. Такая компенсация возможна в
среде без притока и потерь энергии только для определ. класса волн, периодических или
уединённых, т. е. С., к-рые чаще
Рис. 2. Форма солитонов разл. высоты h на поверхности воды; v — скорость
распространения; t — время; х — координата
всего описываются решениями нелинейных дифф. ур-ний в обыкновенных производных.
Нестационарные же волновые процессы, связанные с С., описываются нелинейными дифф. ур-ниями
в частных производных. Наиболее детально изучено применительно к С. уравнение Кортевега — де
Фриса, описывающее волны в средах с достаточно малыми нелинейностью и дисперсией, в
частности С. на поверхности воды. Семейство С. небольшой высоты (hмакс<<H) на поверхности воды
(рис. 2) описывается выражением:
С ростом hмакс растёт скорость С. v=(g(H+hмакс)) и уменьшается его длина (пропорц. 1/hмакс).
Аналогичный вид имеют С. др. природы, напр. ионнозвуковые и магнитозвуковые С. в плазме, С.
внутренних гравитац. волн, С. в слоистой жидкости и т. д.
Рис. 3. Солитон в системе связанных маятников (вид сбоку).
В др. случаях, напр. в цепочке маятников, связанных пружинами, также существует движение в виде
С. (рис. 3), описываемое выражением:
к-рое явл. решением т. н. синус-Гордона ур-ния. Здесь  — угол поворота маятника,  и v0 —
постоянные, определяемые параметрами системы, v — скорость С. Такой С. представляет собой
последоват. поворот маятников на 2, причём знак плюс отвечает повороту по часовой стрелке, а
минус — в противоположном направлении («антисолитон»). Характерная длина такого С. (число
маятников, не находящихся в равновесии) тем больше, чем больше его скорость v. С., описываемые
выражением (2), существуют в распределённых сверхпроводящих структурах (джозефсоновские переходы) и др.
Для ур-ний Кортевега — де Фриса, синус-Гордона и ряда др. ур-ний найдены решения,
описывающие вз-ствие произвольного числа С., параметры к-рых не изменяются в результате взствий, а также формирование С. в результате эволюции произвольного нач. импульса (рис. 1).
Впервые С. наблюдался в 1834 шотл. учёным Дж. С. Расселом в форме возвышения, бегущего по
поверхности воды в канале. Теоретич. описание его было дано в 1895 голл. учёными Д. Кортевегом и
Г. де Фрисом. В дальнейшем С. наблюдались в плазме, линиях передачи с ПП диодами и др. С.,
сближаясь, влияют друг на друга, т. к. в нелинейной среде не выполняется принцип суперпозиции.
Тем не менее после вз-ствия С. не разрушаются, а расходятся вновь (рис. 4), сохраняя те же
параметры, что и до вз-ствия,— как если бы столкнулись и разлетелись ч-цы, отсюда назв. «С.»
(появилось в 1965, по аналогии с
698
протоном и нейтроном, от лат. solus — один, уединённый). Оказалось, что С. могут сохранять свою
структуру длит. время при наличии небольшого
Рис. 4. Вз-ствие двух бегущих в одном направлении солитонов вида (1) с
близкими амплитудами.
затухания или в результате плавного искривления фронта волны в пр-ве (в частности, цилиндрич. и
сферич. С.). С., как и ч-цы, могут образовывать связанные состояния из двух или более импульсов
(рис. 5). В системе
Рис. 5. Связанная пара солитонов.
из многих С. это приводит, в частности, к появлению сложных стохастич. движений («газ. С.»).
В системах с сильной дисперсией, если профиль стационарной волны близок к синусоидальному,
также возможно существование модулир. волн в виде локализованных волн. пакетов со стационарно
движущейся огибающей, к-рые также обнаруживают «частицеподобное» поведение при вз-ствии (С.
«огибающей»). Такие С. возможны для волн на поверхности глубокого водоёма, ленгмюровских волн
в плазме, мощных коротких (пикосекундных) световых импульсов в рабочей среде лазера и т. д.
С. играют важную роль в теории конденсир. состояния в-ва, в частности в квант. статистике, теории
фазовых переходов. Солитонные решения имеют нек-рые ур-ния, предложенные для описания элем.
ч-ц. Изучение св-в С. как «частицеподобных» волн, в т. ч. и возможных трёхмерных С., в к-рых поле
убывает по всем направлениям в трёхмерном пр-ве (а не только по одной координате, как в
приведённых выше примерах), привело к попыткам использовать С. при построении квант.
нелинейной теории поля.
• Уизем Дж., Линейные и нелинейные волны, пер. с англ., М., 1977; К а р п м а н В. И., Нелинейные
волны в диспергирующих средах, М., 1973; Скотт Э., Волны в активных и нелинейных средах в
приложении к электронике, М., 1977, с. 215—284; Теория солитонов, М., 1980; Ребби К., Солитоны,
«УФН», 1980, т. 130, в. 2; Солитоны в действии, под ред. К. Лонгрена и Э. Скотта, пер. с англ., М.,
1981.
Л. А. Островский.
СОЛНЕЧНЫЙ ВЕТЕР, постоянный радиальный поток плазмы солн. короны в межпланетное пр-во.
Поток энергии, идущий из недр Солнца, нагревает плазму короны до 1,5— 2 млн. К. Пост. нагрев не
уравновешивается потерей энергии за счёт излучения, т. к. плотность короны мала. Избыточную
энергию в значит.
степени уносят ч-цы С. в. (~1027—1029 эрг/с). Корона, т. о., не находится в гидростатич. равновесии,
она непрерывно расширяется. По составу С. в. не отличается от плазмы короны (С. в. содержит гл.
обр. протоны, эл-ны, немного ядер гелия, ионов кислорода, кремния, серы, железа). У основания
короны (в 10 тыс. км от фотосферы Солнца) ч-цы имеют радиальную скорость порядка сотен м/с, на
расстоянии неск. солн. радиусов она достигает скорости звука в плазме (100 —150 км/с), у орбиты
Земли скорость протонов составляет 300—750 км/с, а их пространств. концентрация — от неск. ч-ц
до неск. десятков ч-ц в 1 см3. При помощи межпланетных косм. станций установлено, что вплоть до
орбиты Сатурна плотность потока ч-ц С. в. убывает по закону (r0/r)2, где r — расстояние от Солнца, r0
— исходный уровень. С. в. уносит с собой петли силовых линий солн. магн. поля, к-рые образуют
межпланетное магн. поле. Сочетание радиального движения ч-ц С. в. с вращением Солнца придаёт
этим линиям форму спиралей. Крупномасштабная структура магн. поля в окрестностях Солнца имеет
вид секторов, в к-рых поле направлено от Солнца или к нему. Размер полости, занятой С. в., точно не
известен (радиус её, по-видимому, не меньше 100 а. е.). У границ этой полости динамич. давление С.
в. должно уравновешиваться давлением межзвёздного газа, галактич. магн. поля и галактич. косм.
лучей. В окрестностях Земли столкновение потока ч-ц С. в. с геомагн. полем порождает стационарную ударную волну перед земной
Вз-ствие солнечного ветра с магнитосферой Земли: 1 — силовые линии магн.
поля Солнца; 2 — ударная волна; 3 — магнитосфера Земли; 4 — граница
магнитосферы; 5 — орбита Земли; 6 — траектория ч-цы солнечного ветра.
магнитосферой (со стороны Солнца, рис.). С. в. как бы обтекает магнитосферу, ограничивая её
протяжённость в пр-ве. Изменения интенсивности С. в., связанные со вспышками на Солнце, явл.
осн. причиной возмущений геомагн. поля и магнитосферы (магн. бурь).
За год Солнце теряет с С. в. ~2X10-14 часть своей массы Mсолн. Естественно считать, что истечение вва, подобное С. в., существует и у др. звёзд («звёздный ветер»). Он должен быть особенно
интенсивным у массивных звёзд (с массой ~ неск. дес. Mсолн) и с высокой темп-рой поверхности (~
30—50 тыс. К) и у звёзд с протяжённой атмосферой (красных гигантов), т. к. в первом случае ч-цы
сильно развитой звёздной короны обладают достаточно высокой энергией, чтобы преодолеть
притяжение звезды, а во втором — низка параболич. скорость (скорость ускользания; см. Космические скорости). Значит. потери массы со звёздным ветром (~ 10-6 Мсолн/год и больше) могут
существенно влиять на эволюцию звёзд. В свою очередь звёздный ветер создаёт в межзвёздной среде
«пузыри» горячего газа — источники рентг. излучения.
• Солнечный ветер, пер. с англ., М., 1968; Хундхаузен А., Расширение короны и солнечный ветер,
пер. с англ., М., 1976; Происхождение и эволюция галактик и звезд, под ред. С. Б. Пикельнера, М.,
1976.
СОН (от лат. sonus — звук), единица условной шкалы громкости звука, выражающая
непосредственно субъективную оценку сравнит. громкости чистого тона. 1C. соответствует уровню
громкости 40 фон при частоте звука 1000 Гц. Шкала громкости в С. — линейна. При каждом последующем увеличении громкости на 10 фон число ед. С. прибл. удваивается.
СООБЩАЮЩИЕСЯ СОСУДЫ, сосуды, соединённые между собой в нижней, части (рис.).
В наполненных одинаковой жидкостью С. с., диаметр к-рых настолько велик, что позволяет пренебречь капиллярным эффектом, уровни жидкости располагаются на одинаковой высоте независимо
от формы сосудов. На этом основано устройство жидкостных манометров, водомерных стёкол
паровых котлов и т. п. Если С.. наполнены разл. жидкостями, то высоты столбов этих жидкостей
(считая от поверхности соприкосновения жидкостей друг с другом) обратно пропорц. их плотностям,
т. е. 1h1=2h2, где 1 и 2, h1 и h2 — соотв. плотности и высоты столбов жидкостей. Этим
соотношением пользуются для определения плотности жидкости, если известна плотность второй
жидкости. Если же одно из колен С. с, закрыто, то разность уровней жидкости будет зависеть от
давления в закрытом колене; на этом основано устройство закрытых манометров.
СООТВЕТСТВЕННЫЕ СОСТОЯНИЯ, состояния разл. в-в, соответствующие одним и тем же
значениям при699
ведённых параметров состояния (темп-ры , давления , уд. объёма  и др.). Ур-ние состояния,
записанное в приведённых параметрах, одинаково для разл. в-в, так что одинаковым значениям  и ,
напр., соответствует одно и то же значение , а на кривой равновесия жидкость — газ одним и тем
же значениям  соответствует одно и то же значение приведённого давления и, теплоты испарения ,
поверхностного натяжения о и т. д. (закон соответственных состояний). Закон С. с. строго
справедлив лишь при достаточно высоких темп-рах, когда несущественны квант. эффекты, и для в-в,
у к-рых зависимость энергии межмолекулярного взаимодействия от расстояния имеет одинаковый
хар-р. Практически поведение всех в-в отклоняется от закона С. с., однако в рамках отд. групп в-в с
близкими формами потенциала межмол. вз-ствия эти отклонения часто относительно невелики и
носят систематич. хар-р, что позволяет осуществлять расчёт св-в малоизученных в-в на основе закона
С. с.
• Ландау Л. Д., Лифшиц Е.М., Статистическая физика, 3 изд., ч. 1, М., 1976; Гиршфельдер Дж.,
Кертисс Ч., Берд Р., Молекулярная теория газов и жидкостей, пер. с англ., М., 1961; Рид Р., Шервуд
Т., Свойства газов и жидкостей, пер. с англ., М., 1964.
С. П. Малышенко.
СООТВЕТСТВИЯ ПРИНЦИП, постулат квант. механики, требующий совпадения её физ.
следствий в предельном случае больших квантовых чисел с результатами классич. теории. В С. п.
проявляется тот факт, что квант. эффекты существенны лишь при рассмотрении микрообъектов,
когда величины размерности действия сравнимы с постоянной Планка ћ. Если же квант. числа,
характеризующие состояние физ. системы напр., орбит. квант. число l), велики, то величиной ћ.
можно пренебречь и система с высокой точностью подчиняется классич. законам. С формальной
точки зрения С. п. означает, что в пределе ћ0 квантовомеханич. описание физ. объектов должно
быть эквивалентно классическому.
Часто под С. п. понимают следующее более общее положение. Любая новая теория, претендующая
на более глубокое описание физ. реальности и на более широкую область применимости, чем старая,
должна включать последнюю как предельный случай. Так, релятив. механика (см. Относительности
теория) в пределе малых скоростей v (v<<c) переходит в ньютоновскую. Формально переход осуществляется при с.
Когда осн. положения теории уже сформулированы, С. п. представляет в осн. иллюстративный
интерес, подчёркивая преемственность теор. построений. В ряде случаев С. п. помогает развить
приближённые методы решения задач. Так, если в данной конкретной физ. проблеме ћ можно
считать малой величиной, то это равносильно т. н. квазиклассическому приближению квантовой
механики. При этом нерелятив. волновое Шрёдингера уравнение в пределе ћ0 приводит к классич.
ур-нию Гамильтона — Якоби. Однако в период возникновения новой теор. дисциплины, когда её
принципы во многом ещё неясны, С. п. имеет самостоятельное эвристич. значение.
С. п. был выдвинут Н. Вором в 1923 (в т. н. старой теории квантов, предшествующей квант.
механике) в связи с проблемой спектров испускания и поглощения атомов. В созданной позже квант.
механике особенности ат. спектров были объяснены на более глубокой основе, однако существ.
черты её матем. аппарата определялись С. п. Значение С. п. далеко выходит за рамки квант.
механики. Им широко пользуются в квантовой электродинамике, теории элем. ч-ц и, без сомнения,
он войдёт составной частью в любую новую теор. схему.
• Бор Н., Три статьи о спектрах и строении атомов, пер. с нем., М.— Л., 1923. См. также лит. при ст.
Квантовая механика.
О. И. Завьялов.
СОПЛО, специально спрофилированный закрытый канал, предназначенный для разгона жидкостей
или газов до заданной скорости и придания потоку заданного направления. Служит также
устройством для получения газовых и жидкостных струй. Поперечное сечение С. может быть прямоугольным (плоские С.), круглым (осесимметричные С.) или иметь произвольную форму
(пространств. С.). В С. происходит непрерывное увеличение скорости v жидкости или газа в
направлении течения — от нач. значения v0 во входном сечении С. до наибольшей скорости v=v0 на
выходе. В силу закона сохранения энергии одновременно с ростом скорости v в С. происходит
непрерывное падение давления и темп-ры от их нач. значений р0, Т0 до наименьших значений р0, Т0 в
выходном сечении. Т. о., для реализации течения в С. необходим нек-рый перепад давления, т. е.
выполнение условия p0>ра. При пост. плотности  для непрерывного увеличения v С. должно иметь
сужающуюся форму, т. к. в силу неразрывности уравнения vS=const площадь S поперечного
сечения С. должна уменьшаться обратно пропорц. росту v. Однако при дальнейшем увеличении v
начинает проявляться сжимаемость среды, плотность её уменьшается в направлении течения,
поэтому постоянство vS в этих новых условиях зависит от темпа падения  с ростом v. При v<a, где
а — местная скорость распространения звука в движущейся среде, темп падения плотности газа
отстаёт от темпа роста скорости, поэтому для обеспечения разгона, т. е. увеличения
v, нужно по-прежнему уменьшать S (рис. 1), несмотря на падение плотности (дозвуковое С.). Но при
разгоне до скоростей v>а падение плотности происходит быстрее, чем рост скорости, поэтому в
сверхзвук. части необходимо увеличивать площадь S (сверхзвуковое С.). Такое сверхзвук. С., наз.
также соплом Лаваля, имеет вначале сужающуюся, а затем расширяющуюся форму (рис. 2). Изменение скорости вдоль С. определяется законом изменения S по длине С.
Давление в выходном сечении до-звук. С. всегда равно давлению рс в окружающей среде, куда
происходит истечение из С. (ра=рс). При возрастании р0 и неизменном рс скорость va в выходном
сечении дозвук.
С. сначала увеличивается, а после того как p0 достигнет нек-рой определ. величины, va становится
постоянной и при дальнейшем увеличении р0 не изменяется. Такое явление наз. кризисом течения в
С. После наступления кризиса ср. скорость истечения из дозвук. С. равна местной скорости звука
(va=a) и наз. критической скоростью истечения. В этом случае все параметры газа в выходном
сечении С. также наз. критическими.
В сверхзвук. С. критическим наз. его наиболее узкое сечение. Относит. скорость va/a в выходном
сечении сверхзвук. С. зависит только от отношения площади выходного сечения Sc к площади его
критич. сечения Sкр и не зависит в широких пределах от изменений давления р0 перед С. Давление в
выходном сечении сверхзвук. С. может быть равно давлению в окружающей среде (ра=рс), такой
режим течения наз. расчётным, в противном случае — нерасчётным. Нерасчётные режимы
характеризуются образованием в потоке волн разрежения в случае ра>рс или ударных волн в случае
ра<рс. Когда поток проходит через систему таких волн вне С., давление становится равным
pс.
Сильное падение давления и темп-ры газа в сверхзвук. С. может приводить, в зависимости от состава
текущей среды, к разл. физ.-хим. процессам (хим. реакции, фазовые превра700
щения, неравновесные термодинамич. переходы), к-рые необходимо учитывать при расчёте течения
газа в С. С. широко используются в технике {в паровых и газовых турбинах, в ракетных и воздушнореактивных двигателях, в газодинамических лазерах, в магнитно-газодинамич. установках, в
аэродинамических трубах и на тазодинамич. стендах, при создании мол. пучков, в хим. технологии, в
струйных аппаратах, в расходомерах, в процессах дутья и мн. др.). Техн. задачи привели к бурному
развитию теории С., учитывающей наличие в газовом потоке жидких и тв. ч-ц, неравновесных хим.
реакций, переноса лучистой энергии и др., что потребовало широкого применения ЭВМ для решения
указанных задач, а также для разработки сложных эксперим. методов исследования течений в С.
• Абрамович Г. Н., Прикладная газовая динамика, 4 изд., М., 1976; П и р у м о в У. Г., Р о с л я к о в Г.
С., Течение газа в соплах, М., 1978; Стернин Л. Е., Основы газодинамики двухфазных течений в
соплах, М., 1974.
С. Л. Вишневецкий.
СОПРОТИВЛЕНИЕ АКУСТИЧЕСКОЕ, характеристика, вводимая при рассмотрении колебаний
акустич. систем, равная отношению звукового давления к объёмной колебательной скорости. См.
Импеданс акустический.
СОПРОТИВЛЕНИЕ ИЗЛУЧЕНИЯ, активное сопротивление R, характеризующее излучат.
способность антенны. Полная мощность излучения интерпретируется при этом как мощность,
поглощаемая в R. Любой фидерный тракт, по к-рому эл.-магн. энергия поступает к антенне (двухпроводная линия, волновод и др.), можно считать нагруженным на входное сопротивление антенны,
складывающееся из сопротивления джоулевых потерь и импеданса излучения, активная часть к-рого
равна R. С. и. зависит от формы, размеров, материала антенны, распределения токов в ней,
диэлектрич.  и магн.  проницаемостей окружающей среды и от св-в пространства, в к-рое происходит излучение (неограниченное пространство, свободное от искажающих поле объектов;
пространство, ограниченное проводящей границей, излучение внутрь др. волновода или объёмного
резонатора и т. п.). В свободном пространстве вибратор Герца
имеет R=(1/6)(/)(kl)2 Ом (k — волновое число, l — длина волны вибратора, l<<), что для
вакуума (==1) даёт: R=82(l/)2 Ом. Соответственно полуволновой вибратор в вакууме имеет
R=73,1 Ом. Проволочная рамка площадью а с током обладает при << С.и. R=(1/6)(/)(k2)2
Ом, т. е: в вакууме: .R=3202(/2)2 Ом.
• См. лит. при ст. Антенна.
М. А. Миллер.
СОПРОТИВЛЕНИЕ ЭЛЕКТРИЧЕСКОЕ, см. Электрическое сопротивление.
СОПРЯЖЁННЫЕ ТОЧКИ в оптике, пары точек, в каждой из к-рых одна является по отношению к
оптич. системе объектом, вторая — его изображением; при этом, согласно обратимости теореме,
объект и изображение могут взаимно меняться местами. Понятие «С. т.» вполне строго применимо
лишь к идеальным (безаберрационным) оптич. системам в их параксиальных областях (см.
Параксиальный пучок лучей). Для реальных систем оно представляет собой широко используемое
приближение.
СОРБЦИЯ (от лат. sorbeo — поглощаю), поглощение тв. телом или жидкостью (сорбентом) жидкого
в-ва или газа (сорбата) из окружающей среды. Поглощение в-ва из газовой фазы всем объёмом
жидкого сорбента наз. абсорбцией, поглощение в-ва поверхностным слоем сорбента — адсорбцией.
Поглощение в-ва из газовой фазы всем объёмом тв. тела или расплава наз. окклюзией. Извлечение из
жидкости к.-л. компонента др. жидкостью наз. экстракцией. При С. паров пористыми телами может
происходить капиллярная конденсация. Обычно одновременно протекает неск. сорбц. процессов.
СОРЕ ЭФФЕКТ, термодиффузия в р-рах. Назван в честь швейц. учёного Ш. Соре (Ch. Soret), к-рый
первым исследовал термодиффузию (1879).
СОСТАВНОЕ ЯДРО, ядерная система, образующаяся в ходе ядерных реакций в результате слияния
налетающей ч-цы с ядром-мишенью. С. я. неустойчиво и через короткое время распадается на
конечные продукты реакции. Энергия, внесённая ч-цей, распределяется между всеми степенями
свободы С. я. подобно тому, как это происходит при нагреве тел. Вследствие статистич. флуктуации
одна или неск. яд. ч-ц могут приобрести энергию, превышающую среднее её значение и позволяющую им покинуть «нагретое» ядро. Этот процесс, аналогичный испарению жидкости,
приводит к распаду С. я. Ср. время жизни С. я. (10-22—10-21 с) во много раз больше времени пролёта
быстрой ч-цы через область пр-ва, занимаемую ядром. Существование С. я. проявляется в
резонансной энергетич. зависимости вероятности реакции. При определённых энергиях ч-цы
наблюдаются резкие максимумы, соответствующие состояниям С. я. Представление о С. я. было
впервые высказано дат. физиком Н. Бором в 1936. Идея об аналогии между С. я. и нагретой жидкостью принадлежит Я. И. Френкелю; основанная на ней термодинамич. теория С. я. была впервые
развита в 1936—37 физиками X. Бете и В. Вайскопфом (США) и Л. Д. Ландау,
• См. лит. при ст. Ядерные реакции. Ядро атомное.
Я. .С. Шапиро.
СОУДАРЕНИЯ ВТОРОГО РОДА, то же. что удары второго рода.
СОХРАНЕНИЯ ЗАКОНЫ, физич. закономерности, согласно к-рым численные значения нек-рых
физ. величин не изменяются со временем в любых процессах или в определ. классе процессов.
Полное описание физ. системы возможно лишь в рамках динамич. законов, к-рые детально
определяют изменение состояния системы с течением времени. Однако во мн. случаях динамич.
закон для данной системы неизвестен или слишком сложен. В такой ситуации С. з. позволяют
сделать нек-рые заключения о хар-ре поведения системы. Важнейшими С. з., справедливыми для
любых изолированных систем, явл. законы сохранения энергии, импульса, момента кол-ва движения,
электрич. заряда. Кроме всеобщих, существуют С. з., справедливые лишь для огранич. классов
систем и явлений.
Идея сохранения появилась сначала как чисто философская догадка о наличии неизменного
(стабильного) в вечно меняющемся мире. Ещё античные философы-материалисты пришли к понятию
материи — неуничтожимой и несотворимой основы всего существующего. С другой стороны,
наблюдение пост. изменений в природе приводило к представлению о вечном движении материи как
важнейшем её св-ве. С появлением матем. формулировки механики на этой основе появились законы
сохранения массы (французский химик А. Лавуазье) и механической энергии (нем. учёный Г.
Лейбниц). Затем немецкий учёный Ю. Р. Майер, англ. физик Дж. Джоуль и нем. учёный Г.
Гельмгольц экспериментально открыли закон сохранения энергии в немеханич. явлениях. Т. о., к сер.
19 в. оформились законы сохранения массы и энергии, к-рые трактовались как сохранение материи и
движения.
В нач. 20 в. оба эти С. з. подверглись коренному пересмотру в связи с появлением спец. теории
относительности (см.. Относительности теория); при описании движений с. большими
(сравнимыми со скоростью света) скоростями классическая (ньютоновская) механика была заменена
релятивистской механикой. Оказалось, что масса, определяемая по инерционным св-вам тела,
зависит от его скорости и, следовательно, характеризует не только кол-во материи, но и её движение.
Понятие энергии также подверглось изменению; полная энергия (ξ) оказалась пропорц. массе (m),
ξ=mc2. Т. о., закон сохранения энергии в спец. теории относительности естеств. образом объединил
законы сохранения массы и энергии, существовавшие в классич. механике; по отдельности эти
законы не выпол-
701
няются, т. е. невозможно охарактеризовать кол-во материи, не принимая во внимание её движения и
вз-ствий.
Эволюция закона сохранения энергии показывает, что С. з., будучи почерпнутыми из опыта,
нуждаются время от времени в эксперим. проверке и уточнении. Нельзя быть уверенным, что с
расширением пределов человеческого опыта данный закон или его конкретная формулировка
останутся справедливыми. Закон сохранения энергии интересен ещё и тем, что в нём теснейшим
образом переплелись физика и философия. Этот закон, всё более уточняясь, постепенно превратился
из неопределённого и абстрактного философского высказывания в точную количеств. ф-лу. Другие
С. з. возникли сразу в количеств. формулировке. В совр. физике С. з.— необходимая составная часть
её рабочего аппарата.
Большую роль С. з. играют в квант. теории, в частности в теории элем. ч-ц. С. з. определяют отбора
правила, согласно к-рым реакции с элем. ч-цами, к-рые привели бы к нарушению С. з., не могут
осуществляться в природе. В дополнение к перечисленным С. з., имеющимся в физике макроскопич.
тел, в теории элем. ч-ц, возникло много специфич. С. з., позволяющих интерпретировать
наблюдаемые на опыте правила отбора. Таков, напр., закон сохранения барионного заряда,
выполняющийся во всех видах вз-ствий. Существуют и приближённые С. з., выполняющиеся в одних
процессах и нарушающиеся в других. Такие С. з. имеют смысл, если можно указать класс процессов,
в к-рых они выполняются. Напр., законы сохранения странности, изотопич. спина (см.
Изотопическая инвариантность), чётности строго выполняются в процессах, протекающих за счёт
сильного взаимодействия, но нарушаются в процессах слабого взаимодействия. Эл.-магн. вз-ствие
нарушает закон сохранения изотопич. спина. Т. о., исследования элем. ч-ц вновь напомнили о необходимости проверять существующие С. з. в каждой области явлений. Так, считавшийся абсолютно
строгим закон сохранения барионного заряда на основании теор. аргументов подвергается сомнению.
Проводятся сложные эксперименты, имеющие целью обнаружить возможные слабые нарушения
этого закона (распад протона).
С. з. тесно связаны со св-вами симметрии физ. систем. При этом симметрия понимается как
инвариантность физ. законов относительно нек-рой группы преобразований входящих в них величин.
Наличие симметрии приводит к тому, что для данной системы существует сохраняющаяся физ.
величина (см. Нётер теорема). Т. о., если известны св-ва симметрии системы, как правило, можно
найти для неё С. з., и наоборот.
Как отмечалось, законы сохранения энергии, импульса, момента обладают всеобщностью. Это
связано с тем, что соответствующие симметрии можно рассматривать как симметрии пространствавремени (мира), в к-ром движутся матер. тела. Так, сохранение энергии связано с однородностью
времени, т. е. с инвариантностью физ. законов относительно изменения начала отсчёта времени. Сохранение импульса и момента кол-ва движения связано соотв. с однородностью пр-ва
(инвариантность относительно пространств. сдвигов) и изотропностью пр-ва (инвариантность относительно вращений пр-ва). Поэтому проверка механич. С. з. есть проверка соответствующих
фундам. св-в пространства-времени. Долгое время считалось, что, кроме перечисленных элементов
симметрии, пространство-время обладает зеркальной симметрией, т. е. инвариантно относительно
пространственной инверсии. Тогда должна была бы сохраняться пространств. чётность. Однако в
1957 было экспериментально обнаружено несохранение чётности в слабом вз-ствии, поставившее
вопрос о пересмотре взглядов на глубокие св-ва геометрии мира.
В связи с развитием теории тяготения намечается дальнейший пересмотр взглядов на симметрии
пространства-времени и фундам. С. з. (в частности, на законы сохранения энергии и импульса).
• В и г н е р Е., Этюды о симметрии, пер. с англ., М., 1971; Фейнман Р., Характер физических
законов, пер. с англ., М., 1968; Ландау Л. Д., Лифшиц Е. М., Механика, 3 изд., М., 1973 (Теоретическая физика, т. 1).
М. В. Менский.
СПЕКТР колебаний, совокупность гармонич. колебаний, на к-рые может быть разложено данное
сложное колебат. движение. Математически такое движение представляется в виде периодической,
но негармонич. ф-ции f(t) с частотой . Эту ф-цию можно представить в виде ряда гармонич.
функций: f(t)=Ancosnt с частотами поз, кратными осн. частоте (где An — амплитуды гармонич.
функций, t — время, n — номер гармоники). Чем сильнее исходное колебание отличается от
гармонического, тем богаче его С., тем больше составляющих обертонов (гармоник) содержится в
разложении и тем больше их амплитуды. В общем случае С. колебания содержит бесконечный ряд
гармоник, амплитуды к-рых быстро убывают с увеличением их номера, так что практически
приходится принимать во внимание только нек-рое конечное число обертонов. Процессы, не имеющие строгой периодичности или непериодические, могут представляться в виде суммы гармонич.
компонент с некратными частотами или в виде суммы (интеграла) бесконечного числа
составляющих со сколь угодно близкими частотами (непрерывный С.). С. звука выражает его
частотный состав и получается в результате анализа звука. С. звука представляют обычно на
координатной плоскости.
Рис. 1. Линейчатый спектр, полученный при сложении двух периодич. волн с
осн. частотами f'0 и f"0.
где по оси абсцисс отложена частота f, а по оси ординат — амплитуда А или интенсивность I
гармонич. составляющей звука с данной частотой. Чистые тона, звуки с периодич. формой волны, а
также звуки, полученные при сложении неск. периодич. волн, обладают линейчатыми спектрами
(рис. 1). Акустические шумы, одиночные импульсы, затухающие звуки имеют сплошной спектр (рис.
2).
Рис. 2. Сплошной спектр затухающего колебания.
Частотные компоненты спектра импульса акустического прямоуг. формы с заполнением несущей
частотой f0 сосредоточены в осн. вблизи этой частоты в полосе шириной 7/Т, где Т — длительность
импульса.
И. П. Голямина.
СПЕКТРАЛЬНАЯ АППАРАТУРА РЕНТГЕНОВСКАЯ, аппаратура, в которой рентгеновское
излучение исследуемого в-ва возбуждается, разлагается в спектр и регистрируется. Прецизионная С.
а. р. служит для исследования тонкой структуры рентгеновских спектров, аналитическая — для
определения элементного состава в-ва (см. Спектральный анализ рентгеновский). Прецизионная
аппаратура должна обладать высокой разрешающей способностью, аналитическая — высокой
светосилой.
В зависимости от цели и условий исследования и хар-ра объекта применяют разл. типы С. а. р.
Дифракционная С. а. р. основана на разложении рентг. излучения в спектр с помощью дифракции
рентг. лучей, В состав этой С. а. р. входят: рентг. трубка, источник её питания, диспергирующий
элемент (кристалл-анализатор или дифракц. решётка), детектор рентг. излучения и электронная
аппаратура, питающая его и регистрирующая его импульсы. В прецизионной С. а. р. применяются
либо кристаллы-анализаторы, представля702
ющие собой почти идеальные кристаллы, изогнутые по поверхности кругового цилиндра или сферы
(рис., а) либо сферически вогнутые дифракц. решётки (рис., б). В аналитич. С. а. р. используют либо
изогнутые кристаллы, либо плоские кристаллы с многопластинчатым коллиматором Соллера,
Оптич. схемы рентг. спектрометров: а — фокусирующий спектрометр с
кристаллом-анализатором К; б — фокусирующий спектрометр с дифракц.
решёткой G; в — спектрометр с плоским кристаллом К и коллиматором
Соллера (C1 и С2); S — источник излучения; S1 и S2 — щели; f — фокальная
окружность, О'— её центр; О—центр окружности, по к-рой изогнут кристалл
или центр вогнутой поверхности решётки; D — детектор; Р — фотокатод; М —
ВЭУ.
ограничивающим угловую расходимость падающего на кристалл излучения от неск. угловых минут
до 1° (рис., в).
Детекторами в С. а. р. чаще всего служат пропорциональные, сцинтилляционные или ПП счётчики
фотонов, а для мягких рентг. лучей — фотокатоды с вторичным электронным умножителем (ВЭУ)
открытого типа или каналовым умножителем.
С. а. р., предназначенная для одновременной регистрации одной-двух линий спектра, наз. рентг.
спектрометром (при фоторегистрации — спектрографом), а при одноврем. регистрации многих (до
24) линий спектра — рентг. квантометром, или многоканальным спектрометром. Выходы каналов
могут быть введены в ЭВМ для дальнейшей обработки информации. Нек-рые спектрометры всю
программу получения и записи результатов выполняют автоматически.
Бездифракционная С. а. р. применяется для рентг. спектр. анализа. В ней непосредственно
регистрируется рентг. излучение исследуемого образца. Аналитич. линии выделяются одно- или
многоканальным амплитудным анализатором импульсов счётчика. При близком расположении окна
счётчика к образцу полезно используемый телесный угол излучения каждого атома образца очень
велик, а регистрируемая интенсивность превосходит её значение в дифракционной С. а. р. на неск.
порядков. Это позволяет проводить анализ даже при очень слабом флуоресцентном рентг. излучении
образца, возбуждаемом либо
изотопными источниками, либо миниатюрными рентг. трубками, анодный ток к-рых не превосходит
неск. мкА. Бездифракц. С. а. р. обладает сравнительно невысокой разрешающей способностью.
Микроанализаторы основаны на возбуждении первичного рентг. излучения образца электронным
зондом диам. ок. 1 мкм, разложении этого излучения в спектр и его регистрации. Для получения
тонкого электронного зонда используют электронную пушку и фокусирующие магн. линзы. Применение светосильных фокусирующих спектрометров с изогнутыми кристаллами или вогнутой
дифракц. решёткой позволяет при токе зонда всего в неск. мкА получить спектр образца в данной
точке. Если зонд сканирует по поверхности образца синхронно со строчной развёрткой телевиз. устройства, на вход к-рого подан выходной потенциал детектора спектрометра, то можно получить
увеличенное изображение сканируемой поверхности в лучах того элемента, на к-рый настроен
спектрометр. В совр. микроанализаторах часто используют два рентг. спектрометра, один — с
кристаллом-анализатором, другой — с дифракц. решёткой. Это позволяет выполнить локальный
анализ всех элементов, начиная с Li.
• Б л о х и н М. А., Методы рентгеноспектральных исследований, М., 1959; его же,
Рентгеноспектральная аппаратура, «ПТЭ», 1970, №2; Плотников Р. П., Пшеничный Г. А.,
Флюоресцентный рентгенорадиометрический анализ, М., 1973; Электронно-зондовый микроанализ,
пер. с англ., М., 1974; Рентгенотехника. Справочник, кн. 2, М., 1980.
М. А. Блохин.
СПЕКТРАЛЬНАЯ ПЛОТНОСТЬ величины, характеризующей излучение (напр., потока
излучения, силы света), отношение рассматриваемой величины, взятой в бесконечно малом спектр.
интервале, содержащем данную длину волны , к ширине этого интервала d. Вместо  могут
использоваться частоты, волновые числа или их логарифмы. График зависимости С. п. к.-л. величины
от спектр. координаты характеризует распределение излучения ПО спектру.
Д. Н. Лазарев.
СПЕКТРАЛЬНАЯ СВЕТОВАЯ ЭФФЕКТИВНОСТЬ излучения (устар. назв. — видность),
отношение светового потока монохроматич. излучения к соответствующему полному потоку излучения. Обозначается К(). При длине волны =555 нм приобретает макс. значение
Kмакс=683 лм•Вт-1. Величины С. с. э. К () и относительная С. с. э. (относительная видность) V()=К
()/Кмакс лежат в основе построения системы световых величин.
СПЕКТРАЛЬНАЯ ЧУВСТВИТЕЛЬНОСТЬ приёмника оптического излучения, отношение
величины, характеризующей уровень реакции приёмника, к потоку или энергии монохроматич.
излучения, вызывающего эту реакцию. Различают абсолютную С. ч., выражаемую в именованных
единицах (напр., А/Вт, если реакция приёмника измеряется в А), и безразмерную относительную С.
ч.— отношение С. ч. при данной длине волны излучения к макс. значению С. ч. или к С. ч. при некрой др. длине волны. С. ч. глаза человека — то же, что и спектральная световая эффективность
излучения (видность). См. также Приёмники оптического излучения.
Д. Н. Лазарев.
СПЕКТРАЛЬНЫЕ ЛИНИИ, линии в спектрах испускания или поглощения атома (либо др. квант.
системы), отвечающие определ. излучательным квантовым переходам. С. л. характеризуются узким
интервалом частот (длин волн) — шириной спектральной линии. Миним. ширина С. л. наз.
естественной или радиационной, она отвечает переходу в изолиров. атоме (или в системе
неподвижных и невзаимодействующих атомов). С. л. дополнительно уширяется вследствие хаотич.
теплового движения атомов или молекул (доплеровское уширение, см. Доплера эффект), Штарка
эффекта или любого другого вз-ствия квант. системы. С. л. приближённо можно считать монохроматическими с длиной волны, отвечающей максимуму интенсивности С. л. испускания (или
минимуму С. л. поглощения).
СПЕКТРАЛЬНЫЕ ПРИБОРЫ, приборы для исследования в оптич. диапазоне (10-3—103 мкм; см.
Спектры оптические) спектр. состава эл.-магн. излучений по длинам волн, нахождения спектр. хар-к
излучателей и объектов, взаимодействовавших с излучением, а также для спектрального анализа. С.
п. различаются методами спектрометрии, приёмниками излучения, исследуемым (рабочим) диапазоном длин волн и др. хар-ками.
Принцип действия большинства С. п. можно пояснить с помощью имитатора, изображённого на рис.
1. Форма отверстия в равномерно освещённом экране 1 соответствует ф-ции f(), описывающей
исследуемый спектр — распределение энергии излучения по длинам волн К. Отверстие
703
в экране 2 соответствует ф-ции а(-'), описывающей способность С. п. выделять из светового потока
узкие участки  в окрестности каждой '. Эту важнейшую хар-ку С. п. наз. функцией пропускания
или аппаратной функцией (АФ),  — её ширина. Процесс измерения спектра f() прибором с АФ
а(-') можно имитировать регистрируя изменения светового потока, проходящего через отверстие
при перемещении (сканировании) экрана 2 относительно экрана 1. Результат F() измерений
исследуемого спектра f()
Рис. 2. Классификация методов спектрометрии по способам разделения длин
волн. Контуры шириной  символически изображают аппаратные функции (АФ).
В одноканальных методах (1 и 3) применяется сканирование (символ ), в
многоканальных (2 и 4) — сканирование отсутствует и измерение
интенсивности излучения ряда длин волн ', ", "', . . . производится
одновременно.
прибором с АФ а(-') описывается интегралом: F()=∫a(-')/()d(), наз. свёрткой ф-ции f с ф-цией
а. Чем меньше ширина  ф-ции а(-'), тем точнее прибор передаёт истинный контур f().
Тождество F()f() достигается лишь при бесконечно узкой АФ.
Ширина АФ наряду с рабочим диапазоном  — осп. хар-ка С. п., она определяет спектральное разрешение  и спектральную разрешающую способность R = /. Чем шире АФ, тем хуже
разрешение (и меньше R), но больше поток излучения, пропускаемый прибором, т. е. больше оптич.
сигнал и отношение сигнала к шуму (М). Шумы в общем случае пропорциональны () — полоса
пропускания приёмного устройства). Чем шире f, тем выше быстродействие прибора и меньше
время измерения, но больше шумы (меньше М). Взаимосвязь величин R, М,  определяется
соотношением:
RМ()=К().
Показатели степени  и  принимают разл. положит. значения в зависимости от конкретного типа С.
п. Константа К, зависящая только от , определяется конструктивными параметрами данного типа С. п. и накладывает ограничения на величины R,
М, . Кроме того, возможные значения R ограничиваются дифракцией света, аберрациями
оптических систем, а значения  — инерционностью приёмно-регистрирующей части приборов.
Рассмотренный принцип действия С. п. относится к одноканальным методам спектрометрии. В
распространённых наряду с ними многоканальных методах сканирование не применяется, и
излучения различных  регистрируются одновременно. Это соответствует наложению на экран 1
неподвижного экрана с вырезанными N контурами АФ для разных  при независимой регистрации
потоков от каждого отверстия (канала).
Общая классификация методов спектрометрии, являющихся основой для разл. схем и
конструкций С. п., осуществляется по двум осн. признакам — числу каналов и физ. методам
выделения X в пр-ве или времени (рис. 2). Исторически первыми и наиболее распространёнными явл.
методы пространственного разделения X (селективной фильтрации), к-рые наз. классическими
(группы 1 и 2). В одноканальных С. п. (группа 1) исследуемый поток со спектром f() посылается на
спектрально-селективный фильтр, к-рый выделяет из потока нек-рые интервалы 6Х в окрестности
каждой ' и может перестраиваться (непрерывно или дискретно), осуществляя сканирование спектра
во времени t по нек-рому закону '(t). Выделенные компоненты  посылаются на приёмник
излучения, запись сигналов к-рого даёт ф-цию времени F(t). Переход от аргумента t к аргументу 
позволяет получить ф-цию F() — наблюдаемый спектр.
В многоканальных С. п. (группа 2) одновременно регистрируются (без сканирования по ) неск.
приёмниками потоки излучения разных длин волн ', ", ''', . . ., к-рые выделяют, напр., набором
узкополосных фильтров или многощелевыми монохроматорами (полихроматорами). Если
расстояние между каналами не превышает  и число каналов N достаточно велико, то получаемая
информация аналогична содержащейся в записи спектра на сканирующем одноканальном приборе
(при тех же , одинаковых приёмниках и пр. равных условиях), но время измерения может быть
сокращено в N раз. Наибольшая многоканальность достигается применением многоэлементных
фотоэлектрич. приёмников излучения и фотогр. материалов (в спектрографах).
Принципиальной основой новых методов (группы 3 и 4 на рис. 2), получивших развитие с сер. 60-х
гг., явл. селективная модуляция (см. Модуляция света), при к-рой ф-ции разделения  переносятся из
оптич. части прибора в электрическую. В простейшем одноканальном С. п. группы 3 исследуемый
поток со спектром f() посылается на спектрально-селективный модулятор, способный модулировать
нек-рой частотой 0=const лишь интервал  в окрестности ', оставляя остальной поток
немодулированным. Сканирование '(t) производится перестройкой модулятора т. о., чтобы
различные  последовательно модулировались частотой 0. Выделяя составляющую 0 в сигнале
приёмника с помощью электрич. фильтра, получают ф-цию времени F(t), значения к-рой пропорц,
соответствующим интенсивностям в спектре f().
Многоканальные системы с селективной модуляцией (группа 4) основаны на операции мультиплексирования (от лат. multiplex — сложный, многочисленный) — одновременном приёме излучения от
мн. спектр. элементов  в кодиров. форме одним приёмником. Это обеспечивается тем, что длины
волн ', '', ''', ... одновременно модулируются разными частотами ', ", '", ... и суперпозиция
соответствующих потоков в приёмнике излучения даёт сложный сигнал, частотный спектр к-рого по
 несёт информацию об исследуемом спектре по . При небольшом числе каналов компоненты ',
", ''', ... выделяются из сигнала с помощью электрич. фильтров. По мере увеличения числа каналов
гармонич. анализ сигнала усложняется. В предельном случае интерференц. модуляции искомый
спектр f() можно получить фурье-преобразованием регистрируемой интерферограммы (см. Фурье
спектроскопия). Среди других возможных способов
704
многоканального кодирования получили практич. применения маски-матрицы Адамара (см. ниже).
За рамками классификации, приведённой на рис. 2, остаются лишь методы, использующие почти
монохроматич. излучение перестраиваемых лазеров (см. Лазерная спектроскопия).
1. Одноканальные С. п. с пространственным разделением длин волн
Основой схемы приборов этой группы (рис. 3) явл. диспергирующий элемент (дифракционная
Рис. 3. Принципиальная оптич. схема спектр. прибора с пространств.
разделением длин волн с помощью угловой дисперсии:
1 — коллиматор
с
входной
щелью
Щ
и объективом O1 с фокусным
расстоянием С1;
2 — диспергирующий элемент,
обладающий угловой дисперсией /; 3 —
фокусирующая
система
(камера)
с
объективом
О2, создающим в
фокальной плоскости Ф изображения входной щели в излучении разных длин волн с линейной дисперсией х/.
решётка, эшелетт, интерферометр Фабри — Перо, призма), обладающий угловой дисперсией
/, что позволяет развернуть в фокальной плоскости Ф изображение входной щели Щ в
излучении разных длин волн. Объективами O1 и O2 обычно служат сферич. или параболич. зеркала,
т. к. их фокусные расстояния не зависят от  (в отличие от линзовых систем). Одноканальные С. п.
имеют в плоскости Ф одну выходную щель и наз. монохроматорами; если щелей несколько, то С. п.
наз. полихроматором, если светочувствит. слой или глаз, С. п.— спектрограф или спектроскоп.
Сканирование в монохроматорах по  осуществляется, как правило, поворотом диспергирующего
элемента 2 или вспомогат. зеркала. В простейших конструкциях вместо дифракц. решеток и призм
применяются циркулярно-клиновые светофильтры с непрерывной перестройкой узкой полосы
пропускания или наборы узкополосных светофильтров, дающие ряд дискр. отсчётов для разных .
На основе монохроматоров строятся однолучевые и двухлучевые спектрометры. Для однолучевых С.
п. (рис. 4) характерно последоват. соединение функциональных элементов. В случае измерения
спектров пропускания или отражения обычно используется встроенный в С. п. источник сплошного
спектра излучения; для измерения спектров внеш. излучателей предусматриваются
соответствующие осветители. Для С. п. этого типа соотношение (1) обычно имеет вид:
R2M=К(), и накладываемые им ограничения на R и  играют осн. роль в ИК области, где
яркости источников
быстро уменьшаются и значения К малы. В видимой и ближней ИК областях энергетич. ограничения
играют меньшую роль и рабочие значения R могут приближаться к дифракц. пределу (напр., в С. п. с
дифракц. решётками к значению Rдиф2kvLsin, где k — кратность дифракции, v=1/. — волн. число,
L -ширина решётки,  — угол дифракции).
Двухлучевые схемы характерны для спектрофотометров. Рассмотрим типичные приборы группы 1.
Рис. 4. Блок-схема однолучевого одноканального спектр. прибора: И —
источник излучения; М — оптич. модулятор (обтюратор); С) — исследуемый
образец; Ф — сканирующий фильтр (монохроматор); П — фотоэлектрич.
приёмник излучения; У -усилитель и преобразователь сигналов приёмника; Р
— аналоговый или цифровой регистратор.
Спектрометры высокого разрешения
для исследований структуры ат. и мол. спектров представляют собой стационарные лаб. установки,
работающие по схеме, приведённой на рис. 4. Их длиннофокусные (до 6 м) монохроматоры
помещают в вакуумные корпуса (для устранения атм. поглощения) в виброзащищённых и
термостабилизиров. помещениях. В этих приборах используется 2- и 4-кратная дифракция на
больших эшелеттах, применяются высокочувствит. охлаждаемые приёмники, что позволяет
достигать в спектрах поглощения значений R2•105 при З мкм. Для выявления ещё более тонкой
структуры в схему вводят интерферометры Фабри — Перо, в к-рых сканирование по , в пределах
узкого диапазона производится изменением давления в зазоре или величины зазора с помощью
пьезодвигателей, а щелевой монохроматор используется лишь для предварит. выбора спектр.
диапазона и разделения налагающихся порядков интерференции. Такие приборы наз.
спектрометрами Фабри — Перо, они позволяют в видимой области получать R106.
Двухлучевые спектрофотометры (СФ). В двухлучевых оптич. схемах поток от источника
разделяется на два пучка — основной и пучок сравнения (референтный). Чаще всего применяется
двухлучевая схема «оптич. нуля» (рис. 5), представляющая собой систему автоматич. регулирования
с обратной связью. При равенстве потоков излучения в двух пучках, проходящих через образец и
фотометрич. клин К и попеременно посылаемых модулятором М на входную щель монохроматора
Ф, система находится в равновесии — клин К неподвижен.
С изменением длины волны при сканировании пропускание образца меняется и равновесие
нарушается — возникает сигнал разбаланса, к-рый усиливается и подаётся на сервомотор,
управляющий движением клина и связанным с ним регистратором Р (самописцем). Клин
перемещается до тех пор, пока вносимое им ослабление референтного потока не компенсирует
ослабления, вносимого образцом. Диапазон перемещения клина согласуется со шкалой (от 0 до
100%) регистратора коэфф. пропускания образца.
Рис.
5.
Схема
«оптич.
спектрофотометра: К — оптич.
приведённым на рис. 4.
нуля»
двухлучевого
одноканального
клин; остальные обозначения аналогичны
Обычно СФ записывает зависимость коэфф. пропускания Т (в %) или оптич. плотности D=-IgT
(0T1)
от , или волн. числа v.
Многочисл. модели СФ можно разделить на три осн. класса: сложные универсальные СФ для науч.
исследований (Л = 103—104), приборы ср. класса (R103) и простые («рутинные») СФ (R=100—300).
В СФ 1-го класса предусмотрена автоматич. смена реплик, источников, приёмников, что позволяет
охватить широкий спектр. диапазон. Наиболее распространены приборы с диапазонами 0,19—3, 2,5
— 50 и 20—330 мкм. Конструкции этих СФ обеспечивают широкий выбор значений R, М, ,
скоростей и масштабов регистрации спектров разл. объектов.
Кроме СФ, работающих по схеме «оптич. нуля», существуют прецизионные СФ, построенные по
схеме «электрич. отношения». В них световые пучки двухлучевого фотометра модулируются разл.
частотами (или фазами) и отношение потоков определяется в электрич. части прибора. В конструкции спец. типов СФ вводят микроскопы (микроспектрофотометры), устройства для
исследований спектров флуоресценции (спектрофлуориметры), дисперсии показателя преломления
(спектрорефрактометры), измерений яркости внеш. излучателей в сравнении с эталонным
(спектрорадиометры). Автоматич. СФ являются осн. приборами для исследований спектр. хар-к в-в и
материалов и абсорбционного спектр. анализа в лабораториях.
Однолучевые нерегистрирующие спектрофотометры — обычно простые и относительно дешёвые
приборы для
705
области 0,19—1,1 мкм, схема к-рых аналогична приведённой на рис. 4. Нужная длина волны в них
устанавливается вручную; образец и эталон, относительно к-рых измеряется пропускание или
отражение, последовательно вводятся в световой пучок. Отсчёт снимается визуально по стрелочному
или цифровому прибору.
Спектрометры комбинационного рассеяния могут быть однолучевыми и двухлучевыми.
Источником излучения в них обычно служат лазеры, а для наблюдения комбинац. частот (см.
Комбинационное рассеяние света) и подавления фона, создаваемого первичным излучением,
применяются двойные и тройные монохроматоры, а также голографич. дифракц. решётки. В лучших
приборах отношение фона к полезному сигналу снижено до 10 -15 и комбинац. частоты могут
наблюдаться на расстояниях порядка неск. см-1 от возбуждающей линии.
Скоростные спектрометры (хроноспектрометры) работают по схеме, приведённой на рис. 4, но в
отличие от предыдущих С. п. их снабжают устройствами быстрого циклич. сканирования и
широкополосными ( до 107 Гц) приёмно-регистрирующими системами. Для исследований кинетики реакций сканирование ведётся с малой скважностью, к-рая достигается, напр., методом
«бегущей щели»: вместо выходной щели в фокальной плоскости устанавливается быстро
вращающийся диск с большим числом радиальных прорезей. Таким способом получают до 104
спектров в 1 с. Если время жизни объекта слишком мало, применяют более быстрое сканирование
вращающимися зеркалами, это приводит к большой скважности и требует синхронизации начала
процесса с моментом прохождения спектра по щели.
2. Многоканальные С. п. с пространственным разделением длин волн
Сканирование в этой группе приборов не применяется, дискр. ряд длин волн (в полихроматорах) или
участки непрерывного спектра (в спектрографах) регистрируются одновременно и оптич. часть
строится обычно до схеме, приведённой на рис. 3. Если же вместо системы, создающей угловую
дисперсию, применяется набор узкополосных светофильтров, прибор обычно относят к
фотометрам.
Многоканальные С. п. используются для спектр. анализа состава в-в по выбранным аналитич. длинам
волн . По мере увеличения числа каналов появляется возможность изучения спектр. распределений
f(). Рассмотрим наиб. типичные приборы данной труппы (в порядке возрастания числа каналов).
Пламённые (атомно-абсорбционные) спектрофотометры имеют обычно
один-два канала регистрации. Они измеряют интенсивности линий абсорбции, эмиссии или
флуоресценции атомов элементов в пламени спец. горелок или др. атомизаторов. В простых
конструкциях аналитические  выделяются узкополосными фильтрами (пламенные фотометры), в
приборах более высокого класса применяются полихроматоры или монохроматоры, к-рые можно
переключать на разл. длины волн. Приборы данного типа используют для определения большинства
элементов период.ч, системы. Они обеспечивают высокую избирательность и чувствительность (до
10-14 г).
Квантометры — фотоэлектрич. установки для пром. спектр. анализа — строятся на основе
полихроматоров; выходные щели полихроматора выделяют из спектра излучения исследуемого в-ва
аналитич. линии и линии сравнения, соответствующие потоки посылаются на приёмники
(фотоумножители), установленные у каждой щели. Фототоки приёмников заряжают накопительные
конденсаторы; величина заряда, накопленного за время экспозиции, служит мерой интенсивности
линии, к-рая пропорц. концентрации элемента в пробе. Существующие модели квантометров
различаются рабочими диапазонами спектра (внутри области 0,17 — 1 мкм), числом одновременно
работающих каналов (от 2 до 80), степенью автоматизации, способами возбуждения спектров (дуга,
искра, лазер). Они применяются для экспрессного спектр. анализа сталей, сплавов, смазочных масел.
Спектрографы одновременно регистрируют протяжённые участки спектра, развёрнутого в
фокальной плоскости Ф (рис. 3), на фотопластинках или фотоплёнках (фотогр. спектрографы), а
также на экранах передающих телевиз. трубок, электроннооптич. преобразователей с «запоминанием» изображений и т. п. При хорошей оптике число каналов ограничивается лишь разрешающей
способностью (зернистостью) фотоматериалов или числом строк телевиз. развёртки. В видимом
диапазоне используются простые спектроскопы и стилоскопы, в к-рых приёмником явл. глаз.
Типы спектрографов отличаются большим разнообразием — от простейших приборов настольного
типа для учебных целей и компактных ракетных и спутниковых бортовых спектрографов до крупных
астроспектрографов, работающих в сочетании с телескопами, и лабораторных 10-метровых
вакуумных установок с большими плоскими и вогнутыми дифракц. решётками для исследований
тонкой структуры спектров атомов. Линейная дисперсия спектрографов x/ может лежать в
пределах 102—105 мм/мкм, светосила по освещённости (отношение освещённости в изображении
входной щели к яркости источника, освещающего входную щель) — от 0,5 в светосильных
спектрографах до 10-3 и менее в длиннофокусных приборах большой дисперсии.
Скоростные многоканальные С. п. для исследований спектров быстро-протекающих процессов
конструируются путём сочетания спектрографа со скоростной кинокамерой (киноспектрографы),
введения в схему прибора многогранных вращающихся зеркал, применения многоканальной регистрации с многоэлементными приёмниками и т. п. (такие С. п. наз. хроноспектрографами,
спектрохронографами, спектровизорами, скоростными спектрометрами).
3. Одноканальные С. п. с селективной модуляцией
Типичными С. п. 3-й группы явл. растровые спектрометры и сисамы.
Растровые спектрометры создаются по общей для одноканальных С. п. блок-схеме (рис. 4), но в
сканирующем монохроматоре щели заменяются растрами спец. формы (.напр., гиперболическими;
рис. 6). При работе входного растра попеременно в проходящем и отражённом свете возникает
амплитудная модуляция излучения той , для к-рой изображение входного растра совпадает с
выходным растром.
Рис. 6. Гиперболич. растр Жерара. Тёмные полосы — зеркальные, растр
попеременно работает то в проходящем, то в отражённом свете.
В излучении других  в результате угловой дисперсии изображения смещаются и амплитуда
модуляции уменьшается. Т. о., ширина АФ  такого С. п. соответствует полупериоду растра. По
сравнению с щелевыми спектрометрами растровые дают выигрыш в потоке (примерно в 100 раз при
R30000), однако их применение ограничено засветкой приёмника потоком немодулиров. излучения
и сложностью изготовления растров и оптич. части системы.
Сисам — спектрометр интерференционный с селективной амплитудной модуляцией — строится на
основе
706
двухлучевого интерферометра, в к-ром концевые зеркала заменены синхронно поворачивающимися
дифракц. решётками и введён модулятор по оптич. разности хода. В этом случае амплитудная
модуляция накладывается только на интервал диф, соответствующий дифракц. пределу в
окрестности , к-рая удовлетворяет условию максимума дифракции для обеих решёток. Сисам всегда
работает на дифракц. пределе: R=/диф, при этом за счёт увеличения входного отверстия поток
примерно в 100 раз больше, чем в классич. приборах 1-й группы, но оптико-механич. часть весьма
сложна в изготовлении и настройке.
4. Многоканальные С. п. с селективной модуляцией
Для данной группы С. п. характерна одновременная селективная модуляция (кодирование)
дискретного или непрерывного ряда длин волн, воспринимаемых одним фотоэлектрич. приёмником,
и последующее декодирование электрич. сигналов. Наибольшее распространение получили два типа
приборов этой группы.
В адамар-спектрометрах осуществляется кодирование дискр. ряда длин волн; общая схема подобна
приведённой на рис. 4, но сканирование здесь не применяется, щели в монохроматоре заменены на
циклически сменяемые многощелевые растры спец. конструкции (маски-матрицы Адамара).
Сигналы приёмника декодируются спец. устройством, дающим на выходе дискр. спектр
исследуемого излучения, состоящий примерно из 100 точек-отсчётов. Адамар-спектрометры дают
выигрыш в потоке и быстродействии и эффективно применяются, напр., для экспресс-анализа
выхлопных газов двигателей по ИК спектрам.
В фурье-спектрометрах осуществляется непрерывное кодирование длин волн с помощью
интерференц. модуляции, возникающей в двухлучевом интерферометре при изменении (сканировании) оптич. разности хода. Приёмник излучения на выходе интерферометра даёт во времени
сигнал — интерферограмму, к-рая для получения искомого спектра подвергается фурьепреобразованию на ЭВМ. Фурье-спектрометры наиб. эффективны для исследований протяжённых
спектров слабых излучений в ИК области, а также для решения задач сверхвысокого разрешения (см.
Фурье спектроскопия). Конструкции и хар-ки приборов этого типа очень разнообразны: от больших
уникальных лаб. установок с оптич. разностью хода 2 м (R106) до компактных ракетных и
спутниковых спектрометров, предназначенных для метеорол. и геофиз. исследований, изучения
спектров планет и т. д. Для фурье-спектрометров соотношение (1) имеет вид: R3/2М=K().
Отметим ещё раз принципиальное различие рассмотренных групп приборов: в одноканальных
приборах время эксперимента затрачивается на накопление информации о новых участках спектра, в
приборах 2-й группы — на накопление отношения сигнала к шуму, а в приборах 4-й группы — на
накопление структурных деталей в данном спектр. диапазоне (рис. 7).
Рис. 7. ИК спектры поглощения паров воды на участке 200—250 см-1,
полученные с помощью фурье-спектрометра при разл. оптич. разностях хода
 в интерферометре. Чем больше А (т. е., чем больше затрачено времени на
сканирование по А), тем больше деталей можно выявить в исследуемом
участке спектра. При  =4 см спектр. разрешение
=2/=0,5 см-1.
• Пейсахсон И. В., Оптика спектральных приборов, 2 изд., Л., 1975; Т а р а с о в К. И., Спектральные
приборы, 2 изд., Л., 1977; Зайдель А. Н., Островская Г. В., Островский Ю. П., Техника и практика
спектроскопии, 2 изд., М., 1976; Оптико-механические приборы, М., 1965; Я к у ш е н к о в Ю. Г.,
Теория и расчет оптико-электронных приборов, 2 изд., М., 1980; М е р ц Л., Интегральные
преобразования в оптике, пер. с англ., М., 1969; Инфракрасная спектроскопия высокого разрешения.
Сб. статей, пер. с франц. и англ., под ред. Г. Н. Жижина, М., 1972; К а р д о н а М., Модуляционная
спектроскопия, пер. с англ., М., 1972.
В. А. Никитин.
СПЕКТРАЛЬНЫЕ ПРИЗМЫ (дисперсионные призмы), одна из групп призм оптических; служат
для пространств. разделения (разложения в спектр) излучений оптич. диапазона, различающихся
длинами волн. Разделение излучений на монохроматич. составляющие С. п. явл. результатом
зависимости угла отклонения б луча, прошедшего через призму (рис.) от показателя преломления n,
различного для лучей разных длин волн  (см. Дисперсия света). Качество С. п. характеризуется
угловой дисперсией /, к-рая зависит от материала призмы (величин n и n/), преломляющего
угла  и угла падения i1 (а следовательно, и от углов преломления i'1 и i'2 на первой и второй гранях
призмы):
В зависимости от исследуемой области спектра применяются С. п. из разл. материалов: стекла (чаще
всего из флинта) — для видимой области; крист. кварца, флюорита и др.— для УФ области;
фтористого лития, хлористого магния и др.— для ИК области.
Наиболее употребительны след. С. п. (рис.):
1) простая трёхгранная призма с преломляющим углом =60°,
2) Призма Корню, представляющая собой соединение на оптическом контакте двух прямоуг. призм с
преломляющим углом 1=30°, вырезанных из лево- и правовращающего кварца (см. Оптическая
активность, Оптически активные вещества) так,
что кристаллографич. оси параллельны основаниям призм. В призме Корню компенсируется двойное
лучепреломление и вращение плоскости поляризации, что улучшает качество спектра. В
автоколлимац. приборах (см. Автоколлимация) того же эффекта достигают, применяя одну половину
призмы Корню, задняя поверхность к-рой покрыта отражающим слоем.
3) Призма Аббе, в к-рой разложение в спектр сопровождается отклонением пучка лучей на 90°.
Призма включает две прямоуг. призмы с преломляющими углами 1=30°, приклеенные к граням
равнобедренной (с 2=45°), прямоугольной отражательной призмы. Показатели преломления
призмы одинаковы (n1-n2).
4) Призма Резерфорда — Броунинга из трёх склеенных призм, увеличивающая угловую дисперсию
за счёт большого преломляющего угла (2=100°); центр. призма изготовляется из стекла (флинт)
с большим показателем преломления n2, две боковые призмы — из стекла (крон) с малым n1.
5) Призма прямого зрения (призма Амичи), состоящая из трёх или более склеенных прямоуг.
призм. Боковые призмы изготовляются из крона, средняя — из флинта (n2>n1). Один из ср.
лучей спектра проходит призму Амичи без отклонения; лучи с большей и меньшей длиной волны
отклоняются в стороны от ср. луча.
К С. п. относится и призма Фери, при использовании к-рой наряду с разложением в спектр пучка
лучей происходит его фокусировка. Это достигается благодаря тому, что рабочие грани призмы
искривлены и одна из них явл. зеркалом, т. к. на ней нанесено металлич. покрытие.
707
При радиусе кривизны выходной поверхности R спектр располагается на окружности радиуса R/2.
До 70-х гг. 20 в. С. п. широко применялись в спектральных приборах, затем наметилась тенденция к
их замене во многих случаях диспергирующими элементами др. типов.
•Чуриловский В. Н., X а л и л у л и н К. А., Теория и расчет призменных систем. Л., 1979; Пейсахсон
И. В., Оптика спектральных приборов, 2 изд., Л., 1975.
Л. Н. Капорский.
СПЕКТРАЛЬНЫЕ СЕРИИ, группы спектр. линий в ат. спектрах, частоты к-рых подчиняются
определ. закономерностям. В спектрах испускания линии данной С. с. возникают при всех
разрешённых излучательных квантовых переходах с разл. начальных возбуждённых уровней энергии
на один и тот же конечный уровень и «сходятся» к границе серии, имеющей максимальную для
данной серии частоту перехода (см. рис. 1 в ст. Атом). Наиболее чётко С. с. выделяются в спектрах
водорода и водородоподобных атомов, гелия, щелочных металлов.
Волн. числа линий в С. с. водорода определяются ф-лой:
где R — Ридберга постоянная, ni и nk — целые числа, определяющие начальный и конечный уровни
энергии. Для каждой С. с. ni постоянно, а числа, определяющие верхние уровни, nk=ni+1, ni+2, . . .
Так, для ni=1 и nk=2, 3, ... получается серия Лаймана, частоты линий к-рой лежат в далёкой УФ
области; при ni=2, nk=3, 4, . ...— серия Бальмера, её линии лежат в видимой и ближней УФ областях;
при ni= 3, nk=4, 5, . . .— серия Пашена, расположенная в ИК области. В далёкой ИК области лежат
серии Б рэкета (ni = 4), Пфунда. (ni=5) и Хамфри (ni=6). Ф-ла для С. с. водородоподобных атомов
отличается от (*) коэфф. Z2 (Z — ат. номер).
В спектрах щелочных металлов расположение линий описывается более сложными
закономерностями. В них выделяются главная, резкая, диффузная и Бергмана серии.
См. также ст. Атомные спектры.
СПЕКТРАЛЬНЫЙ АНАЛИЗ, физич. методы качеств. .и количеств. определения состава в-ва,
основанные на получении и исследовании его спектров. Основа С. а. — спектроскопия атомов и
молекул, его классифицируют по целям анализа и типам спектров. Атомный С. а. (АСА) определяет
элементный состав образца по атомным (ионным) спектрам испускания и поглощения; м о л е к у л я
р н ы й С. а. (МСА) — мол. состав в-ва по мол. спектрам поглощения, люминесценции и
комбинационного рассеяния света. Эмиссионный С. а. производят по спектрам испускания атомов, ионов и молекул, возбуждённым разл. источниками эл.-магн. излучения в . диапазоне от -излучения до микроволнового.
А б-сорбционный С. а. осуществляют по спектрам поглощения анализируемых объектов (атомов,
молекул, ионов в-ва).
Атомный С. а. (АСА)
Качественный АСА осуществляют сопоставлением полученного спектра исследуемого в-ва со
спектр. линиями элементов, приведёнными в спец. таблицах и атласах. В основе количественного
АСА лежит соотношение, связывающее концентрацию с определяемого элемента с отношением
интенсивностей линий определяемой примеси (I1) и линии сравнения (I2): I1/I2=асb (постоянные a и b
определяются опытным путём), или
lg(I1/I2)=blgc+lga.
С помощью стандартных образцов (не менее трёх) можно построить график зависимости lg(I1/I2) от
Igc (градуировочный график, рис.) и определить по нему а и 6. Значения It и I2 можно получать
непосредственно путём фотоэлектрич. измерений или путём фотометрирования (измерения
плотности почернения) на микрофотометре линий определяемой примеси и линии сравнения при
фоторегистрации.
Градуировочный график (метод трёх эталонов).
В эмиссионном АСА для получения спектров испускания исследуемого в-ва отбирают представит.
пробу, отражающую его состав, и вводят её в источник излучения (атомизатор). Здесь тв. и жидкие
пробы испаряются, соединение диссоциирует и свободные атомы (ионы) переходят в возбуждённое
состояние. Испускаемое ими излучение раскладывается в спектр и регистрируется (или наблюдается
визуально) с помощью спектрального прибора.
Для возбуждения спектра в АСА используют разл. источники света и соответственно разл. способы
введения в них образцов. Выбор источника зависит от конкретных условий анализа объекта. Тип
источника и способ введения в него пробы составляют гл. содержание частных методик АСА.
Первым искусств. источником света в АСА было пламя газовой горелки —
источник. весьма удобный для быстрого и точного определения мн. элементов. Темп-ра пламён
горючих газов невысока (от 2100К для смеси водород — воздух до 4500К для смеси кислород —
циан). С помощью фотометрии пламенной определяют ок. 70 элементов по их аналитич. линиям, а
также по мол. полосам соединений, образующихся в пламёнах.
В эмиссионном АСА широко используются электрич. источники света. В электрич. дуге пост. тока
между специально очищенными угольными электродами разл. формы, в каналы к-рых помещают
исследуемое в-во в измельчённом состоянии, можно производить одновременно определение
десятков элементов. Она обеспечивает относительно высокую темп-ру нагрева электродов и
благоприятные условия возбуждения атомов пробы в дуговой плазме, однако точность этого метода
невысока из-за нестабильности разряда. Повышая напряжение до 300—400 В или переходя к высоковольтной дуге (3—4 кВ), можно увеличить точность анализа.
Более стабильные условия создаёт дуга перем. тока. В совр. генераторах дуги перем. тока можно
получать разл. режимы возбуждения (низковольтную дугу, искру, ВЧ искру, дугу перем. тока,
импульсный разряд и т. д.). Такие источники света с разл. режимами используют при определении
металлов и трудно возбудимых элементов (углерод, галогены, газы, содержащиеся в металлах, и т.
д.). Высоковольтная конденсиров. искра служит гл. обр. источником света при анализе металлов.
Стабильность искрового разряда позволяет получать высокую воспроизводимость анализа, однако
сложные процессы, происходящие на поверхностях электродов, приводят к изменению состава
плазмы разряда. Чтобы устранить это явление, производят предварит. обжиг проб, нормируют форму
и размеры проб и стандартных образцов.
В эмиссионном АСА перспективно применение стабилизиров. форм электрич. разряда, получаемых в
плазмотронах разл. конструкций, ВЧ индукционного разряда, СВЧ разряда, создаваемого
магнетронными генераторами, ВЧ факельного разряда. С помощью разл. приемов введения анализируемых в-в в плазму этих разрядов (продувка порошков, распыление р-ров и т. д.) значительно
повышена относит. точность анализа (до 0,5—3%), в т. ч. и компонентов сложных проб, содержание
к-рых составляет десятки %. В нек-рых важных случаях анализа чистых в-в применение этих типов
разряда снижает пределы определения примесей на 1—2 порядка (до 10-5—10-6 %).
Для апализа чистых в-в, радиоактивных материалов, смесей газов, изотопного анализа, спектральноизотопного определения газов в метал708
лах и тв. телах и т. д. весьма перспективно оказалось использование разряда в полом катоде и
безэлектродных ВЧ и СВЧ разрядов. В качестве источников возбуждения применяются также лазеры
(см. Лазерная спектроскопия).
Атомно-абсорбционный С. а. (ААА) и атомно-флуоресцентный С. а. (АФА). В этих методах пробу
также испаряют в атомизаторе (в пламени, графитовой трубке, плазме стабилизированного ВЧ и СВЧ
разряда). В ААА свет от источника дискр. излучения, проходя через пар в-ва, ослабляется, и по
степени ослабления интенсивностей линий определяемого элемента судят о концентрации его в
пробе. ААА проводят на спец. спектрофотометрах; методика его проведения по сравнению с др.
методами значительно проще, для него характерна высокая точность определения не только малых,
но и больших концентраций элементов в пробах.
В АФА ат. пары пробы облучают резонансным для исследуемого элемента излучением и
регистрируют его флуоресценцию. Для нек-рых элементов (Zn, Cd, Hg и др.) относит, пределы
обнаружения весьма малы (~10-5—10-6 %).
АСА позволяет проводить измерение изотопного состава благодаря изотопному сдвигу спектр.
линий (для большинства элементов требуются приборы высокой разрешающей способности, напр.
эталон Фабри — Перо). Изотопный С. а. можно также проводить по электронно-колебательным
спектрам молекул, определяя изотопные сдвиги полос, достигающие в некоторых случаях
значительной величины.
Экспрессные методы АСА широко применяются в пром-сти, с. х-ве, геологии и мн. др. областях нар.
х-ва и науки. Значит. роль АСА играет в ат. технике, произ-ве чистых ПП материалов,
сверхпроводников и т. д.
К С. а. относится также анализ элементного состава в-ва по рентг. спектрам (см. Спектральный
анализ рентгеновский), по спектрам оже- и фотоэлектронов (см. Оже-спектроскопия и
Фотоэлектронная спектроскопия), по спектрам фотопроводимости и др.
•Зайдель А. Н., Основы спектрального анализа, М., 1965; Русанов А. К., Основы количественного
спектрального анализа руд и минералов, 2 изд., М., 1978; Спектральный анализ чистых веществ, под
ред. X. И. Зильберштейна, Л., 1971; Львов Б. В., Атомно-абсорбционный спектральный анализ, М.,
1966; Петров А. А., Спектрально-изотопный метод исследования материалов, Л., 1974; Тарасевич Н.
И., Семененко К. А., Хлыстова А. Д., Методы спектрального и химико-спектрального анализа, М.,
1973; Менке Г., Менке Л., Введение в лазерный эмиссионный микроспектральный анализ, пер. с
нем., М., 1968; Королев Н. В., Р ю х и н В. В., Г о р б у н о в С. А., Эмиссионный спектральный
микроанализ, Л., 1971; Таблицы спектральных линий, 4 изд., М., 1977.
Л. В. Липис.
Молекулярный спектральный анализ (МСА)
В основе МСА лежит качеств. и количеств. сравнение измеренного спектра исследуемого образца со
спектрами индивидуальных веществ. Соответственно различают качеств. и количеств. МСА. В МСА
используют разл. виды молекулярных спектров: вращательные (микроволновая и длинноволновая
ИК области спектра), колебательные и колебательно-вращательные [спектры поглощения и
излучения в ср. ИК области, спектры комбинационного рассеяния света (КРС), спектры ИК
флуоресценции], электронные, электронно-колебательные и электронно-колебательно-вращательные
(спектры поглощения и пропускания в видимой и УФ областях, спектры флуоресценции). МСА
позволяет проводить анализ малых количеств в-ва (до долей мкг и менее) в разл. агрегатных
состояниях.
Осн. факторы, определяющие возможности методов МСА: 1) информативность метода. Условно
выражается числом спектрально разрешаемых линий или полос в определ. интервале длин волн или
частот исследуемого диапазона (для микроволн. диапазона оно ~105, для ср. ИК области ~103);
2) кол-во измеренных спектров индивидуальных соединении;
3) существование общих закономерностей между спектром в-ва и его мол. строением;
4) чувствительность и избирательность метода;
5) универсальность метода;
6) простота и доступность измерений спектров.
Качественный МСА устанавливает мол. состав исследуемого образца. Спектр молекулы явл. его
однозначной хар-кой. Наиболее специфичны спектры в-в в газообразном состоянии с разрешённой
вращат. структурой, к-рые исследуют с помощью спектр. приборов высокой разрешающей способности. Чаще всего используют спектры ИК поглощения и КРС в-в в жидком и тв. состояниях, а
также спектры поглощения в видимой и УФ областях. Широкому внедрению метода КРС
способствовало применение для их возбуждения лазерного излучения.
Для повышения эффективности МСА в нек-рых случаях измерение спектров комбинируют с др.
методами идентификации в-в. Так, всё большее распространение получает сочетание хроматографич.
разделения в-в смесей с измерением ИК спектров поглощения выделенных компонентов.
К качеств. МСА относится также т. н. структурный мол. анализ. Установлено, что молекулы,
имеющие одинаковые структурные элементы, обнаруживают в спектрах поглощения и испускания
(особенно колебательных) общие черты. Так, наличие
сульфгидрильной группы (—SH) в структуре молекулы влечёт за собой появление в спектре полосы
в интервале 2565—2575 см-1 нитрильной группы (—CN) — полосы 2200— 2300 см-1 и т. д.
Присутствие этих характеристич. полос в колебат. спектрах в-в с общими структурными элементами
объясняется характеристичностью частоты (см. Характеристические частоты) и формы мн. мол.
колебаний. Эта особенность колебательных (и в меньшей степени электронных) спектров позволяет
определять структурный тип в-ва.
Применение ЭВМ существенно упрощает и ускоряет качеств. анализ. В принципе его можно
полностью автоматизировать, вводя показания спектр. приборов непосредственно в ЭВМ, в память крой заложены спектральные характеристич. признаки мн. в-в.
Количественный МСА по спектрам поглощения основан на Бугера — Ламберта — Бера законе,
устанавливающем связь между интенсивностями падающего I0 и прошедшего через в-во I света в
зависимости от толщины поглощающего слоя l и концентрации в-ва с:
I(l)=I0e-cl.
Коэфф,  явл. хар-кой поглощающей способности определяемого компонента для данной частоты
излучения. Важное условие успешного проведения количеств. МСА — независимость  от с и
постоянство  в измеряемом интервале частот, определяемом шириной щели спектрофотометра.
МСА по спектрам поглощения проводят преим. для жидкостей и р-ров, для газов он значительно
усложняется.
В практич. МСА обычно измеряют т. н. оптич. плотность D:
D = lnI0/I=cl.
Если смесь состоит из n в-в, не реагирующих друг с другом, то оптич. плотность смеси на частоте v
аддитивна: D=ni=1Div. Это позволяет проводить полный или частичный анализ многокомпонентных
смесей. Задача в этом случае сводится к измерению значений оптич. плотности в m точках спектра
смеси (mn) и решения получаемой системы ур-ний:
Dk=ni=1Dki.
Для количеств. МСА обычно пользуются спектрофотометрами, позволяющими производить
измерения I(v) в сравнительно широком интервале v. Если полоса поглощения исследуемого в-ва
достаточно изолирована и свободна от наложения полос др. компонентов смеси, исследуемый
спектр. участок можно выделить, напр., при помощи интерференц. светофильтра. На его основе
конструируют спец. анализаторы, используемые в промышленности.
709
При количеств. MCA по спектрам КРС чаще всего интенсивность линий определяемого компонента
смеси сравнивают с интенсивностью нек-рой линии стандартного в-ва, измеренной в тех же условиях
(метод внеш. стандарта). В др. случаях стандартное в-во добавляют к исследуемому в определ. кол-ве
(метод внутр. стандарта).
Среди др. методов качеств. и количеств. МСА наибольшей чувствительностью обладает
флуоресцентный анализ, однако он уступает методам колебат. спектроскопии в универсальности и
избирательности. Количеств. МСА по спектрам флуоресценции основан на сравнении свечения р-ра
исследуемого образца со свечением ряда эталонных р-ров близкой концентрации.
Особое значение имеет флуоресцентный анализ с применением техники замороженных р-ров в спец.
растворителях, напр. в парафинах (Шпольского эффект). Благодаря исключительно малой ширине
спектр. линий в этом случае удаётся достичь высокой пороговой чувствительности обнаружения некрых многоатомных ароматич. соединений (~ 10-11 г/см3).
•Чулановский В. М., Введение в молекулярный спектральный анализ, 2 изд., М.— Л., 1951; Беллами
Л., Инфракрасные спектры сложных молекул, 2 изд., М., 1963; Применение спектроскопии в химии,
под ред. В. Веста, пер. с англ., М., 1959; Определение индивидуального углеводородного состава
бензинов прямой гонки комбинированным методом, М., 1959; Юденфред С., Флуоресцентный анализ
в биологии и медицине, пер. с англ., М., 1965.
В. Т. Алексанян.
СПЕКТРАЛЬНЫЙ АНАЛИЗ РЕНТГЕНОВСКИЙ, элементный анализ в-ва по его рентгеновским
спектрам. Качеств. С. а. р. выполняют по спектр. положению характеристич. линий в спектре
испускания исследуемого образца, его основа — Мозли закон; количеств. С. а. р. осуществляют по
интенсивностям этих линий. Методами С. а. р. могут быть определены все элементы с ат. номером
Z11 (в нек-рых случаях — и более лёгкие). Порог чувствительности С. а. р. в большинстве случаев
~10-2—10-4 %, продолжительность — неск. минут (вместе с подготовкой пробы). С. а. р. не разрушает
пробу.
Наиболее распространённый вид С. а. р.— анализ валового состава материалов по их
флуоресцентному рентг. излучению — выполняется по относит. интенсивности линий, к-рая
измеряется с высокой точностью спектральной аппаратурой рентгеновской. Относит. точность
количеств. С. а. р. колеблется от 0,3 до 10% в зависимости от состава пробы. На интенсивность
аналитич. линии каждого элемента влияют все остальные элементы пробы, поэтому одной и той же
измеренной интенсивности Ii аналитич. линии i могут соответствовать
разл. концентрации C1 С2, С3, . . . определяемого элемента (рис.) в зависимости от наполнителя —
состава пробы за исключением определяемого элемента. Вследствие этого т. н. вырождения
интенсивности по концентрации С. а. р. возможен лишь на основе общей теории зависимости Ii от
концентраций всех n компонентов пробы — системы n ур-ний связи.
Графики зависимости Ii аналитич. линии i от концентрации С элемента в
пробе (аналитич. график) для случаев, когда поглощение наполнителя
меньше (1), равно (2) или больше (3) поглощения определяемого элемента.
Iф — интенсивность фона.
На основе общей теории анализа разработано неск. частных методов. При отсутствии в пробе
мешающих элементов применяют метод внеш. стандарта: измеряют интенсивность аналитич. линии
и по аналитич. графику образца известного состава (стандарта) находят концентрацию исследуемого
элемента в пробе. Для многокомпонентных проб применяют метод внутр. стандарта, в к-ром
ординатой аналитич. графика служит отношение интенсивностей определяемого элемента и внутр.
стандарта — добавленного в пробу в определ. концентрации элемента, соседнего в периодич.
системе элементов с определяемым. Иногда применяют метод добавок в пробу определяемого
элемента или наполнителя в известном кол-ве. По изменению интенсивности аналитич. линии можно
определить первоначальную концентрацию элемента. В методе стандарта-фона ординатой аналитич.
графика явл. отношение интенсивностей аналитич. линии и близкой к ней линии первичного рентг.
излучения, рассеянного пробой. Это отношение во мн. случаях мало зависит от состава наполнителя.
Для анализа сложных многокомпонентных проб полную систему ур-ний связи расшифровывают на
ЭВМ методом последоват. приближений.
С. а. р. валового состава применяется на обогатит. фабриках цветной металлургии, для определения
потерь металла в шлаках, маркировки сплавов, силикатного анализа и т. д.
Рентгеновский микроанализ (локальный анализ) участков пробы ~1 —3 мкм2 выполняют с
помощью электронно-зондового микроанализатора по рентг. спектру исследуемого участка. Он
требует точного введения поправок на Z определяемого элемента,
поглощение его излучения в пробе и его флуоресценцию, возбуждаемую тормозной компонентой
излучения и характеристич. излучением др. элементов пробы.
Микроанализ применяют при исследовании взаимной диффузии 2- и 3-компонентных систем,
процессов кристаллизации, локальных флуктуации состава сплавов и пр.
• Б л о х и н М. А., Методы рентгено-спектральных исследований, М., 1959; Плотников Р. И.,
Пшеничный Г. А., Флюоресцентный рентгенорадиометрический анализ, М., 1973; Физические
основы рентгеноспектрального локального анализа, пер. с англ., М., 1973; Электронно-зондовый
микроанализ, пер. с англ., М., 1974; Рентгенотехника. Справочник, кн. 2, М., 1980; Афонин В. П.,
Гуничева Т. Н., Рентгеноспектральный флуоресцентный анализ горных пород и минералов,
Новосиб., 1977.
М. А. Блохин.
СПЕКТРОГРАФ (от спектр и греч. grapho — пишу), спектральный прибор, в к-ром приёмник
излучения регистрирует практически одновременно весь оптич. спектр, развёрнутый в фокальной
плоскости оптич. системы. В качестве приёмника излучения в С. служат фотоматериалы,
многоэлементные фотоприёмники или электроннооптич. преобразователи. Если регистрирующее
устройство приспособлено для исследования быстро меняющихся по времени спектров, то, в
зависимости от конструкции, С. наз. киноспектрографом, спектрохронографом, хроноспектрографом.
См. также Спектральные приборы.
СПЕКТРОМЕТР (от спектр и греч. metreo — измеряю), в широком смысле — устройство для
измерения ф-ции распределения нек-рой физ. величины f по параметру х. Ф-цию распределения элнов по скоростям измеряет бета-спектрометр, атомов по массам — масс-спектрометр, гаммаквантов по энергиям — гамма-спектрометр, энергию световых потоков по длинам волн излучения
— оптич. спектрометр и т. д. В узком смысле С. наз. спектральные приборы для измерений оптич.
спектров f(x) с помощью фотоэлектрич. приёмников излучения.
СПЕКТРОМЕТР ПО ВРЕМЕНИ ПРОЛЁТА, прибор для измерения скорости v ч-ц по времени
пролёта ими заданного расстояния. Измеряется временной интервал между импульсами от двух
детекторов частиц (сцинтилляционных, искровых или черенковских счётчиков), ограничивающих т.
н. пролётную базу. Для ч-цы с известным импульсом p=mv/(1-v2/c2) (m — масса ч-цы), к-рый может
быть измерен, напр., магнитным спектрометром, измерение v позволяет определить т, т. е.
идентифицировать ч-цу. Если же масса ч-цы известна (напр., протон отдачи), С. по в. п. позволяет
измерить её импульс. Разрешающая способность по массе m/m при заданном разрешении по
скорости резко ухудшается с ростом энергии ξ ч-ц: m/m=2(/), =v/c,= ξ/m=(l-2)1/2
710
При временном разрешении ~10-10с и пролётной базе l~102—103 м можно измерять скорость ч-ц с
точностью /=10-3—10-4. Хотя газовые черенковские счётчики дают большую точность (/=106
), С. по в. п. применять удобнее, если скорости ч-ц лежат в широком диапазоне. Это важно при
поисках новых ч-ц. С. по в. п. сыграли важную роль в экспериментах на серпуховском ускорителе,
где были обнаружены ядра антигелия и антитрития.
С. по в. п. в сочетании с ускорителями и яд. импульсными реакторами может быть использован для
измерения не только заряженных, но и нейтр. ч-ц (нейтронов, К°-мезонов и др.). В этом случав
начало отсчёта времени задаётся импульсным источником Ч-ц (см. Нейтронная спектроскопия).
• Методы измерения основных величин ядерной физики, ред.-сост. Люк К. Л. Юан и By Цзянь-Сюн,
пер. с англ., М., 1964; Быстродействующая электроника для регистрации ядерных частиц, М., 1970.
Л. Г. Ландсберг.
СПЕКТРОМЕТРИЯ, область физики и техники, разрабатывающая теорию и методы измерении
спектров. В оптич. диапазоне длин волн С. объединяет разделы прикладной спектроскопии,
метрологии и теории линейных систем. С. служит для обоснования выбора принципиальных схем
спектр. приборов и оптимизации методов расчёта. Подробнее см. в ст. Спектральные приборы.
СПЕКТРОСКОПИЯ, раздел физики, посвящённый изучению спектров эл.-магн. излучения.
Методами С. исследуют уровни энергии атомов, молекул и образованных из них макроскопич.
систем, а также квант. переходы между уровнями энергии, что даёт важную информацию о строении
и св-вах в-ва. Важнейшие области применения С.— спектральный анализ и астрофизика.
Осн. этапы развития С.— открытие и исследование в нач. 19 в. линий поглощения в солн. спектре
(фраунгоферовых линий), установление связи спектров испускания и поглощения (Г. Р. Кирхгоф,
1859) и возникновения на её основе спектр. анализа. С его помощью впервые удалось определить
состав астр. объектов — Солнца, звёзд, туманностей. Во 2-й пол. 19 — нач. 20 вв. С. продолжала
развиваться как эмпирич. наука, был накоплен огромный эксперим. материал, установлены
закономерности в расположении спектральных линий и полос. В 1913 Н. Бор объяснил эти
закономерности на основе квант. теории, согласно к-рой спектры эл.-магн. излучения возникают при
квант. переходах между уровнями энергии ат. систем в соответствии с Бора постулатами. В
дальнейшем С. сыграла большую роль в создании квантовой механики и квантовой электродинамики, к-рые, в свою очередь, стали теор. базой совр. С.
С. делится на области по разл. признакам. По диапазонам длин (или частот) эл.-магн. волн в С.
выделяют: радиоспектроскопию, охватывающую область радиоволн; субмиллиметровую
спектроскопию; микроволновую спектроскопию; оптич. С., изучающую спектры оптические и
содержащую инфракрасную спектроскопию, С. видимого излучения и ультрафиолетовую
спектроскопию; рентгеновскую спектроскопию и гамма-спектроскопию. Специфика каждой из этих
областей С. основана на особенностях эл.-магн. волн соответствующего диапазона и методах
получения и исследования спектров: в радиоспектроскопии применяются радиотехн. методы, в
рентгеновской — рентг. методы получения и исследования спектров, в гамма-спектроскопии —
эксперим. методы яд. физики, в оптич. С.— оптич. методы в сочетании с методами совр.
радиоэлектроники. Часто под термином «С.» понимают лишь оптич. С.
В соответствии с различием конкретных эксперим. методов выделяют спец. разделы С.—
интерференционную, основанную на применении интерферометров (см., напр., Фурье спектроскопия), вакуумную спектроскопию, лазерную спектроскопию. Одним из разделов
ультрафиолетовой С. и рентг. С. явл. фотоэлектронная спектроскопия.
По типам исследуемых объектов С. разделяют на атомную, изучающую атомные спектры,
молекулярную, исследующую молекулярные спектры, и С. в-ва в конденсиров. состоянии (в
частности, спектроскопию кристаллов). В соответствии с видами движения в молекуле (электронное,
колебательное, вращательное) мол. С. делят на электронную, колебательную и вращательную.
Аналогично различают электронную и колебательную С. кристаллов. В С. атомов, молекул и
кристаллов применяют методы оптической, рентгеновской и радиоспектроскопии.
Особую область исследований представляет яд. спектроскопия, в к-рую включают гамма-, альфа- и
бета-спектроскопии; из них только гамма-спектроскопия относится к С. эл.-магн. излучения.
• См. лит. при ст. Радиоспектроскопия, Инфракрасная спектроскопия, Комбинационное рассеяние
света, Атомные спектры, Молекулярные спектры, Ультрафиолетовое излучение, Спектроскопия
кристаллов, Рентгеновская спектроскопия.
М. А. Ельяшевич.
СПЕКТРОСКОПИЯ КРИСТАЛЛОВ, раздел спектроскопии, посвящённый изучению разл. типов
оптич. спектров кристаллов для получения информации об их св-вах и строении. Теор. основой С. к.
является квант. теория твёрдого тела.
С. к. исследует структуру спектр. полос и линий, их сдвиг и уширение, поляризацию, временные и
др. спектр. хар-ки спектров кристаллов и влияние на них внеш. воздействии: электрич. и магн. полей
(эффекты Штарка и Зеемана), сжатия и деформаций, темп-ры и др.
С. к. позволяет получать информацию о системе уровней энергии кристалла, о механизмах вз-ствия
света с в-вом, о переносе и преобразовании энергии возбуждения в кристалле, фотохим. реакциях и
фотопроводимости. С помощью С. к. можно также получить данные о структуре крист. решётки, о
хар-ре дефектов, в частности примесных центров в кристаллах. Она исследует влияние поверхности
кристалла на его спектр, многофотонные процессы при лазерном возбуждении и нелинейные эффекты в кристаллах (см. Лазерная спектроскопия, Нелинейная спектроскопия). В С. к. широко
используется теория групп, к-рая позволяет учесть св-ва симметрии кристаллов, т. е. установить
симметрию волновых функций и найти отбора правила для квант. переходов в кристалле.
На данных С. к. основаны применения кристаллов в качестве люминофоров (в частности, в квант.
электронике), сцинтилляторов, преобразователей света, оптических материалов, ячеек для записи
информации (см. Кристаллофосфоры). Методы С. к. используются в спектральном анализе.
• См. лит. при ст. Спектры кристаллов.
Э. А. Свириденков.
СПЕКТРОФОТОМЕТР, спектральный прибор, к-рый осуществляет фотометрирование —
сравнение измеряемого потока излучения с эталонным (референтным) для непрерывного или дискр.
ряда длин волн излучения. С. обеспечивает отсчёт или автоматич. регистрацию результатов
сравнения в соответствующей двумерной шкале: абсцисса — длина волны, ордината — результат
фотометрирования на этой длине волны. С. наз. также аналитич. приборы для определения концентрации элементов и в-в в пробе путём сравнения интенсивностей спектр. линий или полос испускания
или поглощения. Осн. типы С. описаны в ст. Спектральные приборы.
СПЕКТРОФОТОМЕТРИЯ, область физики и техники, объединяющая разделы спектрометрии,
фотометрии и метрологии и разрабатывающая системы методов и приборов для количеств.
измерений спектр. коэфф. поглощения, отражения, излучения, спектр. яркости как хар-к сред, покрытий, поверхностей, излучателей. Приборы, используемые в С., наз. спектрофотометрами (см.
также Спектральные приборы).
СПЕКТРЫ ИСПУСКАНИЯ, спектры оптические, испускаемые источниками света.
СПЕКТРЫ КРИСТАЛЛОВ оптические, спектры поглощения, люминесценции,
711
фотопроводимости, комбинационного рассеяния света (КРС) и отражения, возникающие при взствии света с в-вом в крист. состоянии и лежащие в оптич. диапазоне длин волн (от далёкой ИК до
УФ области). С. к. обусловлены квантовыми переходами между уровнями энергии, принадлежащими
как осн. в-ву, так и примесям кристалла. Наряду с узкими спектр. линиями С. к. могут содержать
широкие спектр. полосы (ширина в волн. числах изменяется от долей до неск. тыс. см-1) и участки
непрерывного спектра, простирающиеся на десятки тыс. см-1. Вид спектра зависит от типа кристалла,
хим. состава, несовершенства структуры. Методика получения С. к. аналогична используемой в ат. и
мол. спектроскопии (см. Спектральные приборы), однако в спектроскопии кристаллов часто
применяется глубокое охлаждение образца, а для исследования анизотропных кристаллов применяют
поляризованный свет.
Уровни энергии кристалла группируются в энергетич. зоны (см. Зонная теория). При переходах
между зонами (межзонных переходах) возникают широкие спектр. полосы. Длинноволновой край
спектр. полосы межзонного, или фундаментального, поглощения может лежать в ИК (полупроводники), видимой (кристаллофосфоры) и УФ (диэлектрики, мол. кристаллы) областях спектра.
Поглощение и испускание света при межзонных переходах может происходить без возбуждения
колебаний крист. решётки — фононов (прямые переходы) или с участием фононов (непрямые
переходы). Показатель поглощения при прямых межзонных переходах может достигать больших
значений (~104—105 см-1), поэтому фундам. поглощение исследуется в тонких образцах или по
спектрам отражения.
При межзонном поглощении света эл-н из валентной зоны переходит в зону проводимости, в
валентной зоне при этом образуется дырка; при рекомбинации эл-на и дырки возникают спектры
рекомбинац. люминесценции. Эти процессы ответственны за фотопроводимость кристалла, спектры
возбуждения к-рой, наряду со спектрами поглощения и люминесценции, позволяют изучать
структуру энергетич. зон кристалла. Кроме процессов рождения несвязанных между собой эл-на и
дырки, возможны переходы, при к-рых рождаются экситон — эл-н и дырка, связанные кулоновскими
силами. Экситонные полосы поглощения и люминесценции лежат с длинноволновой стороны края
фундам. поглощения и смещены от него на величину, соответствующую энергии кулоновского взствия. При комнатной темп-ре экситонные полосы уширены до величины ~102 см-1. При понижении
темп-ры в спектрах проявляется структура, связанная с бесфононными переходами и с переходами с
участием конечного числа оптич. фононов. В спектрах экситонов большого радиуса проявляется
структура, обусловленная разл. энергетич. состояниями экситона, к-рый можно рассматривать как
водородоподобную ч-цу. Экситоны с большим дипольным моментом, взаимодействуя со световым
полем, образуют светоэкситоны, или поляритоны, и создают поляритонные полосы, к-рые явл.
длинноволновыми продолжениями экситонных полос.
Помимо спектр. полос, связанных с электронными переходами в атомах осн. в-ва, в С. к. существуют
полосы и линии, связанные с локальными нарушениями крист. решётки — дефектами
(дислокациями, примесями и др.). В энергетич. структуре кристалла могут появляться
локализованные уровни энергии внутри запрещённой зоны, принадлежащие дефектам крист. решётки. В зависимости от хар-ра проявления дефекта в С. к. их наз. центрами окраски, центрами
люминесценции или просто примесными центрами.
Все атомы кристалла находятся в поле колеблющихся соседних атомов, поэтому уровни энергии
кристалла вследствие динамич. Штарка эффекта уширены (т. н. электрон-фононное уширение).
Это уширение уровней (и, следовательно, спектр. полос) однородно, время его релаксации ~10-12 с, а
величина при комнатной темп-ре составляет ~102—103 см-1. Только спектры примесных атомов
переходных и редкоземельных групп имеют узкие (~10 см -1) линии поглощения и люминесценции, т.
к. оптич. переходы в этих элементах осуществляются эл-нами внутр. оболочек, экранированных от
влияния поля соседних атомов. В крист. поле уровни энергии примесного атома расщепляются. По
хар-ру расщепления можно судить о симметрии крист. поля. При понижении темп-ры линии
люминесценции сужаются, увеличивается относит. вероятность чисто электронных переходов
(бесфононных; см. Шпольского эффект). В спектрах поглощения проявляется структура, связанная с
неодинаковостью положения примесных атомов в разных точках кристалла, т. н. неоднородное
уширение, составляющее от долей до сотен см-1 в зависимости от степени упорядоченности
кристалла. Возбуждение колебаний ядер решётки также приводит к уширению линий электронных
переходов. Если при колебаниях решётки наводится дипольный момент, то эти колебания проявляются в спектрах ИК поглощения. Колебания, меняющие поляризуемость молекул, проявляются в
спектрах КРС. В мол. кристаллах колебат. спектр сохраняет черты колебат. спектра молекул,
образующих кристалл, в
ионных кристаллах спектр определяется св-вами всей решётки.
В спектрах поглощения или рассеяния кристаллов, обладающих упорядоченной спиновой
подрешёткой (напр., антиферромагнетиков), могут проявляться возбуждения магн. дипольного
момента (магноны, спиновые волны).
Симметрия крист. поля определяет выделенные направления дипольного момента переходов.
Наличие таких направлений проявляется в разл. степени поляризации люминесценции кристаллов и
в разл. коэфф. поглощения света, поляризованного вдоль и перпендикулярно оптич. оси кристалла
(см. Дихроизм). Изучение С. к. необходимо для установления энергетич. структуры кристалла,
изучения его строения, наличия примесей и дефектов и т. д. Кристаллофосфоры используются в
люминесцентных источниках света, экранах электронных приборов и т. д. Нек-рые из
люминесцирующих кристаллов явл. активной средой лазеров.
• Пайнс Д., Элементарные возбуждения в твердых телах. М., 1965; М о с с Т., Оптические свойства
полупроводников, пер. с англ., М., 1961; Л е в ш и н В. Л., Фотолюминесценция жидких и твердых
веществ, М.—Л., 1951; Агранович В. М., Теория экситонов, М., 1968.
Э. А. Свириденков.
СПЕКТРЫ ОПТИЧЕСКИЕ, спектры эл.-магн. излучения в ИК, видимом и УФ диапазонах шкалы
электромагнитных волн. С. о. разделяют на спектры испускания (наз. также спектрами излучения,
или эмиссионными спектрами), спектры поглощения (абсорбционные спектры), рассеяния и
отражения. С. о. испускания получаются от источников света при разложении их излучения по дл.
волн  спектральными приборами и характеризуются функцией f(), дающей распределение энергии
испускаемого света в зависимости от К (при этом энергию рассчитывают на нек-рый интервал ). От
функции f() можно перейти к функции (), дающей распределение энергии по частотам =c/. С. о.
поглощения и рассеяния обычно получаются при прохождении света через в-во с последующим его
разложением по . С. о. поглощения, рассеяния и отражения характеризуются долей энергии света
каждой дл. волны соответственно поглощённой [k()], рассеянной [()] и отражённой [R()]. При
рассеянии монохроматического света дл. волны  спектр комбинационного рассеяния света характеризуется распределением энергии рассеянного света по изменённым дл. волн.
С. о. регистрируют с помощью фотографич. методов, применяют также счётчики фотонов для УФ
области, термоэлементы и болометры в ИК области и т. д. В видимой области С. о. можно наблюдать
визуально.
По виду С. о. разделяют на л и н е й ч а т ы е, состоящие из отдельных спектр. линий,
соответствующих дискр.
712
значениям , п о л о с а т ы е, состоящие из отдельных полос, каждая из к-рых охватывает нек-рый
интервал , и с п л о ш н ы е (н е п р е р ы в н ы е), охватывающие широкий диапазон . Строго
говоря, отдельная спектр. линия также не соответствует вполне определённому значению , а всегда
имеет конечную ширину, характеризуемую нек-рым интервалом , (см. Ширина спектральных
линий).
С. О. возникают при квантовых переходах между уровнями энергии атомов, молекул, а также тв. и
жидких тел. С. о. испускания соответствуют возможным квант. переходам с верхних уровней на
нижние, спектры поглощения — с нижних уровней на верхние.
Вид С. о. зависит от состояния в-ва. Если при заданной темп-ре в-во находится в состоянии
термодинамич. равновесия с излучением (см. Тепловое излучение), оно испускает сплошной спектр,
распределение энергии в к-ром по  (или по ) даётся Планка законом излучения. Обычно
термодинамич. равновесие излучения с в-вом отсутствует, и С. о. могут иметь самый разл. вид. В
частности, для атомов характерны линейчатые С. о., возникающие при квант. переходах между
электронными уровнями энергии (см. Атомные спектры); для простейших молекул типичны полосатые спектры, возникающие при переходах между электронными, колебат. и вращат. уровнями
энергии (см. Молекулярные спектры).
Различным оптич. диапазонам  (и v) соответствуют разл. энергии фотонов h=ξ1-ξ2 (ξ1 и ξ2 —
энергии уровней, между к-рыми происходит переход). В табл. приведены для трёх диапазонов эл.магн. волн примерные интервалы , v, волновых чисел /c, энергий фотонов h, а также темп-р
излучения Т, характеризующих энергию фотонов согласно соотношению kT=h (k — Больцмана
постоянная). С. о. широко применяются для исследования строения и состава в-ва (см.
Спектроскопия, Спектральный анализ).
•Ландсберг
Г.
С., Оптика, 5 изд., М., 1976 (Общий курс физики); Фриш С. Э.,
Оптические спектры атомов, М.—Л., 1963.
М. А. Ельяшевич.
СПЕКТРЫ ПОГЛОЩЕНИЯ, спектры, получающиеся при прохождении и поглощении излучения в
в-ве. Возникают при излучательных квантовых переходах с нижних уровней энергии на верхние.
СПЕЦИАЛЬНАЯ ТЕОРИЯ ОТНОСИТЕЛЬНОСТИ (частная теория относительности), см.
Относительности теория.
СПИН (от англ. spin — вращаться, вертеться), собственный момент кол-ва движения элем. ч-ц,
имеющий квант. природу и не связанный с перемещением ч-цы как целого. С. называют также
собств. момент кол-ва движения ат. ядра (и иногда атома); в этом случае С. определяется как векторная сумма (вычисленная по правилам сложения моментов в квант. механике) С. элем. ч-ц,
образующих систему, и орбит. моментов этих ч-ц, обусловленных их движением внутри системы.
С. измеряется в ед. постоянной Планка ћ и равен Jћ, где J — характерное для каждого сорта ч-ц целое
(в т. ч. нулевое) или полуцелое положит. число, наз. спиновым квант. числом. Обычно его называют
просто С. и говорят о целом или полуцелом С. ч-цы. Напр., С. эл-на, протона, нейтрона, нейтрино,
так же как и их античастиц, равен 1/2, С. - и К-мезонов равен 0, С. фотона равен 1.
Проекция С. на любое фиксиров. направление z в пр-ве может принимать значения -J, -J+1, . . ., +J.
Т.о., ч-ца со С. J может находиться в 2J+1 спиновых состояниях (при J= 1/2 —в двух состояниях), что
эквивалентно наличию у неё дополнит. внутр. степени свободы. Квадрат вектора С., согласно квант.
механике, равен ћ2J(J+1). Со С. ч-цы, обладающей ненулевой массой покоя, связан спиновый магн.
момент =Jћ; коэфф.  наз. магнитомеханическим (или гиромагнитным) отношением.
Концепция С. введена в физику в 1925 амер. учёными Дж. Уленбеком и С. Гаудсмитом,
предположившими (на основе анализа спектроскопич. данных), что эл-н можно рассматривать как
«вращающийся волчок» (отсюда и термин «С.») с собств. механич. моментом ћ/2 и собственным
(спиновым) магн. моментом, равным магнетону Бора Б=ће/2mс (е и m — заряд и масса эл-на). Т. о.,
для С. эл-на =e/mc и с точки зрения классич. электродинамики явл. аномальным: для орбит.
движения эл-на и для любого движения классич. системы заряж. ч-ц с данным отношением e/m оно в
два раза меньше (г/2 тс).
Учёт С. эл-на позволил В. Паули сформулировать принцип запрета, утверждающий, что в
произвольной физ. системе не может быть двух эл-нов,
находящихся в одном и том же квант. состоянии (см. Паули принцип). Наличие у эл-на С. 1/2
объяснило мультиплетную структуру ат. спектров (см. Тонкая структура), особенности
расщепления спектр. линий в магн. полях (Зеемана эффект), порядок заполнения электронных
оболочек в многоэлектронных атомах (а следовательно, и закономерности периодич. системы
элементов), ферромагнетизм и мн. др. явления.
Существование у протона С. 1/2 постулировано на основе опытных данных амер. физиком Д. М.
Деннисоном. Эксперим. проверка этой гипотезы привела к открытию сверхтонкой структуры ат.
уровней энергии.
С. ч-ц однозначно связан с хар-ром статистики, к-рой они подчиняются. Как показал Паули (1940), из
квант. теории поля следует, что все ч-цы с целым С. подчиняются Возе — Эйнштейна статистике
(явл. бозонами), с полуцелым С.— Ферми — Дирака статистике (явл. фермионами). Для
фермионов, напр. эл-нов, справедлив Паули принцип, для бозонов он не имеет силы.
В матем. аппарат нерелятив. квант. механики С. был введён Паули; при этом описание С. носило
феноменологич. хар-р. Наличие у эл-на С. и спинового магн. момента непосредственно вытекает из
релятив. Дирака уравнения (к-рое для эл-на в эл.-магн. поле в пределе малых скоростей переходит в
Паули уравнение для нерелятив. ч-цы со С. 1/2).
Величина С. элем. ч-ц определяет трансформац. св-ва полей, описывающих эти ч-цы. При Лоренца
преобразованиях поле, соответствующее ч-це со С. J=0, преобразуется как скаляр (или псевдоскаляр);
поле, описывающее ч-цу с J=1/2,— как спинор, а с J=1 — как вектор (или псевдовектор) и т. д.
• См. лит. при ст. Квантовая механика.
О. И. Завьялов.
СПИНОВОЕ ЭХО, спонтанное возникновение сигналов ядерного магнитного резонанса (ЯМР) и
электронного парамагнитного резонанса (ЭПР) через нек-рое время после подачи на образец
последовательности импульсов радиочастотного поля H1 . Обнаружено амер. физиками: в ЯМР — Э.
Л. Ханом (1950), в ЭПР — А. Килем и В. Б. Минсом (1967). Импульс поля H1 отклоняет вектор
намагниченности
713
М от направления H на угол, пропорц. длительности импульса. После импульса H1 этот угол убывает
со скоростью, определяемой временем спин-спиновой релаксации Т2 и неоднородностью поля Н в
образце. Если включить два коротких импульса, следующих друг за другом с интервалом <T2, то
возникнут два сигнала магн. резонанса, и через время  после второго появится третий — эхо-сигнал.
В результате неоднородности поля Н, во время затухания первого сигнала магн. резонанса
элементарные магн. моменты прецессируют в разных частях образца с расходящимися частотами и
фазами, и сигнал исчезает быстрее, чем это определяется временем Т2. В процессе затухания второго
сигнала, наоборот, синфазность прецессии моментов восстанавливается с той же скоростью, с какой
она нарушалась. В результате через время 2т после первого импульса поля Н1 магн. моменты
прецессируют вокруг Н синфазно, сигнал магн. резонанса восстанавливается. Сложные многоимпульсные методы, использующие С. э., позволяют увеличить разрешающую способность и
чувствительность метода ЯМР в тв. телах.
С. э. даёт возможность измерять времена релаксации, особенно в жидкостях, где для С. э. ЯМР
существуют особенно благоприятные условия.
• Макомбер Дж. Д., Динамика спектроскопических переходов, М., 1979. См. также лит. при ст.
Ядерный магнитный резонанс.
В. Н. Лазукин.
СПИНОВЫЕ ВОЛНЫ, 1) волны нарушений спинового порядка в магнитоупорядоченных средах. В
ферромагнетиках, антиферромагнетиках и ферримагнетиках спины атомов и связанные с ними
магн. моменты при отсутствии возбуждения строго упорядочены. Состояние возбуждения магн.
системы связано с отклонением спина от положения равновесия. Из-за вз-ствия между атомами такое
отклонение не локализовано, а в виде волны распространяется в среде. С. в. явл. элементарными
(простейшими) возбуждениями системы магн. моментов в магнитоупорядоченных средах. Соответствующие квазичастицы наз. магнонами. Существование С. в. было предсказано амер. физиком
Ф. Блохом в 1930. С. в., как всякая волна, характеризуется зависимостью частоты  от волнового
вектора k (дисперсии закон). В кристаллах с неск. магнитными подрешётками могут существовать
неск. типов С. в. с разными законами дисперсии.
С. в. допускают наглядную классич. интерпретацию: рассмотрим цепочку атомов, расстояния между
к-рыми а в магн. поле Н (рис.). Если волновой вектор k=0 (), то С. в. нет. Это означает, что все
спины синфазно прецессируют вокруг направления Н с частотой 0 (однородная прецессия). При k0
прецессия спинов неоднородна. Разные спины находятся в разных фазах. Сдвиг фаз между
соседними атомами равен ka.
Прецессия спинов в линейной цепочке атомов («моментальный снимок»); спин
каждого атома изображён стрелкой.
Частота неоднородной прецессии (k)>0. В ферромагнетиках для длинных С. в. (ka<<1):
(k)=0+e(ak)2;
величина ће порядка величины обменного интеграла между соседними атомами. Как правило,
е>>0, а 0=g(М+H). Здесь g — гиромагнитное отношение,  — константа анизотропии, М —
намагниченность при T=0К. Квантовомеханич. рассмотрение системы взаимодействующих спинов
позволяет вычислить законы дисперсии С. в. для разл. крист. решёток при произвольном
соотношении а и длины С. в.
2) В 1958 В. П. Силин предсказал существование С. в. в парамагн. металлах, они были обнаружены
экспериментально в 1967. В немагнитных металлах С. в.— колебания спиновой плотности
электронов проводимости, обусловленные обменным взаимодействием между ними. Существование
таких С. в. проявляется, напр., в селективной прозрачности металлич. пластин для эл.-магн. волн с
частотами, близкими к частоте ЭПР.
• Ахиезер А. И., Барьяхтар В. Г., П е л е т м и н с к и й С. В., Спиновые волны, М., 1967.
М. И. Каганов.
СПИН-ОРБИТАЛЬНОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ, взаимодействие ч-ц, зависящее от величины и
взаимной ориентации их орбитального и спинового моментов кол-ва движения и приводящее к т. н.
тонкой структуре уровней энергии системы. С.-о. в.— релятив. эффект; формально оно получается,
если энергию быстро движущихся во внеш. поле ч-ц находить с точностью до v2/с2, где v — скорость
ч-цы.
Наглядное физ. истолкование С.-о. в. можно получить, рассматривая, напр., движение эл-на в атоме
водорода. Эл-н обладает собств. моментом кол-ва движения — спином, с к-рым связан спиновый
магн. момент. Эл-н движется вокруг ядра по нек-рой «орбите» (примем этот полуклассич. образ). Обладающее электрич. зарядом ядро создаёт кулоновское электрич. поле, к-рое должно оказывать
воздействие на спиновый магн. момент движущегося по «орбите» эл-на. В этом легко убедиться,
если мысленно перейти в систему отсчёта, в к-рой эл-н покоится (т. е. в систему, движущуюся вместе
с эл-ном). В этой системе ядро
будет двигаться и, как любой движущийся заряд, порождать магн. поле Н, к-рое будет
воздействовать на магн. момент  эл-на. Добавки к энергии эл-на, обусловленные этим вз-ствием,
зависят от ориентации  и равны -H=-HH. Т. к. проекция H магн. момента  на направление Н
может принимать два значения (±1/2 в ед. ћ), то С.-о. в. приведёт к расщеплению уровней энергии в
атоме водорода (и водородоподобных атомах) на два близких подуровня — к дублетной структуре
уровней. У многоэлектронных атомов картина тонкого (мультиплетного) расщепления уровней
энергии более сложная. Атомы щелочных металлов, у к-рых полный спин эл-нов равен 1/2, также
обладают дублетной структурой уровней.
С.-о. в. существует и у нейтр. ч-ц, имеющих и орбитальный, и спиновый механич. моменты, напр. у
нейтронов. Весьма существенно С.-о. в. в ат. ядрах, вклад к-рого в полную энергию вз-ствия велик
(до ~10%).
• См. лит. при статьях Атом, Ядро атомное.
В. И. Григорьев.
СПИНОРНОЕ ПОЛЕ, поле физическое, к-рое описывается ф-цией, являющейся в каждой точке прва спинором, т. е. состоящей из двух компонент, определённым образом преобразующихся друг
через друга при повороте системы координат. Примером С. п. может служить волн. ф-ция эл-на,
представляющая пару спиноров (биспинор; см. Дирака уравнение). В квант. теории поля квантами С.
п. явл. ч-цы со спином 1/2 (эл-н, мюон, нейтрино, гипотетич. кварки).
А. В. Ефремов.
СПИН-РЕШЁТОЧНОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ, см. Спин-фононное взаимодействие.
СПИН-ФОНОННОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ, взаимодействие между магн. моментами парамагн. чц в в-ве или ядер (системы спинов) и упругими колебаниями окружающей их среды (фононами).
Различают электронное С.-ф. в. и ядерное С.-ф. в.
Электронное С.-ф. в. в парамагн. кристаллах обусловлено разл. механизмами. В «разбавленных»
парамагнетиках — кристаллах, где решётку образуют диамагн. ионы, а парамагн. ионы замещают
лишь незначит. их часть и практически не взаимодействуют друг с другом, осн. роль играет
механизм Ван Флека. Диамагн. ионы в таких кристаллах создают сильное электрич.
внутрикристаллическое поле. Распространение акустич. волн в кристалле приводит к периодич.
искажению крист. решётки и, следовательно, к периодич. изменению внутрикрист. поля. Переменное
поле влияет на орбитальное движение эл-нов парамагн. иона и тем самым на его орбитальный магн.
момент, изменение к-рого посредством спин-орбитального взаимодействия вызыва714
ет переориентацию спинового магн. момента иона.
В материалах с большой плотностью парамагн. ч-ц, где нельзя пренебрегать влиянием парамагн. ионов друг на друга, гл. роль при С.-ф. в. играет т. н. механизм Валлера. При упругих колебаниях
решётки расстояния между парамагн. ионами изменяются с частотой этих колебаний. Возникает
осциллирующее магн. поле, к-рое взаимодействует со спиновым и орбит. магн. моментами парамагн.
ч-ц.
Электронное С.-ф. в. сильно проявляется в парамагн. кристаллах с ионами группы железа и
редкоземельными ионами, напр. в Аl2О3, с примесью ионов Cr3+, в CaFe2 с Eu2+ .
Передача энергии фононов системе спинов происходит в два этапа: от фононов к орбитальному
движению эл-нов и от орбитального движения к спинам. Такое спин-решёточное вз-ствие может
осуществляться посредством двух процессов: прямого и непрямого.
Схема перехода: а — с уровня энергии ξi на уровень ξj, сопровождаемого
излучением фонона h0; б — с уровня ξj на уровень ξi, сопровождаемого
поглощением фонона h0.
В прямых, или однофононных, процессах переход иона с верхнего энергетич. уровня ξi на нижний ξj
сопровождается переориентацией магн. момента эл-на и излучением одного фонона с энергией
h0=ξi-ξj (рис., а); при обратном процессе происходит поглощение энергии фонона и
соответствующее увеличение энергии спиновой системы (рис., б). Прямые процессы преобладают
при низких темп-рах; они, напр., наблюдаются во многих парамагн. системах при темп-рах жидкого
гелия. С повышением темп-ры энергия колебаний кристаллической решётки возрастает и начинает
преобладать непрямой, или комбинац. (многофононный), процесс спин-решёточного вз-ствия: при
переходах с уровня ξj на уровень ξi может происходить одновременно поглощение фононов с
энергией h1 и излучение фононов с энергией h2, так что в результате выполняется условие: ξiξj=h(1-2).
В непрямых процессах участвуют нормальные колебания решётки, характерные для данной темп-ры,
поскольку частоты 1 и 2 могут иметь разл. значения в широких пределах; в прямых процессах
принимают участие только фононы резонансной частоты 0.
Для количеств. оценки процессов спин-решёточной релаксации и С.-ф. в. пользуются константами
С.-ф. в., характеризующими зависимость изменения энергии спиновой системы от деформаций
решётки. Константы С.-ф. в. Gijkl явл. компонентами тензора, вид к-рого существенно зависит от
симметрии локального электрич. поля вблизи парамагн. иона. Для определения Gijkl чаще всего
пользуются методами одноосного сжатия и акустического парамагнитного резонанса. Первый
состоит в измерении сдвига линий электронного парамагнитного резонанса под действием одноосного давления, вызывающего статич. деформацию парамагнетика. Величина сдвига
пропорциональна первой степени констант С.-ф. в., что позволяет определять величину и знак этих
констант.
В случае ядерного С.-ф. в. связь упругих колебаний тв. тела с системой яд. спинов осуществляется
посредством неск. видов электрич. и магн. вз-ствий, сила к-рых периодически модулируется акустич.
колебаниями. Такими вз-ствиями являются: магн. вз-ствие между спинами соседних ядер —
спиновое вз-ствие; электрич. вз-ствие между квадрупольными моментами ядра и градиентом электрич. поля, создаваемым внеш. (по отношению к ядру) зарядами; сверхтонкое вз-ствие в ферромагн.
материалах; вз-ствие яд. магн. момента со слабым радиочастотным магн. полем, возникающим при
распространении поперечной звуковой волны в металле, и др.
Ядра со спином I>1/2 обладают электрич. квадрупольным моментом. Акустич. колебания крист.
решётки вызывают периодич. изменения градиента внутрикрист. электрич. полей, к-рые,
взаимодействуя с квадрупольным моментом ядра, осуществляют ядерное С.-ф. в. Передача энергии
акустич. колебаний яд. спинам осуществлялась гл. обр. за счёт яд. электрич. квадрупольного вз-ствия
(см. Ядерный квадруполъный резонанс). Такие вз-ствия наблюдаются в щёлочно-галоидных
кристаллах, содержащих ядра, напр. 23Na, 79Br; в полупроводниках группы AIIIBV, таких, как InSb, крый содержит ядра 115In, и др.; в монокристаллах металлов, напр. Та. Ядерное С.-ф. в. чаще всего
характеризуется коэфф. спин-фононного поглощения звука, к-рый позволяет получать информацию
о природе и величине внутр. магн. полей и о процессах яд. спин-решёточной релаксации, определять
величину яд. квадрупольного вз-ствия и др. Ядерное С.-ф. в. изучается с помощью методов,
используемых при наблюдении акустического ядерного магнитного резонанса, т. е. в области частот
от 1 до 100 МГц.
• Т а к е р Дж., Р э м п т о н В., Гиперзвук в физике твердого тела, пер. С англ., М., 1975; Магнитная
квантовая акустика, М., 1977.
В. Г. Бадалян.
СПИРАЛЬНАЯ АНТЕННА, антенна в виде провода, свёрнутого в спираль. Конфигурации спирали
могут быть различными. Цилиндрич. С. а. излучает вдоль оси волны с круговой поляризацией. С. а.
применяются на дециметровых волнах как широкополосные антенны осевого излучения, как
облучатели для зеркальных антенн и линзовых антенн, а также как элементы антенных решёток.
СПИРАЛЬНОСТЬ (), одна из квантовомеханич. хар-к (квантовых чисел) состояния элем. ч-ц,
определяемая как проекция спина ч-цы на направление её движения. Если >0, то говорят, что ч-ца
имеет правовинтовую (правую) С., если <0 левовинтовую (левую) С.
СПЛАВЫ, макроскопически однородные в-ва, получаемые сплавлением двух или более металлов,
неметаллов, окислов, органич. в-в и т. п. Особенно важную роль в технике играют металлич. С.
(основной вид конструкц. материалов). В общем случае С. не являются механич. смесью компонентов. При сплавлении компоненты могут образовывать разл. системы, входящие в состав С.: а)
твёрдые растворы; б) хим. соединения (см. Металлические соединения), в) смеси фаз — эвтектики,
продукты разл. превращений. В немногих случаях С. содержит просто хим. элементы (С, Si, Pb и
др.).
Варьируя состав С., а также методы его получения и обработки, можно получать материалы с весьма
разнообразными св-вами. Получение С. осуществляется кристаллизацией из расплава,
металлокерамич. способом, конденсацией из паров, электроосаждением из раствора, диффузионным
насыщением и др. методами. Механич., электрич. и др. св-ва С. могут быть изменены их термич.,
термомеханич., радиац., механич. и др. видами обработки. Фазовое состояние С. в равновесном
состоянии при данном составе, темп-ре и давлении можно определить из диаграммы состояния.
С. классифицируют: по числу компонентов (двойные, тройные и т. д.), по числу фаз — однофазные
(тв. растворы, металлиды) и многофазные. Строение С. изучается методами рентгеновского
структурного анализа, электронной и ионной микроскопии, нейтронографии и др.
•Курдюмов Г. В., У т е в с к и й Л. М., Э н т и н Р. И., Превращения в железе и стали, М., 1977; Б о ч в
а р А. А., Металловедение, 5 изд., М., 1956; Горелик С, С., Дашевский М. Я., Материаловедение
полупроводников и металловедение, М., 1973; Уманский Я. С., С к а к о в Ю. А., Физика металлов,
М., 1978; Л ю б о в Б. Я., Некоторые релаксационные процессы в металлах и сплавах, связанные с их
дефектной структурой, «Изв. АН СССР. Металлы», 1977, № 5, с. 180.
В. Я. Любое.
СПЛОШНОЙ СПЕКТР (непрерывный спектр), спектр эл.-магн. излучения, распределение
энергии в к-ром характеризуется непрерывной ф-цией частоты излучения v-—() или длины
715
его волны  — f() (см. Спектры оптические). Для С. с. функция () [или f()] слабо изменяется в
достаточно широком диапазоне  (или ), в отличие от линейчатых и полосатых спектров, когда ()
имеет при дискр. значениях частоты =1 2, 3, . . . выраженные максимумы, очень узкие для спектр.
линий и более широкие для спектр. полос. В оптич. области при разложении света спектральными
приборами С. с. получается в виде непрерывной полосы (при визуальном наблюдении или
фоторегистрации) или плавной кривой (при фотоэлектрич. регистрации). С. с. наблюдаются как в
испускании, так и в поглощении. Примером С. с., охватывающего весь диапазон частот и
характеризуемого вполне определённым спектральным распределением энергии, описываемым
Планка законом излучения, служит спектр излучения абсолютно чёрного тела.
В нек-рых случаях возможны наложения линейчатого спектра на сплошной. Напр., в спектрах
Солнца и звёзд на С. с. испускания могут накладываться как дискр. спектр поглощения
(фраунгоферовы линии), так и дискр. спектр испускания (в частности, спектр. линии испускания атома Н).
Согласно квант. теории, С. с. возникает при квантовых переходах между двумя совокупностями
уровней энергии, из к-рых, по крайней мере, одна принадлежит к непрерывной последовательности
уровней. Примером может служить С. с. атома Н, получающийся при переходах между дискр.
уровнями энергии с разл. значениями гл. квантового числа n и непрерывной совокупностью уровней
энергии, лежащих выше границ ионизации (свободно-связанные переходы); в поглощении С. с.
соответствует ионизации атома Н (переходы эл-на из связанного состояния в свободное), в
испускании — рекомбинации эл-на и протона (переходы эл-на из свободного состояния в связанное).
При переходах между разными парами уровней энергии, принадлежащими к непрерывной
совокупности уровней (свободно-свободные переходы), также возникают С. с., соответствующие
тормозному излучению при испускании и обратному процессу при поглощении. Переходы же между
разными парами дискрет. уровней энергии создают линейчатый спектр (связанно-связанные
переходы).
С. с. многоатомных молекул могут получаться при переходах между совокупностями близких дискр.
уровней энергии в результате наложения очень большого числа спектр. линий, имеющих конечную
ширину. В таком случае при недостаточной разрешающей способности применяемых спектр.
приборов линейчатые или полосатые спектры могут сливаться в С. С.
М. А. Ельяшевич.
СПОНТАННОЕ ДЕЛЕНИЕ ЯДЕР, самопроизвольное деление тяжёлых ядер. Впервые обнаружено
у ядер урана Г. Н. Флёровым и К. А. Петржаком в 1940. С. д. я.— разновидность радиоактивного
распада ядер (см. Радиоактивность). С. д. я. подобно альфа-распаду происходит путём туннельного
перехода (см. Туннельный эффект). Как и во всяком туннельном переходе вероятность С. д. я. очень
сильно (экспоненциально) зависит от высоты барьера деления (см. Деление атомного ядра). Для
изотопов U и соседних с ним элементов высота барьера деления Vf~6 МэВ. При небольших (~1 МэВ)
вариациях высоты барьера период ТС. д. я. изменяется в 1030 раз. На рис. даны
Зависимость периодов T1/2 спонтанного деления ядер (в осн. состоянии) от
параметра Z2/A.
периоды С. д. я. в зависимости от параметра Z2/A (Z — ат. номер, А — массовое число),
определяющего высоту барьера Vf.
С. д. я. явл. доминирующим каналом распада сверхтяжёлых ядер, вследствие чего именно этим процессом определяется возможность существования ядер с большими Z, т. е. граница периодич.
системы элементов (см. Трансурановые элементы). Для U и Pu характерно асимметричное (по массе)
деление, по мере роста А оно приближается к симметричному (Fm).
• См. лит. при ст. Деление атомных ядер.
СПОНТАННОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ (спонтанное испускание), самопроизвольное испускание эл.-магн.
излучения атомами и др. квант. системами, находящимися на возбуждённых уровнях энергии (см.
Квантовый переход). В отличие от вынужденного излучения, С. и. не зависит от воздействия на
квант. систему внеш. эл.-магн. излучения, и его закономерности определяются исключительно сввами самой системы подобно др. типам спонтанных (самопроизвольных) процессов (напр.,
радиоактивному распаду, превращению молекул при мономолекулярных реакциях). С. и. возникает
при спонтанном квант. переходе возбуждённой системы с более высокого уровня энергии ξi на более
низкий ξk и характеризуется частотой ik испускаемого фотона с энергией hik=ξi-ξk (где h — Планка
постоянная) и вероятностью Aik., равной среднему числу фотонов, испускаемых квант. системой в
единицу времени (см. Эйнштейна коэффициенты). Если число атомов и молекул на возбуждённом
уровне энергии ξi (населённость уровня) равно Ni, то мощность С. и.— энергия фотонов,
испускаемых в 1 с, равна NiAikhik; она определяет интенсивность С. и., к-рая остается постоянной
при постоянстве Ni. Если задано начальное число возбуждённых систем Ni0, а дальнейшее возбуждение отсутствует, то вследствие С. и. NI будет убывать со временем t по закону Ni=Ni0exp(-Ait), где
Ai=Аik — полная вероятность С. и. при переходах системы с уровня энергии ξi на все более низкие
уровни энергии ξk. Чем больше Аi, тем быстрее затухает со временем С. и. и тем меньше время жизни
i=1/Ai на уровне ξi.
Вероятность Aik С. и., являющаяся важнейшей хар-кой квант. перехода, зависит от св-в уровней,
между к-рыми происходит переход. Для дипольного излучения Аik пропорционально кубу частоты
перехода и квадрату дипольного момента перехода (см. Диполь); в видимой области спектра она ~108
с-1, что соответствует временам жизни возбуждённых уровней энергии ~10-8 с. В спектроскопии
часто пользуются вместо вероятностей Аik безразмерными вероятностями k=Aik/A0, т. н. силами
осцилляторов (А0 — вероятность, принятая за 1 и дающая такой же закон затухания С. и., как и для
дипольного излучения упруго связанного эл-на согласно классич. теории).
4) См. лит. при ст. Излучение.
М. А. Ельяшевич.
СПОНТАННОЕ НАРУШЕНИЕ СИММЕТРИИ, самопроизвольное нарушение симметрии,
выражающееся в том, что физ. система, описываемая ур-ниями движения, к-рые обладают нек-рой
симметрией, находится в состоянии, лишённом этой симметрии. С. н. с. происходит в тех случаях,
когда симметричное состояние не обладает миним. энергией и поэтому энергетически невыгодно, а
наннизшее (с миним, энергией) состояние неоднозначно (вырождено), т. е. ему соответствует серия
решений, каждое из к-рых по отдельности не обладает указанной симметрией (при преобразовании
симметрии одно решение этой серии переходит в другое). С. н. с. означает, что реализуется одно из
этих решений.
Примером С. н. с. может служить простая механич. модель: абсолютно
716
симметричная относительно оси бутылка с выпуклым дном (рис.), в к-рую строго по оси падает
шарик. Условие задачи и ур-ния движения шарика абсолютно симметричны относительно поворота
вокруг оси бутылки. Однако результат получится несимметричным: шарик окажется у стенки, в
стороне от оси. Исходная симметрия спонтанно нарушилась. Она проявляется лишь в том, что шарик
может скатиться в любую сторону от оси, т. е. наинизшее состояние вырождено относительно
поворотов вокруг оси. В квант. теории поля такому нарушению глобальной симметрии отвечает
появление ч-ц с нулевой массой и нулевым спином, к-рые наз. голдстоуновскими бозонами.
С. н. с. встречается в разнообразных физ. ситуациях. Примерами могут служить потеря устойчивости
стержня под действием продольной нагрузки (продольный изгиб) и возникновение спонтанной
намагниченности у ферромагнетиков. Механизм С. н. с. лежит также в основе явлений
сверхтекучести и сверхпроводимости.
Последоват. метод анализа систем с вырожденным нижним энергетич. состоянием в квант.
статистике был развит Н. Н. Боголюбовым в нач. 60-х гг. (т. н. метод квазисредних). В дальнейшем
механизм С. н. с. получил широкое распространение в квант. теории поля. Было показано, что в
калибровочных теориях С. н. с. может приводить к появлению конечной массы у безмассовых
калибровочных ч-ц (т. н. эффект Хиггса; см. Хиггса поле). Поэтому механизм С. н. с. лёг в основу
единой калибровочной теории слабого и эл.-магн. вз-ствий, где он обеспечивает появление массы у
промежуточных векторных бозонов (см. Слабое взаимодействие).
• Боголюбов Н. Н., Ш и р к о в Д. В., Квантовые поля, М., 1980; Окунь Л. Б., Лептоны и кварки, М.,
1981.
А. В. Ефремов, Д. В. Ширков.
СРАВНЕНИЕ С МЕРОЙ, общее название методов измерений, в к-рых измеряемую величину
сравнивают с величиной, воспроизводимой мерой, К С. с м., в частности, относятся: метод
противопоставления, в к-ром на прибор сравнения (компаратор) одновременно действуют две величины — измеряемая и воспроизводимая мерой (пример: измерения массы сравнением её с гирями на
равно-плечных весах); дифф. метод, в к-ром на компаратор действует разность величин (напр.,
сравнение длин концевых мер на интерферометре); нулевой метод, в к-ром результирующий эффект
доводят до нуля (напр., при измерении сопротивления мостом пост. тока с полным его
уравновешиванием); метод замещения, в к-ром измеряемую
величину замещают величиной, воспроизводимой мерой (напр., при взвешивании с поочерёдным
помещением тела и гирь на одну и ту же чашку весов); метод совпадений, в к-ром разность между
величинами измеряют, используя совпадения отметок на шкалах или сигналов (реализуется, напр.,
при помощи нониуса или стробоскопа). С. с м. осуществимо лишь для величин, к-рые можно
воспроизвести при помощи мер. Как правило, С. с м. обеспечивает более высокую точность
измерений, чем метод непосредств. оценки (~0,01% и выше в электрич. измерениях, ~0,001% и выше
при взвешивании), т. к. погрешность результата в осн. определяется незначит. погрешностью меры,
остальные погрешности обычно удаётся сделать малыми.
• Бурдун Г. Д., Марков Б. Н., Основы метрологии, 2 изд., М., 1975.
К. П. Широков.
СРЕДСТВА ИЗМЕРЕНИЙ, технич. средства, применяемые для проведения эксперим. части
измерений и имеющие нормированные метрологич. св-ва. С. и. явл. носителями единиц, в к-рых
хотят выразить измеряемые величины. К С. и. относятся меры, измерительные приборы, а также состоящие из них измерит. установки и системы.
К. П. Широков.
СРОДСТВО К ЭЛЕКТРОНУ, способность нек-рых нейтральных атомов, молекул и свободных
радикалов присоединять добавочные эл-ны, превращаясь в отрицат. ионы. Мерой этой способности
служит положит. энергия С. к э. , равная разности энергии нейтрального атома (молекулы) в
основном состоянии и энергии осн. состояния отрицат. иона, образовавшегося после присоединения
эл-на.
У большинства атомов С. к э. связано с тем, что их внеш. электронные оболочки не заполнены (см.
Атом). Таковы атомы Н и элементов 1-й группы периодической системы элементов (имеющие лишь
1 внеш. s-эл-н), а также атомы элементов 3—7-й групп (неполное число р-эл-нов). Атомы с двумя
внеш. s-эл-нами, как правило, не обладают С. к э. (щелочноземельные элементы, Hg и др.). Захват добавочного эл-на атомами Fe, Co и Ni, у к-рых в норм. состоянии тоже 2 внеш. s-эл-на, приводит, как
принято считать, к заполнению свободного места на внутр. оболочке 3d.
Величина  точно определена лишь для немногих атомов (данные о  молекул и радикалов б. ч.
недостаточно надёжны). Прямо измерить  атомов можно, напр., определив длину волны света 0,
соответствующую т. н. порогу фотоотщепления (фотоотрыва) эл-на от отрицат. иона: =hс/0 (с —
скорость света в вакууме). Этим методом были установлены величины  атомов С, О, S, I, Сl.
Типичные значения  атомов (в эВ): Н — 0,754; С — 1,2; О - 1,46; S — 2,07—2,33; F — 3,40—3,62; Сl
—
3,82; I — 3,08—3,23. Величины ОС молекул и радикалов колеблются в широких пределах. В ряде
случаев они составляют доли эВ, но для NO2 >3 эВ, для ОН 2 эВ, для CN >3 эВ.
• Таблицы физических величин. Справочник, под ред. И. К. Кикоина, М., 1976.
СРЫВА РЕАКЦИЯ, прямая ядерная реакция, при к-рой ядро захватывает у налетающей на ядро
ч-цы, один или неск. нуклонов. Наиболее изучены С. p. (d, p), (d, n). С. р. осуществляется на
периферии ядра.
СТАТИКА (от греч. statike — учение о весе, о равновесии), раздел механики, посвящённый
изучению условий равновесия материальных тел под действием сил. С. разделяют на
геометрическую и аналитическую. В основе аналитич. С. лежит возможных перемещений принцип,
дающий условия равновесия любой механич. системы. Геом. С. основывается на т. н. аксиомах С.,
являющихся следствиями осн. законов механики и выражающих св-ва сил, действующих на
материальную точку и абсолютно тв. тело, т. е. тело, расстояния между точками к-рого всегда
остаются неизменными. Методами геом. С. изучается равновесие тв. тела; при этом рассматриваются
решения след. двух типов задач:
1) приведение систем сил, действующих на тв. тело, к простейшему виду;
2) определение условий равновесия сил, действующих на тв. тело.
Необходимые и достаточные условия равновесия упруго деформируемых тел, а также жидкостей и
газов рассматриваются соответственно в упругости теории, гидростатике и аэростатике.
К осн. понятиям С. относится понятие о силе, о моменте силы относительно центра и относительно
оси и о паре сил. Сложение сил и их моментов относительно центра производится по правилу
сложения векторов. Величина R, равная геом. сумме всех сил Fk, действующих на данное тело, наз.
главным вектором этой системы сил, а величина МO, равная геом. сумме моментов mO(Fk) этих сил
относительно центра О, наз. главным моментом системы сил относительно указанного центра:
R=Fk, MO=mO(Fk).
Решение задачи приведения сил даёт след. основной результат: любая система сил, действующих на
абсолютно тв. тело, эквивалентна одной силе, равной главному вектору R системы и приложенной в
произвольно выбранном центре О, и одной паре сил с моментом, равным главному моменту MO
системы относительно этого центра. Отсюда следует, что любую систему действующих на тв. тело
сил можно задать её главным вектором
717
Неравновесная С. т. даёт статистич. обоснование термодинамики неравновесных процессов (ур-ний
переноса энергии, импульса, массы) и позволяет получить выражения для входящих в ур-ния
переноса коэфф. (кинетич. коэфф.) на основе законов вз-ствия и движения ч-ц системы.
• Рейф Ф., Статистическая физика, пер. с англ., М., 1972 (Берклеевский курс физики, т. 5); М а й е р
Дж., Гепперт-Майер М., Статистическая механика, пер. с англ., 2 изд., М., 1980; Зубарев Д. Н.,
Неравновесная статистическая термодинамика, М., 1971; см. также лит. при ст. Статистическая
физика,
СТАТИСТИЧЕСКАЯ ФИЗИКА, раздел физики, посвящённый изучению св-в макроскопич. тел, т.
е. систем, состоящих из очень большого числа одинаковых ч-ц (молекул, атомов, эл-нов и т. д.),
исходя из св-в этих ч-ц и вз-ствий между ними.
Изучением макроскопич. тел занимаются и др. разделы физики — термодинамика, механика
сплошных сред, электродинамика сплошных сред, гидродинамика. Однако при решении конкретных
задач методами этих дисциплин в соответствующие ур-ния всегда входят неизвестные параметры
или ф-ции, характеризующие данное тело. Так, для решения задач гидродинамики необходимо знать
уравнение состояния жидкости или газа, теплоёмкость жидкости, её коэфф. вязкости и т. п. Все эти
зависимости и параметры можно, разумеется, определять экспериментально, поэтому методы, о крых идёт речь, наз. феноменологическими. Статистическая же физика позволяет, по крайней мере в
принципе, а часто и фактически, вычислить все эти величины, если известны силы вз-ствия между
атомами и молекулами. Т. о., С. ф. использует сведения о «микроскопическом» строении тел и её
поэтому наз. микроскопич. теорией.
Поведение системы, состоящей из сравнительно небольшого числа ч-ц, можно описывать чисто
механически. Иными словами, если в какой-то момент времени известны координаты и скорости
всех ч-ц системы и известен закон их вз-ствия, то, решая ур-ния классич. механики, можно найти эти
координаты и скорости в любой последующий момент времени и тем самым полностью определить
состояние системы.
Такой путь построения теории невозможен, однако, для макроскопич. тел, состоящих из очень
большого гасла ч-ц. Напр., в 1 см3 газа при гемп-pe 0°С и давлении в 1 атм содержится примерно
2,7•1019 молекул. Невозможно ни решить ур-ния для такого числа молекул, ни получить информацию
о координатах и скоростях всех молекул в нач. момент. Однако именно большое число ч-ц в
макроскопич. телах приводит к появлению новых, статистич. закономерностей в поведении таких
тел. Это поведение в широких пределах не зависит от конкретных нач. условий —
от точных значении нач. координат и скоростей ч-ц. Важнейшее проявление этой независимости —
известный из опыта факт, что система, изолированная от внеш. воздействий, с течением времени
приходит в равновесное состояние, св-ва к-рого определяются только такими общими хар-ками нач.
состояния, как число ч-ц, их суммарная энергия и т. п. (см. Равновесие термодинамическое). Для
теории, описывающей статистич. закономерности, характерно вычисление не точных значений разл.
физ. величин для макроскопич. тел, а ср. значений этих величин по времени. Рассмотрим, напр.,
молекулы, находящиеся в нек-ром выделенном в газе достаточно большом, макроскопич. объёме.
Число таких молекул с течением времени будет меняться из-за их движения. В равновесном состоянии изменение числа молекул в объёме будет носить хар-р беспорядочных колебаний — флуктуации
— относительно нек-рого ср. значения. При большом числе ч-ц в объёме эти колебания будут малы
по сравнению со ср. числом ч-ц, так что для хар-ки макроскопич. состояния достаточно знать именно
это ср. значение.
Функция распределения. Рассмотрим систему, состоящую из N ч-ц, для простоты считая, что ч-цы не
имеют внутр. степеней свободы. Состояние такой системы определяется заданием 6N переменных —
3N координат qi; и 3N импульсов рi ч-ц [совокупность этих переменных сокращённо будем
обозначать (р, q)]. Вычислим ср. значение F~(p, q) по интервалу времени  нек-рой физ. величины
F(p, q), являющейся ф-цией этих координат и импульсов (напр., энергии системы или числа ч-ц, на-
ходящихся в данном объёме). Для этого разобьём интервал (0, т) на s равных малых отрезков tа (а=1,
2, . . ., s). Тогда по определению
В пределе s (или а 0) сумма переходит в интеграл:
К важнейшему в С. ф. понятию ф-ции распределения можно естеств. образом прийти, если
рассмотреть пр-во 6N измерений, соответствующих числу координат и импульсов ч-ц системы; оно
наз. фазовым пространством. Каждому значению времени t соответствуют определ. значения всех q и
р, т. е. нек-рая точка в фазовом пр-ве, изображающая состояние системы в данный момент времени t.
Разобьём всё фазовое пр-во на элементы, размер к-рых dp, dq мал по сравнению с характерными для
данного состояния системы значениями q и р, но ещё настолько велик, что в каждом из них
находится много точек, изображающих состояние системы в разл, моменты времени t. Тогда число
таких точек в элементе объёма будет примерно пропорц. величине этого объёма dpdq. Если обозначить коэфф. пропорциональности через w(p, q), то это число для элемента с центром в нек-рой
точке (р, q) запишется в виде:
w(p, q) dpdq,
(2)
где dpdq=dp1dqldp2dq2 . . . dp3N dq3N — объём выбранного элемента фазового пр-ва. Ср. значение (1) с
учётом малости этих элементов объёма можно переписать как
F~(t)=∫F[p(t),q(t)]w(p,q, t)dpdq (3)
(интегрирование по координатам производится по всему объёму системы, по импульсам — от - до
+). Ф-ция w(p, q, t) наз. функцией распределения по координатам и импульсам ч-ц. Она удовлетворяет условию нормировки:
∫w(p, q, t)dpdq =1.
(4)
Из (3) и (4) видно, что wdpdq есть не что иное, как вероятность нахождения системы в элементе dpdq
фазового пр-ва.
Ф-ции распределения можно дать и др. истолкование, если рассматривать одновременно большое
число одинаковых систем и считать, что каждая точка в фазовом пр-ве изображает состояние одной
такой системы. Тогда усреднение по времени в (1) можно понимать как усреднение по совокупности
этих систем, или, как говорят, по статистическому ансамблю.
Осн. положением С. ф. явл. утверждение о возможности определить ф-цию распределения из общих
соображений (не решая ур-ний движения) для систем, находящихся в состоянии термодинамич.
равновесия. Действительно, можно показать, что ф-ция распределения явл. интегралом движения
системы, т. е. остаётся постоянной, если р и q меняются в соответствии с ур-ниями движения (см.
Лиувилля теорема).
При движении замкнутой системы не меняется её энергия, поэтому все точки в фазовом пр-ве,
изображающие состояние системы в разные моменты времени, должны лежать на нек-рой
«гиперповерхности», соответствующей нач. значению энергии ξ. Ур-ние этой поверхности имеет
вид:
Н(p, q)=ξ,
где Н(р, q) — энергия системы, выраженная через координаты и импульсы, т. е. её Гамильтона
функция.
719
Существенно, что изменение состояния системы из мн. ч-ц носит крайне запутанный хар-р. Поэтому
с течением времени точки, отвечающие определ. состояниям, распределяются по поверхности пост.
энергии равномерно (см. Эргодическая гипотеза). Такое равномерное распределение по
изоэнергетич. поверхности описывается ф-цией распределения вида:
w(p, q)=A()[H(p,q)-ξ], (5)
где [Н(р, q)-ξ] — дельта-функция, отличная от нуля только при Н=ξ, т. е. на этой поверхности; А —
постоянная, определяемая из условия нормировки (4). Ф-ция распределения (5), наз.
микроканоническим распределением Гиббса, позволяет вычислять ср. значения всех физ. величин по
ф-ле (3), не решая ур-ний движения.
При выводе выражения (5) предполагалось, что единственная сохраняющаяся при движении системы
величина, от к-рой зависит w, это энергия системы. Разумеется, сохраняются также импульс и
момент импульса, но эти величины можно исключить, предположив, что рассматриваемая система
заключена в неподвижный жёсткий ящик, к-рому ч-цы могут отдавать импульс и момент (т. о.,
макроскопич. импульс и момент импульса у системы отсутствуют). Наличие такого ящика не
сказывается на статистич. св-вах системы.
Фактически обычно рассматриваются не замкнутые системы, а макроскопич. тела, являющиеся
малыми частями, или подсистемами, к.-л. замкнутой системы. Ф-ция распределения для подсистемы
будет отлична от (5), но не будет зависеть от конкретного хар-ра остальной части системы — т. н.
термостата. Поэтому ф-цию распределения подсистемы можно определить, считая, напр., что
термостат обладает св-вами идеального газа. Чтобы найти ф-цию распределения для подсистемы,
нужно проинтегрировать выражение (5) по координатам и импульсам ч-ц термостата. В результате
получится:
w(p, q)=e[F-H(p, q)]kT. (6) Здесь F — свободная энергия. Коэфф. eF/kT определяется из условия нормировки (4):
-F/kT
=Z=∫e-H(p, q)/kTdpdq. (6, а)
e
Распределение (6) наз. каноническим распределением Гиббса или просто канонич. распределением, а
величина Z — статистическим интегралом. В отличие от микроканонич. распределения, энергия
системы в канонич. распределении Гиббса не задана. Точки, изображающие состояния системы,
сосредоточены в тонком, но конечной толщины слое, прилегающем к энергетич. поверхности,
соответствующей
ср. значению энергии, что означает возможность обмена энергией с термостатом. В остальном в
применении к определённому макроскопич. телу оба распределения приводят по существу к одним и
тем же результатам. Разница лишь в том, что при микроканонич. распределении все ср. значения
оказываются выраженными через энергию тела, а при канонич. распределении — через темп-ру.
Если тело состоит из двух невзаимодействующих частей 1 и 2 с ф-циями Гамильтона Н1 и H2, то для
тела Н=Н1+Н2 и, согласно (6), ф-ция распределения тела разбивается на произведение ф-ций
распределения для каждой из частей, так что эти части оказываются статистически независимыми.
Ф-ла (6) справедлива для систем, к-рые описываются классич. механикой. В квантовой механике
энергетич. спектр системы конечного объёма дискретен. Вероятность подсистеме находиться в
состоянии с энергией ξn даётся ф-лой, аналогичной (6):
причём условие нормировки nwn=1 можно переписать в виде:
Величина Z наз. статистической суммой системы; сумма в выражении (8) берётся по всем
возможным состояниям системы.
Для системы, с достаточной точностью описываемой классич. механикой, в ф-ле (8) можно перейти
от суммирования по состояниям к интегрированию по координатам и импульсам системы. При этом
на каждое квант. состояние приходится в фазовом пр-ве «клетка» (или «ячейка») объёмом (2ћ)3N,
где ћ — Планка постоянная. Иными словами, суммирование по и сводится к интегрированию по
dpdq(2ћ)3N. Ввиду неразличимости (тождественности) одинаковых ч-ц в квант. механике их
перестановка не меняет состояния системы. Поэтому, если интегрировать по всем р и q, необходимо
поделить интеграл на число перестановок из N ч-ц, т. е. на N! Окончательно классич. предел
статистич. суммы имеет вид:
Приведённые ф-лы относятся к случаю, когда число ч-ц в подсистеме задано. Если выбрать в кач-ве
подсистемы определ. элемент объёма всей системы, через поверхность к-рого ч-цы могут покидать
подсистему и возвращаться в неё, то вероятность нахождения подсистемы в состоянии с энергией ξ и
числом ч-ц N даётся ф-лой большого канонического распределения Г и б б с а:
в к-рой параметр  — химический потенциал, определяющий ср. число ч-ц в подсистеме; величину 
определяют из условия нормировки [см. ф-лу (11)].
Статистическое истолкование термодинамики. Важнейший результат С. ф.— установление
статистич. смысла термодинамич. величин. Это даёт возможность вывести законы термодинамики из
осн. представлений С. ф. и вычислять термодинамич. величины для конкретных систем. Прежде
всего термодинамическая внутренняя энергия отождествляется со ср. энергией системы. Первое
начало термодинамики получает тогда очевидное истолкование как выражение закона сохранения
энергии при движении составляющих тело ч-ц.
Далее, пусть ф-ция Гамильтона системы зависит от нек-рого параметра  (координаты стенки сосуда,
в к-рый заключена система, внеш. поля и т. п.). Тогда производная дН/д будет обобщённой силой,
соответствующей этому параметру, а величина (дH/д)d после усреднения даёт механич. работу,
совершаемую над системой при изменении этого параметра. Если продифференцировать выражение
ξ∫Hwdpdq для ср. энергии системы с учётом ф-лы (6) и условия нормировки, считая переменными К
и Т, то получится тождество
т. к. первый член справа равен ср. работе dA, совершаемой над телом, а последний член есть
полученное телом кол-во теплоты. Сравнивая это выражение с соотношением
dξ=dA+TdS,
представляющим собой объединённую запись первого и второго начал термодинамики (см. Второе
начало термодинамики) для обратимых процессов, находим, что Т в (6) действительно равна абс.
темп-ре тела, а производная дF/дТ — взятой с обратным знаком энтропии S. Это означает, что F —
свободная энергия тела.
Особое значение имеет статистич. истолкование энтропии, к-рое следует из ф-лы (8). Формально
суммирование в этой ф-ле производится по всем состояниям с энергией ξn, но фактически ввиду
малости флуктуации энергии в распределении Гиббса существенно лишь относительно небольшое их
число с энергией вблизи ср. энергии. Число этих существенных состояний ~n можно определить,
ограничив суммирование в (8) интервалом ~n, заменив ξn на ср. энергию ξ~ и вынеся экспоненту изпод знака суммы. Тогда сумма даст ~n и (8) примет вид:
720
С другой стороны, согласно термодинамике, F=ξ-TS, что даёт связь энтропии с числом микроскопич.
состояний ~n в данном макроскопич. состоянии, иначе говоря, со статистическим весом
макроскопич. состояния, т. е. с его вероятностью:
S=kln~n.
(10)
При темп-ре абс. нуля любая система находится в определённом осн. состоянии, в к-ром ~n=1, S=0.
Это утверждение выражает собой третье начало термодинамики. Здесь существенно, что для
однозначного определения энтропии нужно пользоваться именно квант. ф-лой (8); в чисто классич.
статистике энтропия определена только с точностью до произвольного слагаемого.
Смысл энтропии как меры вероятности состояния сохраняется и по отношению к произвольным (не
обязательно равновесным) состояниям. В состоянии равновесия энтропия имеет максимально
возможное в данных внеш. условиях значение. Это означает, что равновесное состояние явл.
состоянием с максимальным статистич. весом, наиболее вероятным состоянием. Процесс перехода
системы из неравновесного состояния в равновесное есть процесс перехода из менее вероятных
состояний в более вероятные; это выясняет статистич. смысл закона возрастания энтропии, согласно
к-рому энтропия замкнутой системы может только увеличиваться.
Ф-ла (8), связывающая свободную энергию F со статистич. суммой, явл. основой для вычисления
термодинамич. величин методами С. ф. Она используется, в частности, для построения статистич.
теории электрич. и магн. св-в в-ва. Напр., для вычисления магн. момента тела в магн. поле следует
вычислить статистич. сумму и свободную энергию. Магн. момент тела даётся ф-лой: М =-(дF/дH),
где Н— напряжённость I внеш. магн. поля.
Аналогично (8) условие нормировки I в большом канонич. распределении I (9) определяет
термодинамич. потенциал :
e-/kT=ne-(ξn-Nn)/kT.
(11)
I Этот потенциал связан с F соотношением =F-N.
Приложения С. ф. к изучению тех I или иных св-в конкретных систем I сводятся по существу к
приближённому вычислению статистич. суммы I с учётом специфич. св-в системы, упрощающих
расчёт.
В случае газов таким упрощающим обстоятельством явл. их разрежённость, в силу к-рой взствие между I молекулами играет относительно малую роль. В первом приближении можно
вообще пренебречь этим вз-ствием и считать газ идеальным. Вз-ствие I же можно учесть как
поправку. В результате. термодинамич. ф-ции удаётся представить в виде т. н. вириального
разложения по малому параметру — плотности. В квант. статистике при низких темп-рах оказываются совершенно различными св-ва газов, состоящих из ч-ц с целым спином (бозонов) и
полуцелым спином (фермионов), см. Вырожденный газ.
Приближённое вычисление статистич. суммы для крист. тв. тел основано на малости амплитуды
колебаний атомов кристалла около их положений равновесия.
В жидкостях вз-ствие между молекулами и амплитуды их колебаний нельзя считать малыми.
Поэтому вычисление термодинамич. ф-ций жидкостей требует дополнительных упрощающих
предположений и сложных расчётов.
Ситуация упрощается при темп-рах, низких по сравнению с темп-рой вырождения жидкости. В этих
условиях тепловое движение в жидкости можно рассматривать как появление в ней элем.
возбуждений (квазичастиц), обладающих импульсом и энергией, связанными определённым
дисперсии законом. При низких темп-рах эти квазичастицы образуют идеальный газ, что позволяет
вычислить термодинамич. ф-ции в-в в соответствующих условиях. С теоретической точки зрения к
таким квант. жидкостям относятся, кроме жидких при норм. давлении вплоть до абс. нуля темп-ры
4
Не и 3Не, также электронная жидкость в металле, система спинов в ферромагнетиках и др.
Большое значение имеет представляемая С. ф. возможность вычисления констант хим. равновесия,
определяющих равновесные концентрации реагирующих в-в. Термодинамич. теория даёт условие
равновесия в виде равенства нулю нек-рой комбинации хим. потенциалов этих в-в. В выражения для
хим. потенциалов входит постоянная Планка, поэтому квант. эффекты существенны даже для реакций между классич. газами. Важным частным случаем ф-л хим. равновесия явл. Саха формула,
определяющая равновесную степень ионизации газа. При решении задач квантовой С. ф., прежде
всего при исследовании св-в квант. жидкостей, важное значение имеют методы квантовой теории
поля, введённые в С. ф. сравнительно недавно. Осн. роль в этих методах играет ф-ция Грина
макроскопич. системы, аналогичная ф-ции Грина в квант. теории поля. Полюсы этой ф-ции
определяют закон дисперсии квазичастиц. Существует регулярный метод вычисления ф-ций Грина в
виде ряда по степеням энергии вз-ствия между ч-цами. Каждый член этого ряда содержит многократные интегралы по энергиям и импульсам от ф-ций Грина невзаимодействующих ч-ц и может быть
изображён графически в виде диаграмм, аналогичных Фейнмана диаграммам. Каждая из этих
диаграмм имеет определённый физ. смысл, что позволяет отделить в бесконечном ряду члены,
ответственные за интересующее явление, и просуммировать их. Существует также диаграммная
техника для вычисления температурных ф-ций Грина, позволяющих вычислить термодинамич,
величины без рассмотрения квазичастиц.
При непрерывном изменении внеш. параметров (напр., давления или темп-ры) св-ва системы могут
при нек-рых значениях параметров измениться скачкообразно, т. е. произойдёт фазовый переход.
Фазовые переходы делятся на переходы I рода, сопровождающиеся выделением теплоты перехода и
скачкообразным изменением объёма (к ним относится, напр., плавление), и II рода, в к-рых теплота
перехода и скачок объёма отсутствуют (напр., переход жидкого гелия в сверхтекучее состояние).
Статистич. теория фазовых переходов составляет важную, но ещё далёкую от завершения область С.
ф. Наибольшую трудность для теор. исследования представляют при этом св-ва в-ва вблизи линии
фазового перехода II рода и вблизи критической точки фазового перехода I рода. С матем. точки
зрения термодинамич. ф-ции системы имеют здесь особенности. Вблизи этих точек происходят своеобразные критические явления. В то же время здесь аномально возрастают флуктуации, и
рассмотренные выше приближённые методы С. ф. оказываются неприменимыми. Поэтому важную
роль играет рассмотрение точно решаемых моделей, в к-рых есть переходы (напр., т. н. модель
Изинга).
В основе С. ф. лежит тот факт, что физ. величины, характеризующие макроскопич. тела в
равновесных условиях, с большой точностью равны своим ср. значениям. Это равенство явл. всё же
приближённым, в действительности все величины испытывают малые беспорядочные отклонения от
ср. значений — флуктуации. Существование флуктуации имеет большое принципиальное значение,
т. к. прямо доказывает статистич. хар-р термодинамич. закономерностей. Кроме того, флуктуации
играют роль шума, мешающего физ. измерениям и ограничивающего их точность.
С. ф. неравновесных процессов. Всё большее значение приобретает кинетика физическая — раздел
С. ф., изучающий процессы в системах, находящихся в неравновесных состояниях. Здесь возможны
две постановки вопроса. Во-первых, можно рассматривать систему в нек-ром неравновесном
состоянии и следить за её переходом в состояние равновесия. Во-вторых, можно рассматривать систему, неравновесное состояние к-рой поддерживается внеш. условиями, напр. тело, в к-ром задан
градиент
721
темп-ры, протекает электрич. ток и т. п., или тело, находящееся в перемен. внеш. поле.
Если отклонение от равновесия мало, неравновесные св-ва системы описываются т. н.
кинетическими коэффициентами. Примерами явл. коэфф. вязкости, теплопроводности и диффузии,
электропроводность металлов и т. п. Эти величины удовлетворяют принципу симметрии кинетич.
коэффициентов, выражающему симметрию ур-ний механики относительно изменения знака времени
(см. Онсагера теорема). В силу этого принципа, напр., электропроводность кристалла описывается
симметричным тензором.
Описание сильно неравновесных состояний, а также вычисление кинетич. коэфф. производятся при
помощи кинетического уравнения. Оно представляет собой интегродифф. ур-ние для одночастичной
ф-ции распределения, к-рая получается из введённой равенством (2) N-частичной ф-ции
распределения интегрированием по координатам и импульсам всех ч-ц, кроме одной. В квант. случае
вместо одночастичной ф-ции распределения пользуются одночастичной матрицей плотности, или
статистич. оператором. Такое замкнутое, т. е. не содержащее др. величин, ур-ние невозможно
получить в общем виде. При его выводе необходимо использовать малые параметры, имеющиеся в
данной конкретной задаче. Важнейшим примером явл. кинетическое уравнение Больцмана,
описывающее установление равновесия в газе за счёт столкновений между молекулами. Конкретный
вид этого ур-ния зависит от коэфф. сечения рассеяния молекул друг на друге. Если это сечение известно, то можно вычислить кинетич. коэфф. газа. Ур-ние Больцмана учитывает только парные
столкновения между молекулами и описывает только первый неисчезающий член разложения этих
коэфф. по плотности газа. Удалось найти и более точное ур-ние, учитывающее также тройные
столкновения, что позволило вычислить следующий член разложения.
Особую проблему представляет вывод кинетич. ур-ния для плазмы. Из-за медл. убывания
кулоновских сил с расстоянием даже при парных столкновениях существенно влияние остальных чц.
Неравновесные состояния тв. тел и квант. жидкостей можно при низких темп-рах рассматривать как
неравновесные состояния газа соответствующих квазичастиц. Поэтому кинетич. процессы в таких
системах описываются кинетич. ур-ниями для квазичастиц, учитывающими столкновения между
ними и процессы их взаимного превращения.
Новые возможности открыло применение в физ. кинетике методов
квант. теории поля. Кинетич. коэфф. системы можно выразить через её ф-цию Грина, для к-рой
существует общий способ вычисления при помощи диаграмм, без введения квазичастиц. Это
позволяет в ряде случаев исследовать неравновесные св-ва систем, даже когда не выполняются
условия применимости кинетич. ур-ния.
Основные вехи развития С. ф. С. ф. целиком основана на представлениях об ат. строении материи.
Поэтому нач. период развития С. ф. совпадает с развитием атомистич. представлений (см. Атомная
физика). Развитие С. ф. как раздела теор. физики началось в сер. 19 в. В 1859 англ. физик Дж.
Максвелл определил ф-цию распределения молекул газа по скоростям. В 1860—70 нем. физик Р.
Клаузиус ввёл понятие длины свободного пробега и связал её с вязкостью и теплопроводностью газа.
Примерно в то же время австр. физик Л. Больцман обобщил распределение Максвелла на случай,
когда газ находится во внеш. поле, доказал теорему о распределении энергии по степеням свободы,
вывел кинетич. ур-ние, дал статистич. истолкование энтропии и показал, что закон её возрастания
явл. следствием кинетич. ур-ния. Нем. физик П. Друде (1900) и голл. физик X. Лоренц (1904)
применили кинетич. теорию для объяснения св-в металлов. Построение классич. С. ф. было завершено к 1902 в работах амер. физика Дж. У. Гиббса. Теория флуктуации была развита в 1905—06 в
работах польск. физика М. Смолуховского и А. Эйнштейна. В 1900 нем. физик М. Планк вывел закон
распределения энергии в спектре излучения чёрного тела, положив начало развитию как квант.
механики, так и квантовой С. ф. В 1907 Эйнштейн применил квант. теорию для вычисления
теплоёмкости тв. тел, а нем. физик В. Нернст (1911) — теплоёмкости газов.
В 1924 инд. физик Ш. Бозе нашёл распределение по импульсам световых квантов и связал его с
распределением Планка. Эйнштейн обобщил распределение Бозе на газы с заданным числом ч-ц.
Итал. физик Э. Ферми в 1925 получил ф-цию распределения ч-ц, подчиняющихся принципу Паули, а
англ. физик П. А. М. Дирак установил связь этого распределения и распределения Бозе —
Эйнштейна с матем. аппаратом квант. механики. Дальнейшее развитие С. ф. в 20 в. шло под знаком
приложения её осн. принципов к исследованию конкретных проблем.
• Классические труды: Больцман Л., Лекции по теории газов, пер. о нем., М., 19515; его же, Статьи и
речи, пер. с нем., М., 1970; Г и б б с Дж. В., Основные принципы статистической механики..., пер. с
англ., М.— Л., 1946; Учебники: А н с е л ь м А. И., Основы статистической физики и термодинамики,
М., 1973; Леонтович М. А., Статистическая физика, М.— Л., 1944; Ландау Л. Д.,
Л и ф ш и ц В. М., Статистическая физика, 3 изд., ч. 1, М., 1976 (Теоретическая физика, т. 5);
Лифшиц Е. М., Питаевский Л. П., Статистическая физика, ч. 2, М., 1978 (Теоретическая физика, т. 9);
Лифшиц Е. М., Питаевский Л. П., Физическая кинетика, М., 1979 (Теоретическая физика, т. 10); М а
й е р Дж., Г е п п е р т-М а й е р М., Статистическая механика, пер. с англ., 2 изд., М., 1980; Р е й ф
Ф., Статистическая физика, пер. с англ., М., 1977 (Берклеевский курс физики); К и т т е л ь Ч.,
Статистическая термодинамика, пер. с англ., М., 1977; Лит. по спец. вопросам: Абрикосов А. А.,
Горьков Л. П., Дзялошинский И. Е., Методы квантовой теории поля в статистической физике, М.,
1962; Б а л е с к у Р., Равновесная и неравновесная статистическая механика, пер. с англ., т. 1—2, М.,
1978; Боголюбов Н. Н., Проблемы динамической теории в статистической физике, М.—Л., 1946; Г у
р е в и ч Л. Э., Основы физической кинетики, Л.— М., 1940; С и л и н В. П., Введение в
кинетическую теорию газов, М., 1971.
Л. П. Питаевский.
СТАТИСТИЧЕСКИЙ АНСАМБЛЬ, совокупность очень большого числа одинаковых физ. систем
многих ч-ц («копий» данной системы), находящихся в одинаковых макроскопич. состояниях; при
этом микроскопич. состояния системы могут различаться, но совокупность их обязательно должна
отвечать заданным значениям макроскопич. параметров, определяющих её макроскопич. состояние.
Примеры С. а.: энергетически изолированные системы при заданном значении полной энергии
(микроканонический ансамбль Гиббса), системы в контакте с термостатом заданной темп-ры (канонический ансамбль Гиббса), системы в контакте с термостатом и резервуаром ч-ц (Гиббса большой
канонический ансамбль). С. а.— понятие статистической физики, позволяющее применять к
решению физ. задач методы теории вероятностей.
Д. Н. Зубарев.
СТАТИСТИЧЕСКИЙ ВЕС, в квантовой механике и квантовой статистике — число разл. квант.
состояний с данной энергией, т. е. кратность вырождения состояния. Если энергия принимает
непрерывный ряд значений, то под С. в. понимают число состояний в данном интервале значений
энергии. В классич. статистике С. в. наз. величину фазового объёма системы, соответствующего
данному интервалу энергии. См. Статистическая физика.
СТАТИСТИЧЕСКИЙ ИНТЕГРАЛ, величина Z, обратная нормирующему множителю в
каноническом распределении Гиббса в статистич. физике классич. систем и равная интегралу по всем
фазовым переменным р, q системы:
где Н(р, q) — Гамильтона функции, системы, зависящая от всех координат q и импульсов р её ч-ц, N
— число ч-ц. С. и. позволяет вычислить все потенциалы термодинамические классич. системы,
когда можно пренебречь квант. эффектами. Напр., свободная энергия (Гельмгольца энергия) F=kTlnZ. В квант. статистич. фи722
зике величине С. и. соответствует статистическая сумма.
СТАТИСТИЧЕСКИЙ ОПЕРАТОР (матрица плотности), оператор, с помощью к-рого можно
вычислить ср. значение любой физ. величины в квантовой механике и в квантовой статистической
физике. С. о. описывает состояние системы, но основанное на полном (в смысле квант. механики)
наборе данных о системе (смешанное состояние).
СТАТИСТИЧЕСКОЕ РАВНОВЕСИЕ, см. Равновесие статистическое.
СТАЦИОНАРНОГО ДЕЙСТВИЯ ПРИНЦИП, то же, что наименьшего действия принцип.
СТАЦИОНАРНОЕ СОСТОЯНИЕ в физике, состояние физ. системы, при к-ром нек-рые
существенные для хар-ки системы величины (разные в разных случаях) не меняются со временем.
Напр., состояние потока жидкости стационарно, если скорость движения (и др. хар-ки) остаётся в
каждой точке пр-ва неизменной. В квант. механике С. с. наз. состояние, в к-ром энергия имеет
определённое (и не меняющееся со временем) значение. О С. с. в термодинамике см. Открытые
системы, Пригожина теорема. Состояние системы наз. квазистационарным, если величины, при
постоянстве к-рых оно было бы стационарным, медленно меняются со временем. При этом
соотношения между разными св-вами системы остаются прибл. такими же, как и в С. с.
СТАЦИОНАРНОЕ СОСТОЯНИЕ АТОМА, состояние атома с определ. внутр. энергией, находясь
в к-ром атом не излучает. Переход атома из одного стационарного состояния в другое происходит
скачкообразно, при этом атом излучает или поглощает определ. порцию (квант) энергии. Каждому
атому отвечает определ. набор энергий, характеризующих С. с. а.,— система уровней энергии.
Существование С. с. а. было постулировано дат. физиком Н. Бором (1913) в его теории атома (см.
Атомная физика) и получило обоснование в квантовой механике.
СТЕКЛООБРАЗНОЕ СОСТОЯНИЕ, аморфное состояние в-ва, формирующееся при
затвердевании переохлаждённого расплава. Обратимость перехода из С. с. в расплав и из расплава в
С. с. (стеклование) явл. особенностью, к-рая отличает С. с. от др. аморфных состояний. Постепенное
возрастание вязкости расплава препятствует кристаллизации в-ва, т. е. переходу к термодинамически
более устойчивому крист. состоянию с меньшей свободной энергией. Процесс стеклования
характеризуется температурным интервалом. Переход в-ва из С. с. в кристаллическое явл. фазовым
переходом I рода.
В С. с. может находиться значит. число простых в-в (S, Se, As, Р); окислов (В2О3, SiO2, GeO2, As2O3,
Sb2O3, FeO2, V2O5); водных р-ров Н2О2, H2SO4, H3PO4, HClO4, H2SeO4, H2CrO4, NH4OH, КОН, НСl,
LiCl; халькогенидов ряда элементов (As, Ge, P); нек-рых галогенидов и карбонатов. Многие из этих
в-в составляют основу сложных по составу стёкол.
В-во в С. с. представляет собой жёсткую систему атомов и ат. групп, преим. с ковалентной связью
между ними. Дифракц. методы исследования (рентгеновский структурный анализ,
электронография, нейтронография) позволяют определить упорядоченность в расположении
соседних атомов в-в в С. с. (ближний порядок, см. Дальний и ближний порядок). Измеряя дифракц.
максимумы и их интенсивности, строят т. н. кривую радиального распределения атомов (рис.).
Расстояния между максимумами этой кривой соответствуют межат. расстояниям, а площадь,
ограниченная максимумами, даёт информацию о ср. числе атомов, находящихся на соответствующем
расстоянии от данного.
В-ва в С. с. в среднем изотропны, хрупки, имеют раковистый излом при сколе, часто прозрачны (для
видимых, ИК, УФ, рентгеновских и -лучей). Местные механич. напряжения и неоднородность
структуры в-ва в С. с. обусловливают двойное лучепреломление (переменное в пределах образца).
Практически все стёкла слабо люминесцируют (см. Люминесценция). Для усиления этого эффекта в
них добавляют активаторы — редкозем. элементы, уран и др. Используя вспомогат. возбуждение
большой мощности (накачку) и подобранные активаторы, получают мощное когерентное излучение
(см. Твердотельные лазеры). В-ва в С. с., как правило, диамагнитны, примеси окислов редкозем. металлов делают их парамагнитными. Из нек-рых стёкол спец. состава получают ситаллы (материалы,
состоящие из одной или неск. кристаллич. фаз, равномерно распредел. в стекловидной фазе). По
электрич. св-вам большинство стёкол — диэлектрики (силикатные стёкла), но есть и ПП (см.
Аморфные полупроводники) и металлы (см. Металлические стёкла).
• Мотт Н., Дэвис Э., Электронные процессы в некристаллических веществах, пер. с англ., М., 1974; А
п п е н А. А., Химия стекла, 2 изд., Л., 1974.
СТЕЛЛАРАТОР (от англ. stellar — звёздный), замкнутая магн. ловушка для удержания
высокотемпературной плазмы. Предложена в 1951 Д. Спитцером (США) в связи с проблемой
управляемого термоядерного синтеза. Принцип действия С. см. в ст. Магнитные ловушки. Магн.
поле в С. создаётся с помощью внеш. проводников; его силовые линии подвергаются т. н. вращат.
преобразованию, в результате к-рого эти линии многократно обходят вдоль тора и образуют систему замкнутых вложенных друг в друга тороидальных
магн. поверхностей. Вращат. преобразование силовых линий может быть осуществлено как путём
геом. деформации тороидального соленоида (напр., скручиванием его в «восьмёрку»), так и с
помощью винтовых проводников, навитых на тор.
• См. лит. при ст. Магнитные ловушки.
В. C. Муховатов.
СТЕН (от греч. sthenos — сила) (сн, Sn), единица силы в МТС системе единиц; 1 сн=1000Н=101,972
кгс.
СТЕНО ЗАКОН (Стенона закон): у всех кристаллов данного вещества при данных температуре и
давлении двугранные углы между соответствующими гранями кристаллов (вне зависимости от
размеров и формы граней) всегда одинаковы. Установлен дат. учёным Н. Стено [Стенон, Стенсен (N.
Steensen, латинизир. Steno, Stenonius)] в 1669 на основании наблюдения природных кристаллов и
объясняется тем, что грани крист. многогранника соответствуют плоским ат. сеткам в крист.
решётке. С. з. лежал в основе гониометрич. определения и классификации крист. в-в.
• См. лит. при ст. Кристаллы, Кристаллография.
СТЕПЕНЕЙ СВОБОДЫ ЧИСЛО в механике, число независимых между собой возможных
перемещений механич. системы. С. с. ч. зависит от числа матер. точек, образующих систему, а также
от числа и хар-ра наложенных на систему связей механических. Для свободной матер. точки С. с. ч.
равно 3, для свободного тв. тела — 6, для тела, имеющего неподвижную ось вращения, С. с. ч. равно
1 и т. д. Для любой голономной системы (системы с геом. связями) С. с. ч. равно числу s
независимых между собой координат, определяющих положение системы, и даётся равенством s=3nk, где n — число точек системы, k — число геом. связей. Для неголономной системы С. с. ч. меньше
числа координат, определяющих положение системы, на число кинематич. связей, не сводящихся к
геометрическим (неинтегрируемым). От С. с. ч. зависит число ур-ний движения и условий
равновесия механич. системы.
СТЕПЕНИ СВОБОДЫ, независимые возможные изменения состояния (в частности, положения)
физ. системы, обусловленные вариациями её параметров. В механике С. с. соответствуют
независимым перемещениям механич. системы, число к-рых определяется числом образующих
систему ч-ц и наложенных на неё механич. связей (см. Степеней свободы число в механике).
В статистической физике С. с. соответствуют независимым обобщённым координатам,
определяющим пол723
ную энергию или Гамильтона функцию системы. Число С. с. позволяет оценить теплоёмкость
многоат. газов и тв. тел при высоких темп-рах, когда применима классич. статистич. механика и
энергия равномерно распределена по С. с. (равнораспределения закон). Однако при обычных
(комнатных) темп-рах не все С. с. вносят вклад в теплоёмкость многоат. газа, нек-рые из них
«выключены», т. к. могут возбуждаться лишь при достаточно высоких темп-рах.
В квантовой механике С. с. соответствуют независимым координатам, к-рые определяют
гамильтониан системы. Непрерывные поля нельзя охарактеризовать конечным числом С. с.
В термодинамике С. с.— независимые термодинамич. параметры. определяющие состояние
термодинамич. равновесия системы. Число С. с. / равновесной термодинамич. системы определяется
Гиббса правилом фаз: f=k-+2, где k — число компонентов,  — число фаз.
Д. Н. Зубарев
СТЕРАДИАН (от греч. stereos — телесный, объёмный и радиан) (ср, Sr), единица телесного угла; 1
ср равен телесному углу с вершиной в центре сферы, вырезающему на поверхности сферы площадь,
равную площади квадрата со стороной, равновеликой радиусу сферы. 1 ср=7,96•10-2 полного
телесного угла (сферы) = 3,28•103 квадратного градуса.
СТЕРЕОБАЗИС (от греч. stereos -телесный, объёмный и basis — основание), расстояние между
двумя точками, одновременное наблюдение из к-рых одного и того же объекта даёт
стереоскопическое изображение этого объекта. Применительно к человеческому зрению С.—
расстояние между передними узловыми точками глаз (колеблется от 58 до 72 мм).
Для повышения остроты бинокулярного зрения при рассматривании, напр., удалённых предметов или
стереопар применяются оптич. приборы (призменные или зеркальные), искусственно
увеличивающие глазной С. (см. Стереотруба, Стереоскоп). С увеличением С. уменьшается глубина
резко воспринимаемого пр-ва, но увеличивается острота зрения, поэтому С. выбирается с учётом
оптим. сочетания этих критериев.
Л. А. Ривкин.
СТЕРЕОПАРА, сочетание двух плоских частичных изображений одного и того же объекта,
полученных с двух разных точек зрения или в двух цветах; см. Анаглифов цветных метод. При
рассматривании С. так, чтобы каждый глаз видел только одно из этих изображений, возникает
объёмная (стереоскопическая) картина, воспроизводящая глубину реального объекта —
стереоскопическое изображение. С. используют для создания пространств. изображений объектов
в стереокино, стереофотографии и при стереофотограмметрич. съёмке.
Л. А. Ривкин.
СТЕРЕОСКОП (от греч. stereos — телесный, объёмный и skopeo — смотрю, наблюдаю),
бинокулярный оптич. прибор для раздельного наблюдения правым и левым глазом соответственно
своего частичного изображения стереопары, обеспечивающий получение единого зрит. образа,
обладающего стереоскопичностью (см. Стереоскопическое изображение). В зависимости от
конструкции различают С. щелевые, линзовые, зеркальные и комбинированные.
СТЕРЕОСКОПИЧЕСКОЕ ИЗОБРАЖЕНИЕ, пространственное изображение, к-рое при
рассматривании представляется зрительно объёмным (трёхмерным), передающим форму изображённых объектов, характер их поверхности (блеск, фактуру), взаимное расположение в пространстве и
др. внеш. признаки. Объёмность С. и. обусловлена бинокулярным стереоэффектом, к-рый возникает
при наблюдении объектов двумя глазами, когда правый и левый глаз наблюдают пространственный
объект в разных ракурсах.
При наблюдении С. и., как и в естественных условиях, каждому глазу зрителя представляется
возможность видеть свой ракурс объекта и в сознании человека происходит автоматич. слияние этих
ракурсов в одно результирующее пространств. изображение.
Различают стереопарное и многоракурсное С. и. Стереопарное С. и. воспроизводит два ракурса
объекта (стереопару), неизменных при разных положениях зрителя. Кажущаяся глубина
пространств. изображения в этом случае зависит от расстояния зрителя до картины, уменьшаясь при
приближении к ней. Раздельное рассматривание каждого ракурса соответств. глазом обеспечивается
посредством стереоскопов, цветных или поляризационных светофильтров, мигающих заслонок и т.
п. средствами.
Многоракурсные С. и. осуществляются путём пространств. сепарации ракурсов линзовыми
растрами. Благодаря этому из разных положений зритель может рассматривать разл. пары ракурсов.
Наблюдаемый образ при этом остаётся неизменным в пространстве для любых положений зрителя.
СТЕРЕОТРУБА, бинокулярный стереоскопический оптич. прибор, состоящий из двух зрительных
труб на шарнирной оси, обеспечивает получение стереоскопического изображения (изображение —
прямое, увеличение оптическое ~ 10—20). С. применяется в воен. деле.
СТЕРЖЕНЬ в теории колебаний, упругое тв. тело, длина к-рого значительно превышает его
поперечные размеры. При возбуждении С., напр. ударом, в нём возникают свободные колебания.
Колебат. смещения ч-ц С.
могут быть направлены как вдоль его оси — продольные колебания, так и перпендикулярно оси —
крутильные и изгибные колебания. При крутильных колебаниях любое сечение С. закручивается по
отношению к близлежащим, при изгибных — точки оси С. смещаются в поперечном направлении, а
волокна, параллельные оси и расположенные по разные стороны от неё, испытывают деформации
растяжения и сжатия. Любое колебание С. можно представить как сумму простейших
синусоидальных его собств. колебаний того или иного вида, частоты к-рых f зависят от длины С. l,
плотности материала , формы и площади S его сечения, от упругого сопротивления его по
отношению к данному типу деформаций, а также от условий закрепления его концов. Напр., для
продольных колебаний свободного С., поперечные размеры к-рого значительно меньше длины
волны,
где Е — модуль Юнга, n — целое число, соответствующее номеру гармонич. составляющей. Для
крутильных колебаний круглого свободного стержня
где G — модуль сдвига. В случае изгибных колебаний собственные частоты не образуют гармонич.
ряда, т. к. скорость распространения изгибных волн зависит от частоты; для закреплённого на концах
стержня
где I — момент инерции сечения относительно нейтральной оси С., а коэфф. n принимает
соответственно значения: 1=4,73; 2=7,85... Форма свободных колебаний С. зависит от того, какие
из его собственных колебаний войдут в спектр, что определяется способом возбуждения. Под
действием синусоидальной вынуждающей силы с частотой, совпадающей с одной из собственных
частот С., наблюдается резонанс.
Практич. значение колебаний С. разнообразно. Всякую балку в строит. конструкции можно
рассматривать как С., от собственных частот к-рого зависит прочность сооружения. Опасные
колебания по длине, возникающие в кораблях из-за неуравновешенности двигателей,
рассчитываются как колебания стержней. С. применяются в нек-рых муз. инструментах, напр.
ксилофонах; изогнутым С. с двумя свободными концами явл. камертон.
• М о р з Ф., Колебания и звук, пер. с англ., М.— Л., 1949; С к у ч и к В., Простые и сложные
колебательные системы, пер. с англ., М., 1971.
СТЕФАНА — БОЛЬЦМАНА ЗАКОН ИЗЛУЧЕНИЯ, утверждает пропорциональность 4-й
степени абс. темп-ры Т полной объёмной плотности  рав724
новесного излучения (=аT4, где а — постоянная) и связанной с ней полной испускательной
способности u (u=T4, где  — Стефана — Больцмана постоянная). Сформулирован на основе
эксперим. данных австр. физиком Й. Стефаном (J. Stefan; 1879) для испускат. способности любого
тела, однако последующие измерения показали его справедливость только для испускат. способности
абсолютно чёрного тела. В 1884 С.— Б. з. и. был теоретически получен австр. физиком Л.
Больцманом (L. Boltzmann) из термодинамич. соображений с учётом пропорциональности (согласно
классич. электродинамике) давления равновесного излучения плотности его энергии. Однако
значения постоянных а и  оказалось возможным определить теоретически только на основе Планка
закона излучения, из к-рого С.— Б. з. и. вытекает как следствие. С.— Б. з. и. применяется для
измерения высоких темп-р.
СТЕФАНА — БОЛЬЦМАНА ПОСТОЯННАЯ, фундаментальная физическая константа ,
входящая в закон, определяющий полную (по всем длинам волн) испускательную способность абсолютно чёрного тела (см. Стефана — Больцмана закон излучения): =5,67032(71) •10-8 Вт/(м2•К4)
(на 1982).
СТИГМАТИЧЕСКОЕ ИЗОБРАЖЕНИЕ (от греч. stigma, род. п. stigmatos -укол, пятно),
изображение оптическое, каждая точка к-рого соответствует одной точке изображаемого оптич.
системой объекта. Строго говоря, подобное соответствие возможно лишь в идеальных оптич.
системах при условии, что устранены все аберрации (см. Аберрации оптических систем) и
допустимо пренебречь волн. св-вами света, в частности дифракцией света. Для реальных оптич.
систем понятие «С. и.» явл. лишь приближением (всякая реальная система изображает точку не
точкой, а «пятном» или пространств. фигурой хотя и малых, но конечных размеров; см., напр.,
Разрешающая способность). В случае параксиального пучка лучей осн. аберрацией, нарушающей
приближённую «стигматичность» изображения, явл. астигматизм.
СТИЛЬБ (от греч. stilbo — сверкаю, сияю) (сб, sb), единица яркости в системе ед. СГСЛ (см—г—с—
люмен); 1 сб=1 кд/см2 =104 кд/м2=•104 апостильб= ламберт.
СТОКС (Ст, St), единицы кинематич. вязкости в СГС системе единиц. Названа в честь англ. учёного
Дж. Г. Стокса (G. G. Stokes); 1 Ст=1 см2/с= 10-4 м2/с. Чаще применяется в 100 раз меньшая ед.—
сантистокс (сСт).
СТОКСА ЗАКОН (выведен Дж. Г. Стоксом в 1851), закон, определяющий силу сопротивления F,
испытываемую тв. шаром при его медленном поступат. движении в неогранич. вязкой жидкости:
F=6irv, где  — коэфф. динамич. вязкости жидкости, r — радиус
шара и v — его скорость. С. з. справедлив лишь для малых Рейнольдса чисел Re<<1. Им пользуются в
коллоидной химии, мол. физике и метеорологии. По С. з. можно определить скорость осаждения
мелких капель тумана, коллоидных ч-ц, ч-ц ила или др. мелких ч-ц. Предельную скорость vпр
падения шарика малых размеров в вязкой жидкости находят по ф-ле:
vпр=2/9r2g('-)/,
где  и ' — плотности жидкости и в-ва шарика, g — ускорение свободного падения. С. з.
применяется в вискозиметрии для определения коэфф. вязкости очень вязких жидкостей.
• Лойцянский Л. Г., Механика жидкости и газа, 5 изд., М., 1978.
СТОКСА ПРАВИЛО (Стокса закон), утверждает, что длина волны фотолюминесценции больше,
чем длина волны возбуждающего света. Установлено Дж. Г. Стоксом в 1852. С. п. выполняется не
всегда, во мн. случаях наблюдаются антистоксовы линии, длины волн к-рых короче возбуждающей.
Более широкую область применения имеет С. п. в формулировке нем. физика Э. Ломмеля: максимум
спектра люминесценции сдвинут по отношению к максимуму спектра поглощения в сторону более
длинных волн. См. также Люминесценция.
СТОЛКНОВЕНИЯ АТОМНЫЕ, элементарные акты соударения двух ат. ч-ц (атомов, молекул, элнов или ионов), при к-рых структура и строение ядер не изменяются. С. а. делятся на упругие и
неупругие. При у п р у г о м С. а. суммарная кинетич. энергия соударяющихся ч-ц остаётся прежней
— она лишь перераспределяется между ч-цами, а направления движения ч-ц меняются. В неупругом
С. а. изменяются внутр. энергии сталкивающихся ч-ц (они переходят на др. уровни энергии) и соотв.
изменяется их полная кинетич. энергия. При этом меняется электронное состояние атома либо
колебат. или вращат. состояние молекулы (см. Молекулярные спектры).
Упругие С. а. определяют переноса явления в газах или слабоионизов. плазме. Испытываемые ч-цами
С. а.— акты рассеяния на др. ч-цах — препятствуют их свободному движению. Наиболее
существенно на перемещение ч-цы влияют те акты рассеяния, в к-рых направление её движения
заметно меняется. Поэтому коэффициенты диффузии (перенос ч-ц), вязкости (перенос импульса),
теплопроводности (перенос энергии) и др. коэфф. переноса газа выражаются через эфф. сечение
рассеяния атомов или молекул этого газа на большие углы. Аналогично подвижность ионов (см.
Подвижность ионов и электронов) связана с сечением рассеяния иона на атоме или молекуле газа на
большие углы, а подвижность эл-нов в газе или электропроводность слабоионизованной плазмы —
через сечение рассеяния эл-на на атоме или молекуле газа.
Сечение упругого рассеяния атомов или молекул на большой угол при тепловых энергиях ч-ц наз.
газокинетическим сечением; по порядку величины оно составляет 10-15 см2 и определяет длину
свободного пробега ч-цы в среде.
Упругое рассеяние на малые углы может влиять на хар-р переноса эл.-магн. излучения в газе.
Энергия проходящей через газ эл.-магн. волны поглощается и затем переизлучается атомами или
молекулами газа. При этом даже слабое вз-ствие излучающей ч-цы с другими (окружающими её) чцами «искажает» испускаемую волну, т. е. сдвигает её фазу или частоту. При нек-рых условиях осн.
хар-ки распространяющейся в газе эл.-магн. волны определяются упругим рассеянием взаи-
модействующих с ней атомов или молекул на окружающих ч-цах, причём существенным
оказывается рассеяние на малые углы.
Процессы неупругих С. а. весьма разнообразны. Перечень неупругих процессов, к-рые могут
происходить в газе или слабоионизов. плазме, приведён в таблице. В различных лаб. условиях и
явлениях природы гл. роль играют те или иные отдельные неупругие процессы соударения ч-ц.
Напр., излучение с поверхности Солнца обусловлено б. ч. столкновениями между эл-нами и атомами
водорода, при к-рых образуются отрицат. ионы водорода (табл., п. 26). Осн. процесс,
обеспечивающий работу гелий-неонового лазера (см. Газовый лазер),— передача возбуждения от
атомов гелия, находящихся в метастабильных состояниях, атомам неона (табл., п. 6); осн. процесс в
электроразрядных молекулярных газовых лазерах — возбуждение колебат. уровней молекул
электронным ударом (табл., п. 3); в результате этого процесса электрич. энергия газового разряда
частично преобразуется в энергию лазерного излучения. В газоразрядных источниках света осн.
процессами являются: в т. н. резонансных лампах — возбуждение атомов электронными ударами
(табл., п. 2), а в лампах высокого давления — фоторекомбинация эл-нов и ионов (табл., п. 24). Спиновый обмен (табл., п. 7) ограничивает параметры квантовых стандартов частоты, работающих на
переходах между состояниями сверхтонкой структуры атома водорода или атомов щелочных
металлов (табл., п. 9). Различные неупругие процессы С. а. с участием свободных радикалов, ионов,
эл-нов и возбуждённых атомов определяют мн. св-ва атмосферы Земли. • Мак-Даниель И., Процессы
столкновений в ионизованных газах, пер. с англ., М., 1967; Смирнов Б. М., Атомные столкновения и
элементарные процессы
725
НЕУПРУГИЕ ПРОЦЕССЫ СТОЛКНОВЕНИЙ С УЧАСТИЕМ АТОМНЫХ ЧАСТИЦ И ФОТОНОВ
в плазме, М., 1968; его же, Ионы и возбужденные атомы в плазме, М., 1974; Никитин Е. Е.,
Уманский С. Я., Неадиабатические переходы при медленных атомных столкновениях, М., 1979;
Г а л и ц к и й В. М., Никитин Е. Е., Смирнов Б. М., Теория столкновений атомных частиц, М., 1981.
Б. М. Смирнов.
СТОЛКНОВЕНИЯ ВТОРОГО РОДА, то же, что удары второго рода.
СТОПА в оптике, набор прозрачных плоских пластин, устанавливаемый под нек-рым углом к
падающему свету; один из простых поляризационных приборов. Коэфф. пропускания и отражения для
компонент световых лучей, поляризованных параллельно и перпендикулярно плоскости падения на
С., различны (см. Френеля формулы). Поэтому естественный свет, прошедший через С.,
поляризуется (в нём преобладает компонента, электрич. вектор к-рой лежит в плоскости падения).
Степень поляризации р тем выше, чем больше наклон лучей к С., однако оптим. углом установки С.
явл. угол Брюстера (см. Брюстера закон), при к-ром прозрачность С. максимальна (ок. 50%).
Для видимой области спектра пластины С. (очень малой толщины, чтобы уменьшить потери на
поглощение) делают из оптич. стекла. При показателе преломления стекла n=1,5 практически
полную поляризацию (р =0,99) даст С. из 16 пластин. Для ИК области применяют С. из пластин
фтористого лития, флюорита и пр. с тонкими селеновыми, германиевыми или кремниевыми
покрытиями. Большие n (~ 2—4) таких покрытий позволяют получить требуемую р при небольшом
числе пластин.
СТОЯЧАЯ ВОЛНА, периодическое или квазипериодическое во времени синфазное колебание с
характерным пространств. распределением амплитуды — чередованием узлов (нулей) и пучностей
(максимумов). В линейных системах С. в. может быть представлена как сумма двух бегущих
Распределение давлений
закрытом концах трубы.
и
скоростей
в
стоячей
волне
при
открытом
и
волн, распространяющихся навстречу друг другу. Простейший пример С. в.— плоская звуковая С. в.
внутри наполненной воздухом трубы (напр., органной) при закрытом (с идеально твёрдой стенкой) и
открытым концах (рис.). На твёрдой стенке образуется узел скорости и пучность перепада давления,
на открытом конце скорость максимальна, а перепад давления отсутствует, поэтому обе картины
сдвинуты относительно друг друга на четверть длины волны. Аналогичное распределение имеет
место для электрич. и магн. полей в линии передачи или волноводе с идеально «закороченным» или
открытым концом, а также при норм. падении плоской эл.-магн. волны на идеально отражающую
стенку.
В отличие от бегущей волны в С. в. не происходит переноса энергии, а осуществляется лишь
пространств. перекачка энергии одного вида в энергию другого вида с удвоенной частотой
(электрической в магнитную, кинетической в потенциальную и т. п.). В известном смысле области
между любыми пучностями и узлами можно рассматривать как автономные системы .
Чисто С. в. могут устанавливаться только при отсутствии затухания в среде и при полном отражении
от границ. В противном случае, кроме С. в., появляются бегущие волны, доставляющие энергию к
местам поглощения или излучения. Распределение волн. поля при этом характеризуется коэфф.
стоячести волны — КСВ (см. Бегущая волна), а соотношение между средней за период колебаний
T=2/ запасённой в С. в. энергией W и мощностью Р, уносимой бегущей волной, характеризуется
добротностью колебания Q, определяемой вы726
ражением: Q=W/P. Невырожденные нормальные колебания объёмных резонаторов без потерь суть
С. в., а нормальные волны в волноводах представляют собой волны, бегущие в одном направлении и
стоячие в направлениях, перпендикулярных оси волновода.
• Горелик Г. С., Колебания и волны, 2 изд., М., 1959; Крауфорд Ф., Волны, 2 изд., М., 1976
(Берклеевский курс физики, т. 3).
М. А.. Миллер, Е. В. Суворов.
СТРАННОСТЬ (S), аддитивное квант. число, являющееся наряду с «очарованием» (С) и «красотой»
(b) специфич. хар-кой адронов. Все адроны обладают определёнными целочисленными (нулевым,
положительными или отрицательными) значениями S, причём |S|3. Античастицы имеют С.
противоположного знака по сравнению со С. ч-ц. Адроны с S0 (но с С=0 и 6 = 0) наз. странными
частицами. (Ч-цам, не участвующим в сильном вз-ствии,— фотону, лептонам приписывается
значение 5 = 0.) В процессах, обусловленных сильным и эл.-магн. вз-ствиями, С. сохраняется, т. е.
суммарная С. исходных и конечных ч-ц одинакова. В процессах слабого вз-ствия (протекающих за
счёт заряженных токов) С. может нарушаться, при этом различие в суммарной С. нач. и кон. ч-ц
|S|=1. По совр. представлениям, наличие S0 у нек-рых адронов связано с тем, что в их состав
входит один или неск. странных кварков, для каждого из к-рых S=-1.
Исторически квант. число С. было введено для истолкования факта отсутствия (запрета) случаев
одиночного рождения К-мезонов и гиперонов при столкновениях -мезонов с нуклонами и нуклонов
с нуклонами; наблюдение только совместного рождения К-мезона и гиперона в этих процессах
удалось объяснить, приписав компонентам пары равные по величине, но противоположные по знаку
значения особого квант. числа, названного С., и предположив сохранение С. в сильном вз-ствии.
Связь С. с др. квант. числами адронов даётся обобщённой ф-лой Гелл-Мана — Нишиджимы (см.
Элементарные частицы).
А. А. Комар.
СТРАННЫЕ ЧАСТИЦЫ, адроны, обладающие ненулевым значением квант. числа странности S
(в отличие от «обычных», «нестранных», ч-ц, напр. -мезонов, нуклонов, для к-рых S=0) и нулевыми
значениями др. специфич. хар-к адронов — «очарования», «красоты». К С. ч. относятся К-мезоны,
гипероны, нек-рые резонансы. Все С. ч. нестабильны. Странные резонансы распадаются очень
быстро (за время ~10-23 с) в результате сильного взаимодействия; суммарная странность продуктов
их распада равна странности исходной ч-цы. Остальные С. ч. квазистабильны и распадаются в
результате слабого взаимодействия относительно медленно (за
время ~10-8—10-10 с) на ч-цы с меньшей странностью, «нестранные» ч-цы и (или) лептоны; в этом
случае суммарная странность продуктов распада по модулю меньше странности исходной ч-цы на
единицу. С. ч. с большей вероятностью рождаются при столкновениях «обычных» адронов за счёт
сильного вз-ствия, но при этом они обязательно возникают парами (или в большем кол-ве), так чтобы
их суммарная странность оказалась равной нулю. Распадаются же С. ч. на «обычные» за счёт слабого
вз-ствия с очень малой вероятностью. Эта «странность» в поведении ч-ц и явилась причиной их
названия.
А. А. Комар.
СТРАТЫ (от лат. stratum — настил, слой), светлые слои, периодически чередующиеся с тёмными
промежутками в положительном столбе разряда низкого давления, напр. тлеющего разряда. В
одних случаях С. неподвижны, в других — перемещаются (бегущие С.), обычно от анода к катоду.
Каждая С. обращена яркой и резкой стороной («головой») к катоду, а к аноду яркость С., как
правило, убывает. В «голове» С. напряжённость электрич. поля, темп-ра и концентрация эл-нов
велики (визуально — светлый слой). При перемещении эл-нов в процессе диффузии от «головы» С. к
аноду их концентрация и темп-ра падают настолько, что прекращается ионизация (появляется
тёмный промежуток). Затем возникает новый скачок электрич. потенциала, и образуется новая С. По
совр. представлениям, С. явл. ионизационными волнами.
• Недоспасов А. В., Страты, «УФН», 1968, т. 94, в. 3, с. 439; П е к а р е к Л., Ионизационные волны
(страты) в разрядной плазме, там же, с. 463.
Л. А. Сена.
СТРИМЕРНАЯ КАМЕРА, разновидность искровой камеры, в к-рой разряд, вызванный импульсом
высокого напряжения (~ 20 кВ/см), обрывается на ранней стадии. В результате треки заряженных чц, прошедших через камеру, выглядят как цепочки отдельных (не сливающихся) стримеров, длиной в
неск. мм каждый.
СТРИМЕРЫ (англ., ед. ч. streamer, от stream — течь, проноситься), узкие светящиеся каналы,
образующиеся в газе, находящемся в сильном электрич. поле при давлениях, близких к
атмосферному, в стадии, предшествующей электрич. пробою. Газ в этих каналах ионизован.
Возникнув, С. удлиняются с большой скоростью (до 106 м/с), превосходящей скорость движения
заряж. ч-ц между электродами. Объясняется это фотоионизацией, происходящей в сильном электрич.
поле, создаваемом объёмным зарядом вблизи «головы» С. См. также Искровой разряд.
Л. А. Сена.
СТРОБОСКОП (от греч. strobos -кружение, беспорядочное движение и skopeo — смотрю), прибор
для наблюдения быстрых периодич. движений, основанный на стробоскопическом эффекте. С.
первоначально представлял собой прибор-игрушку, состоящую из двух дисков, вращающихся на
общей оси. На одном диске, как на циферблате часов, рисовались фигурки в разл. фазах к.-л.
повторяющегося процесса, напр. положения движения шагающего человека. Другой диск,
скреплённый с первым, был прорезан радиальными щелями, через к-рые можно было видеть
расположенные за ним картинки. При вращении дисков наблюдатель в смотровое окошко и сквозь
щели вращающегося диска видел последовательно и на короткие мгновения каждую из картинок, и
это расчленённое по времени на дискр. фазы движение объекта воспринималось им в виде слитного
образа, совершающего непрерывное движение. Такое синтезирование единого зрит. образа
движущегося предмета из последовательной серии смещённых относительно друг друга
изображений наз. стробоскопич. эффектом 1-го типа.
Совр. С.— стробоскопические приборы, использующие в осн. стробоскопич. эффект 2-го типа.
СТРОБОСКОПИЧЕСКИЕ ПРИБОРЫ, контрольно-измерительные устройства для наблюдения
быстрых периодич. движений объектов, основанные на стробоскопическом эффекте. С. п. применяются для измерения частоты колебаний механич. и электронных систем, резонанса, числа
оборотов механизмов, для изучения вибраций разл. тел и т. д. Принцип действия С. п. заключается в
том, что совершающее периодич. движение тело освещается импульсами света и делается видимым в
отдельные, очень малые по сравнению с периодом колебаний тела промежутки времени. Если частота импульсов света f1 совпадает с частотой периода движения тела f, то тело кажется
остановившимся. При нек-ром различии частот тело представляется совершающим замедленное
движение с частотой F=f-f1.
Совр. С. п. подразделяют на механические, или оптико-механические, электронные,
электрооптические, лазерные и осциллографические. К механич. С. п. относятся приборы с механич.
обтюраторами (прерывателями) света в виде дисков или полых барабанов со щелями, через к-рые
наблюдают объект. Измеряя скорость вращения диска, при к-рой наблюдаемый объект кажется
остановившимся, можно определить f. Такие приборы наз. стробоскопич. тахометрами. Гл.
достоинство строботахометра — возможность измерения угл. скоростей вращения тел без контакта с
объектом измерения, что, с одной стороны, позволяет измерять скорость видимых, но
труднодоступных объектов, а с другой стороны, позволяет измерять скорость маломощных объектов
без
727
всякого воздействия на них со стороны прибора. Диапазон измерений таких тахометров 30—3000
рад/с.
Электрооптич. С. п. в кач-ве прерывателей света используют оптические затворы, к-рые
обеспечивают высокую частоту (104—105 Гц) и большую скважность световых импульсов.
Наиболее совершенные промышленные С. п.— электронные, состоящие из задающего частоту
импульсов генератора и управляемого источника световых импульсов (лазера или газоразрядной
лампы). Частота генератора и, следовательно, частота вспышек плавно регулируются изменением параметров электрич. цепи обычно в пределах от 2 до 2500 Гц.
Выпускаются С. п. и спец. назначения: для создания световых эффектов в театре, для регулирования
угла зажигания в автомобильном двигателе, для исследования движения голосовых связок и т. д.
Для исследования периодических электронных процессов, измерения амплитуды и длительности
электрич. импульсов в наносекундном диапазоне применяются осциллографич. С. п.
А. Г. Валюс.
СТРОБОСКОПИЧЕСКИЙ МЕТОД ИЗМЕРЕНИЙ, основан на освещении вращающегося или
колеблющегося тела короткими повторяющимися с известной частотой импульсами света и наблюдении при этом освещении специально нанесённых на тело меток. Благодаря способности клеток
сетчатки глаза сохранять раздражение в течение прибл. 0,1 с, отражённый от метки свет, попадая в
глаз с частотой более 10 раз в с, создаёт непрерывное раздражение сетчатки, и метка кажется
неподвижной (при совпадении частот) или движущейся в ту или иную сторону. Зная частоту
вспышек, можно определить частоту колебаний или вращения тела. Приборы, применяемые при С.
м. и., наз. стробоскопами.
• Л а с с а н В. Л., Измерение угловых скоростей, М., 1970.
Н.П.Широков.
СТРОБОСКОПИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ, зрительная иллюзия, возникающая в случаях, когда
наблюдение к.-л. предмета осуществляется не непрерывно, а в течение отдельных малых, периодически следующих один за другим интервалов времени (напр., при периодич. открывании и
закрывании проецируемой на экран картины вращающимся диском с прорезями — обтюратором, или
при периодич. вспышках света в тёмном помещении). С. э. обусловлен инерцией зрения, т. е.
сохранением в сознании наблюдателя воспринятого зрит. образа на нек-рое (малое) время после того,
как вызвавшая образ картина исчезнет. Если время, разделяющее дискр. акты наблюдения, меньше
времени «гашения» зрит. образа, то образы, вызванные отд. актами, сливаются и наблюдение
субъективно ощущается как непрерывное. Благодаря С. э. возможно получение иллюзии движения
при прерывистом наблюдении отд. картин, на каждой из к-рых положения предметов несколько смещены по сравнению с предшествующей. На С. э. основано восприятие движения в кинематографе и
телевидении. В частном случае С. э. при наблюдении предметов, имеющих периодическую
структуру (окружности, разделённые на равные дуги, колёса со спицами), создаётся иллюзия неподвижности (или замедл. движения), возникающая, когда движущийся предмет периодически (с
частотой f1) занимает прежнее положение. При этом для иллюзии полной неподвижности
необходимо, чтобы частота моментов наблюдения f была равна f1. Так, если частота вращения спицы
f1 равна частоте вспышек f, то вращающаяся спица освещается каждый раз в одном и том же
положении О и кажется неподвижной (рис.).
Если же f и f1 не равны, но близки, то воспринимаемое кажущееся движение предмета
характеризуется частотой f-f1. На рис. а f<f1, т. е. время между вспышками больше периода оборота
спицы, и она успевает сделать целый оборот и ещё повернуться на небольшой угол. При каждой
следующей вспышке спица будет казаться сдвинутой немного в направлении вращения последовательно в положении 1, 2, 3 и т. д., т. е. будет казаться медленно вращающейся в том же
направлении. Если f>f1, то каждая последующая вспышка будет освещать спицу, когда она ещё не
сделала полного оборота, т. е. последовательно в положениях 1, 2, 3 (рис., б), и спица будет казаться
медленно вращающейся в сторону, противоположную её реальному движению.
Приборы для реализации С. э. этого типа наз. стробоскопами. В совр. стробоскопах прерывистое
освещение осуществляется с помощью импульсных ламп с регулируемой частотой вспышек. Их
используют, напр., в индикаторах угл. скоростей.
А. П. Гагарин.
СТРОИТЕЛЬНАЯ АКУСТИКА, область прикладной акустики, в к-рой изучаются вопросы защиты
помещений, зданий и территорий населённых мест от шума. Осн. задача С. а.— разработка и
изыскание конструктивных элементов зданий (стен, кровель,
межэтажных перекрытий), обладающих высокой степенью звукоизоляции от возд. и ударных шумов,
разработка облегчённых ограждающих конструкций с повышенной звукоизоляц. способностью и
новых градостроит. принципов, способствующих защите жилой застройки от трансп. шума. К
области С. а. относятся также мероприятия по снижению шума санитарно-технич. оборудования
(водопровода, канализации, лифтов и др.) и понижению шума в производств. помещениях акустич.
обработкой стен и потолка.
В число задач, решаемых С. а., входят исследования и разработки спец. акустич. материалов.
СТРУКТУРНАЯ ВЯЗКОСТЬ, вязкость, связанная с возникновением структуры в жидкости и
зависящая от градиента скорости течения. С. в. характерна для дисперсных систем (в т. ч.
коллоидных
р-ров)
и
р-ров
высокополимеров. С. в. обусловлена тем, что при течении
«структурированной» жидкости работа внеш. сил затрачивается не только на
преодоление
истинной (ньютоновской) вязкости, но и на разрушение структуры,
переориентацию
вытянутых ч-ц в потоке и т. п. С. в. играет большую роль при перекачивании дисперсных систем
(напр., пульпы при углублении фарватера рек) и жидких полимеров по трубопроводам, течении
их в аппаратах хим. производств и т. п.
• См. лит. при ст. Реология.
Н. И. Малинин.
СТРУКТУРНЫЙ АНАЛИЗ, см. Рентгеновский структурный анализ, Нейтронография,
Электронография.
СТРУКТУРНЫЙ ФАКТОР, величина, характеризующая способность одной элем. ячейки
кристалла когерентно рассеивать рентг. излучение, гамма-излучение, эл-ны, нейтроны в зависимости
от внутр. строения ячейки (числа атомов в ней N, их координат xj, yj, zj, атомных факторов fj).
С. ф. определяется как сумма ат. факторов fj с учётом имеющихся пространств. сдвигов фаз между
волнами, рассеянными разл. атомами:
F(h, k, l)Nj=1exp 2(hxj+kyj+lzj)
(i=-1; h, k, l —индексы Миллера, см. Индексы кристаллографические). С. ф. связан с амплитудой
рассеяния элем. ячейки кристалла. Интенсивность I(h,k,l) дифракц. максимума с индексами h, k, l
пропорц. квадрату модуля соответствующего С. ф.: I(h,k,l)~|F(h,k,l) |2. Отсюда следует, что по
экспериментально определяемым I(h,k,l) можно найти лишь модуль С. ф. |F(h,k,l)|, так что однозначно определить С. ф. по интенсивностям дифракц. максимумов нельзя.
Связь С. ф. с индивидуальными рассеивающими св-вами каждой крист. структуры лежит в основе
структурных исследований кристаллов. Так, в зависимости от симметрии расположения атомов в
элем. крист. ячейке
728
в тех или иных из разрешённых Брэгга — Вульфа условием направлениях рассеянные атомами волны
могут взаимно погаситься, так что интенсивности I(h,k,l) соответствующих дифракц. максимумов
обращаются в нуль. По тому, какие именно дифракц. максимумы исчезли, можно (хотя и не всегда
однозначно) определить пространственную группу симметрии кристалла.
Зная С. ф. для всех дифракц. отражений h, k, l, можно построить распределение электронной
плотности (электростатич. потенциала или спиновой плотности) кристалла, что служит теор. основой
структурного анализа кристаллов.
• См. лит. при ст. Рентгеновский структурный анализ, Дифракция рентгеновских лучей,
Электронография, Нейтронография.
А. В. Колпаков.
СТРУНА в теории колебаний, тонкая, гибкая, сильно натянутая нить с равномерно распределённой
по длине плотностью. При возбуждении С., напр. ударом или щипком, она начинает совершать
колебат. движения, при к-рых все её участки смещаются в поперечном направлении. Любое
колебание С. можно представить в виде суммы её гармонич. собств. колебаний, частоты к-рых f
зависят от её длины l, площади сечения S, натяжения Q, плотности материала , а также от условий
закрепления концов. Для С., закреплённой на жёстких опорах, fn=(n/2l)(Q/S), где n -целое число,
соответствующее номеру гармонич. составляющей. Заданное в нач. момент распределение смещений, т. е. способ возбуждения С., определяет спектр возбуждённых собств. колебаний. С.—
простейшая колебат. система с распределёнными параметрами.
СТРУХАЛЯ ЧИСЛО [по имени чеш. учёного В. Струхаля (Строугаль; V. Strouhal)], подобия
критерий нестационарных движений жидкостей или газов. Характеризует одинаковость протекания
процессов во времени: Sh=l/vt=l/v, где l, v — характерные линейный размер и скорость течения , t
— характерный для нестационарного движения промежуток времени,  — характерная частота
(иногда через Sh обозначают обратную величину vt/l). При расчёте колебаний упругих тел в потоках
жидкостей или газов (напр., колебаний крыла самолёта, перископа), а также пульсаций давления в
зонах отрыва потока (напр., пульсаций давления за обтекаемым телом, на днище ракеты) пользуются
эмпирич. законом постоянства С. ч.: Sh0,2—0,3, к-рый выполняется в широком диапазоне
изменения Рейнольдса числа.
Аналогичный критерий Но= vt/l в механич., тепловых и эл.-магн. процессах наз. критерием
гомохронности. С. ч.— частный вид критерия гомохронности, применяемый в гидроаэромеханике.
С. Л. Вишневецкий.
СТРУЯ, форма течения жидкости, при к-рой жидкость (газ) течёт в среде (газе, жидкости, плазме) с
отличающимися от С. параметрами (скоростью, темп-рой, плотностью и т. п.). Струйные течения
чрезвычайно распространены и разнообразны (от С., вытекающей из сопла ракетного двигателя, до
струйных течений в атмосфере и океане). При их изучении рассматриваются изменения скорости,
плотности, концентрации компонентов газа и темп-ры как в самой С., так и в окружающей её среде.
Струйные течения классифицируют по наиболее существ. признакам, характеризующим течение в С.
Наиб. распространены С., вытекающие из сопла, трубы или отверстия в стенке сосуда. В зависимости
от формы поперечного сечения отверстия (сопла) рассматривают круглые, квадратные, плоские С. и
т. п. Если скорости течения в С. на срезе сопла параллельны, её наз. осевой; различают также
веерные и закрученные С.
В соответствии с хар-ками в-ва рассматривают С. капельной жидкости, газа, плазмы и т. п. В особый
класс выделяют двухфазные С., напр. газовые, содержащие жидкие или тв. ч-цы. Для С. сжимаемых
газов существенным явл. отношение скорости газа v0 на срезе сопла к скорости а распространения
звук. волн — Маха число M=v0/a; в зависимости от значения М различают С.: дозвуковые (M<1) и
сверхзвуковые (M>l). В зависимости от направления скорости течения газа (жидкости) в окружающей среде различают С., вытекающие в спутный (направленный в ту же сторону), встречный и
сносящий поток (напр., С. жидкости, вытекающая из трубы в реку и направленная соответственно по
течению, против течения и под углом к скорости течения реки). С., вытекающая в бассейн,— пример
С., вытекающей в неподвижную среду. Если состав жидкости (газа) в С. и окружающей её
неподвижной среде одинаков, С. наз. затопленной (напр., С. воздуха, вытекающая в неподвижную
атмосферу). С. наз. свободной, если она вытекает в среду, не имеющую ограничивающих
поверхностей, полуограниченной, если она течёт вдоль плоской стенки, стеснённой, если вытекает в
среду, ограниченную тв. стенками (напр., С., вытекающая в трубу большего диаметра, чем диаметр
сопла).
В соответствии с физ. особенностями в-ва С. и внеш. среды различают С. смешивающиеся (С. газа,
вытекающая в воздух) и несмешивающиеся (С. воды, вытекающая в атмосферу). Поверхность
несмешивающейся С. неустойчива, и на нек-ром расстоянии от среза сопла С. распадается на капли.
Дальнобойность такой С.— расстояние, на к-ром она сохраняется монолитной, зависит от физ. св-в
её в-ва и уровня нач. возмущений в сопле.
В случае, когда в-во С. способно смешиваться с в-вом внеш. среды, на границе раздела образуется
монотонно расширяющаяся вдоль С. область вязкого перемешивания — струйный пограничный
слой. В зависимости от режима течения в слое перемешивания различают С. ламинарные или турбулентные. С., вытекающая из сопла реактивного двигателя летящего самолёта,— пример
турбулентной сверхзвуковой С., вытекающей в спутный поток, к-рый в зависимости от скорости
полёта самолёта может быть дозвуковым или сверхзвуковым. В дозвуковой С. статич. давление в
любой точке С. постоянно и равно давлению в окружающем пр-ве. Такие С., наз. изобарическими,
широко распространены в различных техн. системах. На срезе сопла спутной изобарич. С. (сечение
аа, рис. 1) скорость течения v0 отличается от скорости спутного потока vн. На границе С. и внеш.
потока образуется пограничный слой Т, состоящий из газа С. и увлечённого ею газа внеш. среды.
Рис. 1. Спутная изобарическая струя газа: b0 — радиус сопла; b — радиус
струи; xн— длина нач. участка; xп — длина переходного участка; vO —
скорость течения на срезе сопла; vн— скорость течения внеш. среды; vmv0
— скорость течения на оси струи; Т — пограничный слой струи.
Расход газа в С., ограниченной размером b, по мере удаления от среза сопла монотонно
увеличивается за счёт вовлечения в С. газа из внеш. среды, но суммарное кол-во движения газа,
определённое по избыточной скорости v0-vн, остаётся неизменным.
В нач. участке С. при х<хн расширяющийся пограничный слой ещё не достигает оси течения;
скорость v вблизи оси постоянна и равна скорости на срезе сопла. В переходном участке С. хн<ххп
вязкое перемешивание распространяется на весь объём С., скорость течения на оси уменьшается, но
профили ещё продолжают изменяться. В осн. участке С. (х>хп) скорость течения на оси продолжает
уменьшаться, а профили относит. скорости v/vm=f(y/b) становятся неизменными (автомодельными; см. Автомодельное течение) (v=v-vн, vm=vm-vн — избыточные скорости в рассматриваемой
точке течения и на оси С.). Уширение С. на осн. участке, так же как и расширение пограничного слоя
в нач. участ729
ке турбулентной С., зависит от разницы скорости на оси С. и скорости внеш. потока. Аналогичные
зависимости характеризуют изменения темп-ры и концентрации компонентов газа в случае, если они
различны у газа С. и внеш. среды.
Более сложны сверхзвук. турбулентные нерасчётные С., напр. С., вытекающие из сверхзвук. сопел
реактивных и ракетных двигателей, газовых и паровых турбин. Нач. газодинамич. участок
нерасчётной сверхзвуковой С. (первая «бочка», рис. 2)
Рис. 2. Сверхзвук. нерасчётная струя в сверхзвук. спутном потоке: х —
нач. газодинамич. участок струи (первая «бочка»); хп — переходный участок
струи; хнв — расстояние, на к-ром слой вязкого перемешивания достигает
оси течения; Т — область вязкого перемешивания (пограничный слой) струи;
1 — ударная волна, возникающая в спутном потоке; 2 — ударные волны в
струе.
xxнг определяется как расстояние от среза сопла до пересечения ударных волн 2 с границей С. Геом.
размеры и структура этого участка зависят от нерасчётности С. n=ра/рн (где ра — давление в С. на
срезе сопла, рн — давление в окружающей среде), чисел Маха на срезе сопла Ма и в окружающей
среде Мн и физ. характеристик газа С. и внеш. среды. Возникающий на границе С. слой вязкого
перемешивания достигает оси С. на расстоянии xнв. Далее после переходного участка хп, в к-ром затухают волны давления и устанавливаются автомодельные профили скорости, темп-ры и
концентрации, С. становится изобарической. В случаях сверхзвук. течения в спутном потоке (Mн>1)
за С. образуется ударная волна 1. Рассмотренные схемы С. отличаются от действительного течения,
к-рое значительно сложнее, однако на их основе удаётся создать методики расчёта, позволяющие с
достаточной точностью определить поля скоростей, темп-ры и концентрации в С. и окружающей
среде. Это необходимо для определения кол-ва в-ва, захватываемого (эжектируемого) С. из внеш.
среды, расчётов силового и теплового вз-ствия С. с поверхностью, расположенной на заданном расстоянии от среза сопла, излучения С. и для ряда др. задач.
• Абрамович Г. Н., Теория турбулентных струй, М., 1960; В у л и с Л. А.,
Кашкаров В. П., Теория струй вязкой жидкости, М., 1965; Сверхзвуковые струи идеального газа, ч.
1—2, М., 1970— 1971; Турбулентное смешение газовых струй, под ред. Г. Н. Абрамовича, М., 1974.
М. Я. Ювелович.
СТУПЕНЧАТАЯ ИОНИЗАЦИЯ, см. в ст. Ионизация.
СТЭНТОНА ЧИСЛО [по имени англ. учёного Т. Стэнтона (Th. Stanton)], один из подобия
критериев тепловых процессов, характеризующий интенсивность диссипации энергии в потоке
жидкости или газа: St=/cpv, где  — коэфф. теплоотдачи, ср — уд. теплоёмкость среды при пост.
давлении,  — плотность, v — скорость течения. С. ч. явл. безразмерной формой коэфф. теплоотдачи
и связано с Нуссельта числом Nu и Пекле числом Ре соотношением: St=Nu/Pe, С. ч. выражается
также через безразмерный коэфф. поверхностного трения Cf или гидродинамического сопротивления
. В случае Pr=1 (см. Прандтля число) St=Cf/2=/8.
СУБЛИМАЦИЯ (от лат. sublimo — высоко поднимаю, возношу), возгонка, переход в-ва из крист.
состояния непосредственно (без плавления) в газообразное; происходит с поглощением теплоты
(фазовый переход I рода). С.— одна из разновидностей парообразования, возможна во всём интервале темп-р и давлений, при к-рых твёрдая и газообразная фазы сосуществуют. Необходимая для
С. энергия наз. теплотой сублимации. Зависимость между теплотой С., давлением насыщенных паров
над тв. телом и темп-рой в условиях равновесного перехода выражается Клапейрона — Клаузиуса
уравнением. С. металлич. кристаллов приводит к образованию одноатомных паров; ионные
кристаллы, испаряясь, часто образуют в газовой фазе полярные молекулы; мол. кристаллы образуют
пары, состоящие из молекул. Осн. кинетич. характеристикой С. явл. скорость С.— масса в-ва, сублимирующего в ед. времени. Зависимость предельной скорости С., в-ва от темп-ры и св-в
газообразной фазы определяет выбор в-в для теплозащиты космич. аппаратов, спускающихся с
околоземной орбиты на Землю. С. широко применяется также для очистки твёрдых в-в (возгонка с
последующим выращиванием чистых кристаллов в газовой среде).
СУБМИЛЛИМЕТРОВАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ, исследования спектров в-в в субмиллиметровом
диапазоне длин волн . Субмиллиметровые волны (~100—1000 мкм) занимают промежуточное
положение в спектре эл.-магн. волн между длинноволновым ИК излучением и СВЧ диапазоном. Они
долго оставались последним «белым пятном» на шкале электромагнитных волн. Их освоению и
использованию препятствовала невозможность непосредственного перенесения в этот диапазон
методов генерирования, усиления и канализации излучения, а также методов измерений, развитых
для соседних участков спектра.
В диапазоне субмиллиметровых волн лежат частоты вращат. спектров и крутильных колебаний
полярных молекул, частоты колебаний атомов в ионных и мол. кристаллах (см. Колебания
кристаллической решётки); ему соответствуют энергии фазовых переходов в сегнетоэлектриках,
сверхпроводниках и ферромагнетиках, практически весь спектр возбуждённых состояний мелких
примесей в ПП, а также энергии связи мн. примесных комплексов, экситонов, частоты зеемановских
и штарковских переходов для возбуждённых состояний примесей, резонансные частоты эл-нов
проводимости и дырок и др. Субмиллиметровые спектры содержат информацию о хим. и изотопном
составе мн. в-в, о строении молекул, их электрич. и магн. св-вах, о внутримол. и межмол.
взаимодействиях. С. с. перспективна для исследования в-в во всех агрегатных состояниях, включая
плазму.
Осн. приборы С. с.— Фурье спектрометры (см. Фурье спектроскопия), лазеры и субмиллиметровые
спектрометры сверхвысокого разрешения, разрешающая способность и чувствительность к-рых в 103
раз выше, чем у Фурье спектрометров. Устройство таких спектрометров мало отличается от
спектрометров электронного парамагнитного резонанса или циклотронного резонанса. Источником
излучения в таком спектрометре служит лампа обратной волны. Питающее напряжение в нек-ром
диапазоне изменяется плавной перестройкой  (сканирование). Схема выполняется из квазиоптич.
устройств (см. Квазиоптика), а управление поляризацией, мощностью, отражением и пропусканием
излучения осуществляется с помощью элементов из одномерных проволочных сеток. Они же служат
отражающими зеркалами в открытых резонаторах, предназначенных для измерений . Наиболее
употребительны спектрометры с акустич. детекторами и охлаждаемыми приёмниками из InSb с
электронной проводимостью. Для исследования газов применяются акустич. детекторы. Излучение
модулируется по интенсивности звук. частотой, а в ячейку с газом помещают чувствит. микрофон, крый регистрирует колебания давления газа (с частотой модуляции), возникающие при нагреве газа,
вызванном поглощением излучения. Вне линий поглощения детектор не реагирует на проходящее
через ячейку излучение.
Субмиллиметровый спектрометр с акустич. детектором позволил расшифровать спектры молекул
OCS, NH3, SO2 и др. Его чувствительность (по коэфф/ поглощения) ~10-8 см-1 (наивысшая
чувствительность в субмиллиметровой области). Она может быть увеличена, если использовать
источники излучения большой мощ730
ности, т. к. при увеличении мощности излучения растёт величина сигнала (предел — мощность, при
к-рой происходит насыщение линий поглощения). Напр., при использовании в кач-ве генератора
мазера на циклотронном резонансе была достигнута чувствительность ~10-11 см-1.
Перестраиваемые лазеры субмиллиметрового диапазона пока не вышли из лабораторной стадии, и
лазерная С. с. возможна лишь за счёт Зеемана эффекта при использовании лазеров и вариации магн.
поля или изменением др. параметров электрич. поля, давления и т. д.
Я. А. Ирисова, Е. М. Гершензон.
СУБЪЕКТИВНЫЕ ТОНА, комбинационные тона, возникающие из-за нелинейности процесса
восприятия звука в слуховом аппарате человека при воздействии на него звука большой
интенсивности.
СУММОВОЙ ТОН, комбинационный тон с частотой 1+2, возникающий в нелинейной акустич.
системе при воздействии на неё двух звук. колебаний с частотами 1 и 2.
СУПЕРГРАВИТАЦИЯ,
калибровочная
теория
суперсимметрии.
Представляет
собой
суперсимметричное обобщение общей теории относительности (теории тяготения). Расширенная
теория С. обладает симметрией, в принципе позволяющей объединить все известные виды вз-ствий
— гравитац., слабое, эл.-магн. и сильное.
А. А. Славнов.
СУПЕРИОННЫЕ ПРОВОДНИКИ (твёрдые электролиты), ионные кристаллы, обладающие
высокой ионной проводимостью, сравнимой с проводимостью жидких (расплавленных) электролитов. С. п. представляют собой дефектные (см. Дефекты) или особым образом
разупорядоченные структуры, в к-рых атомы одного сорта ионов могут занимать не одно
фиксированное в элем. ячейке положение, а неск. таких положений, и легко мигрировать между
ними, а следовательно, и по всей крист. решётке. Примеры С. п.: AgI, Ag4RbI5, CuBr (мигрирует
металлич. катион), -глинозём Na2O•nAl2O3 (n=5 —11, мигрирует ион Na+ по плоскостям, лежащим
между блоками А12О3). Известны также С. п., в к-рых носителями заряда явл. анионы F- в тв. р-ре
CaF2—YF3. С. п. находят применение в технике, в частности для создания источников тока.
Б. К. Вайнштейн.
СУПЕРПАРАМАГНЕТИЗМ, квазипарамагнитное поведение в-в (неоднородных сплавов),
включающих очень малые ферро- или ферримагнитные ч-цы (кластеры), слабо взаимодействующие
друг с другом. Очень малые ч-цы (с линейными размерами ~100—10 Å и меньше) переходят ниже
Кюри точки в однодоменное ферро- или ферримагнитное состояние (т. е. такое состояние, при
котором по всей ч-це намагниченность однородна). Однако направление намагниченности
таких ч-ц благодаря тепловым флуктуациям хаотически изменяется, подобно тому как меняется под
воздействием теплового движения направление магнитных моментов атомов или ионов в
парамагнетике. В результате система малых ч-ц ведёт себя в магн. полях и при изменении темп-ры
подобно парамагн. газу из N атомов (N — число однодоменных ч-ц, каждая из к-рых обладает магн.
моментом М). Для неё выполняется закон Кюри в слабых магн. полях и применима ф-ла Ланжевена
для намагниченности в области магнитного насыщения. Намагниченность суперпарамагнетиков
может быть во много раз больше намагниченности обычных парамагнетиков. Чтобы векторы намагниченности ч-ц хаотически меняли свою пространств. ориентацию, энергия теплового движения
(kT) должна быть больше или порядка энергии магнитной анизотропии ч-цы (KV, где К — константа
анизотропии, V -объём ч-цы). Для этого при темп-рах ~100К размер ч-ц должен быть меньше 100 А.
Типичными представителями суперпарамагн. систем явл. малые ч-цы Со, выделяющиеся при распаде
тв. раствора Cu — Со (2% Со), мелкие выделения Fe в -латуни (0,1 % Fe), Cu в Mn, Ni в Au, а также
нек-рые антиферромагн. окислы.
• Вонсовский С. В., Суперпарамагнетизм, в кн.: Физический энциклопедический словарь, т. 5, М.,
1966, с. 103; его же, Магнетизм, М., 1971, с. 805.
А. С. Боровик-Романов.
СУПЕРПОЗИЦИИ ПРИНЦИП (наложения принцип), 1) допущение, согласно к-рому
результирующий эффект сложного процесса воздействия представляет собой сумму эффектов,
вызываемых каждым воздействием в отдельности, при условии, что последние взаимно не влияют
друг на друга. С. п. строго применим к системам, поведение к-рых описывается линейными
соотношениями (т. н. линейные системы). Напр., если среда, в к-рой распространяется волна S, линейна, т. е. её св-ва не меняются под действием возмущений, создаваемых волной, то все эффекты,
вызываемые негармонич. волной, могут быть определены как сумма эффектов, создаваемых каждой
из её гармонич. составляющих: S=S1+S2+S3+. . . С. п. играет большую роль в теории колебаний,
теории цепей и др. разделах физики и техники.
В. В. Мигулин.
2) В теории классич. полей и в квант. теории — положение, согласно к-рому суперпозиция (т. е.
результат суммирования, наложения друг на друга) любых допустимых в данных условиях состояний
физ. системы (или возможных процессов в ней) явл. также допустимым состоянием (или
соответственно возможным процессом). Так, классич. эл.-магн. поле в вакууме удовлетворяет С. п.:
сумма любого числа физически реализуемых полей есть также физически реализуемое эл.-магн.
поле. В силу С. п. эл.-магн. поле, созданное совокупностью электрич. зарядов и токов, равно сумме
полей, создаваемых этими зарядами и токами по отдельности. Слабое гравитац. поле также с хорошей точностью подчиняется С. п.
В классич. физике С. п.— приближённый принцип, вытекающий из линейности ур-ний движения
соответствующих систем (что обычно явл. хорошим приближением для описания реальных систем),
напр. Максвелла уравнений для эл.-магн. поля. Т. о., он вытекает из более глубоких динамич.
принципов и. поэтому не явл. фундаментальным. Он и не универсален. Так, достаточно сильное гравитац. поле не удовлетворяет С. п., поскольку оно описывается нелинейными ур-ниями Эйнштейна
(см. Тяготение); макроскопич. эл.-магн. поле в в-ве, строго говоря, также не подчиняется С. п. в силу
зависимости (иногда существенной) диэлектрич. и магн. проницаемостей от внеш. поля (напр., в
ферромагнетике) и т. д.
В квант. механике С. п.— фундам. принцип, один из осн. постулатов, определяющий вместе с
неопределённостей соотношением структуру матем. аппарата теории. Из С. п. следует, что
состояния квантовомеханич. системы должны изображаться векторами линейного пр-ва (см.
Квантовая механика), в частности волновыми функциями; что операторы физ. величин должны быть
линейными и т. д. С. п. утверждает, что если квантовомеханич. система может находиться в состояниях, описываемых волн. ф-циями 1, 2, . . ., n, то физически допустимой будет и
суперпозиция этих состояний, т. е. состояние, изображаемое волн. ф-цией:
=c11+c22 +...+ сnn,
(*)
где c1, с2, . . ., сn — произвольные комплексные числа. Из С. п. следует, что любая волн. ф-ция может
быть разложена в сумму (вообще говоря, бесконечную) собств. ф-ций оператора любой физ.
величины; при этом квадраты модулей коэфф. в разложении имеют смысл вероятностей обнаружить
на опыте соответствующие значения этой величины. Суперпозиция состояний (*) определяется не
только модулями коэфф. ci, но и их относит. фазами, поэтому она означает интерференцию состояний i. Возможность такой интерференции проявляется, напр., в дифракции микрочастиц.
Квант. С. п. лишён наглядности, характерной для С. п. в классич. физике, т. к. в квант. теории в
суперпозиции участвуют (складываются) альтернативные, с классич. точки зрения взаимоисключающие друг друга, состояния. С. п. отражает волн. природу микрочастиц.
731
В релятив. квант. теории, рассматривающей процессы, в к-рых могут происходить
взаимопревращения ч-ц, С. п. должен быть дополнен т. н. правилами суперотбора. Напр., суперпозиции состояний с разными значениями электрического, барионного, лептонного зарядов
физически не реализуемы: их существование означало бы, что при измерении, напр., электрич.
заряда квант. системы можно с определ. вероятностью получить разные его значения, что
противоречит опыту. Поэтому операторы физ. величин не должны менять заряды. Это накладывает
на матричные элементы операторов определ. ограничения, к-рые и наз. правилами суперотбора.
• См. лит. при ст. Квантовая механика.
О. И. Завьялов.
СУПЕРСИММЕТРИЯ (Ферми—Бозе симметрия), симметрия, связывающая поля, кванты к-рых
обладают целочисл. спином (явл. бозонами), с полями, кванты к-рых имеют полуцелый спин (явл.
фермионами). Поля, преобразующиеся при преобразованиях С. друг через друга, образуют семейства
— супермультиплеты, описывающие ч-цы с одинаковой массой, но с разными спинами. При нулевой
массе в супермультиплет входят ч-цы со спинами J, J+l/2, a при ненулевой массе — со спинами J-1/2,
J,J+1/2. Разл. члены мультиплета можно сравнить с компонентами вектора. Подобно тому, как при
бесконечно малом повороте на угол  вокруг оси z компонента х преобразуется по закону
х^х'=х+•у,
простейшее преобразование С., связывающее скалярную (J=0) и спинорную (J=1/2) компоненты
супермультиплета, имеет вид:
(x)'(x)=(x)+ •(x). (1)
где (x)
оператор спинорного,
(х) — оператор скалярного полей (х — пространственно-временная точка), а параметр  играет роль
«угла поворота». Т. к. (x) — коммутирующий оператор, a (x) — антикоммутирующий, для
самосогласованности ур-ния (1) необходимо, чтобы «угол»  был антикоммутирующей переменной.
Это отличает С. от всех прочих симметрии.
Характерным св-вом преобразований С. явл. тот факт, что если последовательно применить это
преобразование два раза — сначала в одном порядке, а потом в противоположном— и сложить
результаты этих двух операций, то это приведёт к сдвигу ф-ции, описывающей ч-цу, в др.
пространственно-временную точку, т. е. бесконечно малые преобразования С. и пространственновременные сдвиги оказываются связанными (образуют общую алгебру).
Подобно тому, как инвариантность относительно вращений в изотопич.
пр-ве означает нечувствительность яд. сил к замене протона нейтроном или +-мезона --мезоном, С.
вз-ствия означает его нечувствительность к выбору разл. компонент супермультиплета. Точнее, С.
устанавливает связь между константами связи («зарядами») ч-ц супермультиплета. Напр.,
суперсимметричное обобщение электродинамики описывает эл.-магн. вз-ствие скалярных и
спинорных ч-ц (в т. ч. и их самодействие). Особый интерес представляет суперсимметричное
обобщение теории калибровочных Янга — Миллса полей, поскольку оно содержит все компоненты,
необходимые для описания слабого и эл.-магн. вз-ствий: спинорные ч-цы (лептоны, кварки),
векторные ч-цы (фотон, промежуточные векторные бозоны) и скалярные ч-цы (т. н. хиггсовские
бозоны, соответствующие Хиггса полю). Условие С. устанавливает связи между массами всех этих чц и константами вз-ствия. Нек-рые суперсимметричные модели слабого и эл.-магн. вз-ствий не
противоречат имеющимся эксперим. данным.
В реальном мире С. должна быть нарушена, поскольку в природе не наблюдаются фермионы и
бозоны одинаковой массы. При спонтанном нарушении симметрии с необходимостью возникает
голдстоуновский фермион — спинорная ч-ца с нулевой массой [см.
(1)].
Наиб. интересным применением С. явл. суперсимметричное обобщение теории тяготения —
супергравитация. Она включает преобразования С. с параметрами , зависящими от координат, т. е.
локальные преобразования С. Так же, как калибровочная инвариантность (см. Калибровочная
симметрия) приводит К необходимости существования калибровочного эл.-магн. поля, инвариантность относительно локальных преобразований С. требует введения безмассовой ч-цы со спином
3
/2 (её называют гравитино). Партнёром её по супермультиплету явл. безмассовая ч-ца со спином 2, крую можно отождествить с гравитоном. Локальное обобщение расширенной С., затрагивающей как
пространственно-временные, так и внутр. степени свободы, приводит к расширенной
супергравитации. В этом случае супермультиплеты содержат, помимо ч-ц со спином 2 и 3/2, также чцы со спинами 1, 1/2, 0, а соответствующее вз-ствие может включать, кроме гравитационного, также
эл.-магн. поле и поля типа Янга — Миллса. Т. о., расширенная супергравитация в принципе
позволяет объединить все известные вз-ствия: гравитац., слабое, эл.-магн. и сильное. Однако
имеющиеся модели пока далеки от описания реальной действительности (в частности, в них нет
места таким фундам. ч-цам, как мюон и Z-, W-бозоны).
• Огневецкий В. И., Мезинческу Л., Симметрии между бозонами и фермионами и суперполя,
«УФН», 1975, т. 117, в. 4; Фридман Д., Н ь ю в е н х ё й з е н П. в а н, Супергравитация и унификация
законов физики, там же, 1979, т. 128, в. 1.
А. А. Славнов.
СУТКИ (сут), внесистемная ед. времени, соответствующая периоду обращения Земли вокруг своей
оси, равна 24 ч или 86 400 с. Продолжительность С. определяется промежутком времени между
двумя последовательными верхними (или нижними) кульминациями точки весеннего равноденствия
(звёздные С.) или центра Солнца (истинные солнечные С.). Ср. продолжительность истинных солн.
С. за год определяет т. н. средние солнечные С., они равны 24 ч 3 мин 56,55536 с звёздного времени.
1 звёздные С.= 0,9972696 ср. солнечных С.
СФЕРИЧЕСКАЯ АБЕРРАЦИЯ, одна из осн. аберраций оптических систем; проявляется в
несовпадении гл. фокусов для лучей света, прошедших через осесимметрич. оптич. систему (линзу,
объектив и т. д.) на разных расстояниях от оптической оси системы (рис.).
Сферич. аберрация положительной (собирающей) линзы.
Фокус параксиального пучка лучей, проходящего через центр. зону системы h0h1, располагается в
гауссовой плоскости (ГП) Oh; фокусы лучей, к-рые проходят через др. кольцевые зоны (h1h2, h2h3 и т.
д.), находятся ближе ГП для собирающих (положит.) систем и дальше — для рассеивающих
(отрицат.) систем. Вследствие С. а. изображение, создаваемое параллельным пучком лучей на
перпендикулярном оси экране в точке О, имеет вид не точки, а кружка с ярким ядром и
ослабевающим по яркости ореолом. При перемещении экрана вдоль оптич. оси размеры этого т. н.
кружка рассеяния и распределение освещённости в нём меняются. Для нек-рого положения экрана
размеры кружка минимальны (меньше, чем в ГП, примерно в 4 раза). Различают продольную и
поперечную С. а. Первая измеряется длиной отрезка Os', отсчитанной от ГП до гл. фокуса лучей,
прошедших через крайнюю зону оптич. системы (h4h5 на рис.); мерой поперечной С. а. служит
радиус кружка рассеяния в ГП Oz', определяемый лучами, идущими от крайней зоны. Т. к. для
собирающих линз Os'<0, а для рассеивающих 0s' >0, то спец. подбором линз в оптич. системе
можно почти полностью устранить С. а. У одиночных линз со
732
сферич. поверхностями С. а. можно уменьшить, выбирая оптим. соотношения радиусов кривизны
этих поверхностей. При преломления показателе материала линзы n=1,5 С. а. минимальна, если
отношение радиусов кривизны равно 1/6 . Уменьшить С. а. можно также, используя оптич. элементы с
асферич. поверхностями.
• См. лит. при ст. Аберрации оптических систем.
Л. Н. Капорский.
СФЕРИЧЕСКАЯ ВОЛНА, волна, радиально расходящаяся от источника или сходящаяся к
приёмнику; волн. фронт её — сфера. Простейшим примером явл. гармонич. симметричная С. в. в
среде без поглощения:
где r — расстояние от источника, А/r — амплитуда, ±kr — фаза волны,  — круговая частота, А —
волн. число. По мере удаления от источника значение |u2(r, t)| убывает как 1/r2. Но т. к. плотность
потока энергии волны S~|u(r, t)|2, то вследствие
закона сохранения энергии полная мощность S0•4r2, уносимая от центра расходящейся волной (или
приходящая к нему в сходящейся волне), остаётся постоянной. С. в. (1) — одно из решений
трёхмерного волнового уравнения. При отсутствии
дисперсии волн общее сферически симметричное решение этого ур-ния можно представить как
суперпозицию сходящихся и расходящихся волн вида:
u(r, t)=(1/r)f(t±r/v),
(2)
где f(t±r/v) — нек-рое стационарное возмущение, удовлетворяющее однородному волн. ур-нию, v —
фазовая скорость.
Несимметричной С. в. наз. волна со сферич. фазовыми фронтами, амплитуда к-рой зависит от
полярной  и азимутальной  координат:
u(t, , , t) =u(r, t)(, ), (3)
где u(r, t) — волн. возмущение, напр. в форме (1) или (2), а (, ) — суперпозиция сферич.
гармоник. В однородной среде на больших расстояниях от источника волн. поле почти всегда имеет
вид (3). Подбором распределения (, ) можно сконцентрировать поле внутри определ. телесного
угла. Так формируется направление излучения волн, напр. в антеннах.
• См. лит. при ст. Волны.
М. А. Миллер, Л. А. Островский.
СФЕРИЧЕСКИЙ МАЯТНИК, материальная точка, движущаяся под действием силы тяжести по
гладкой сферич. поверхности, в частности по полусфере, обращённой выпуклостью вниз. См.
Маятник.
СФЕРИЧЕСКОЕ ЗЕРКАЛО, см. Зеркало оптическое.
СЦИНТИЛЛЯТОРЫ, люминофоры, в к-рых под действием ионизирующих излучений возникают
световые вспышки — сцинтилляции. С. могут служить мн. кристаллофосфоры (напр., ZnS, NaI),
органич. кристаллы (напр., антрацен, стильбен), р-ры пластмасс, инертные газы. С. применяют в
сцинтилляционных счётчиках, осн. требование к ним — прозрачность для собств. излучения.
СЦИНТИЛЛЯЦИОННЫЙ СЧЕТЧИК, детектор ядерных ч-ц, осн. элементами к-рого являются вво, люминесцирующее под действием заряж. ч-ц (сцинтиллятор), и фотоэлектронный умножитель
(ФЭУ). Визуальные наблюдения световых вспышек (сцинтилляций) под действием -частиц и
осколков деления атомных ядер были осн. методом ядерной физики в нач. 20 в. Позднее этот метод
был вытеснен ионизационными камерами и пропорциональными счётчиками. Его
Рис.
1. Схематич. изображение сцинтилляп. счётчика.
возвращение в яд. физику в кон. 40-х гг. связано с появлением многокаскадных фотоумножителей,
способных регистрировать чрезвычайно слабые световые вспышки.
Табл. 1. ХАРАКТЕРИСТИКИ
ПРИМЕНЯЕМЫХ В С. с.
1
2
НЕК-РЫХ
КРИСТ.
И
ЖИДКИХ
СЦИНТИЛЛЯТОРОВ,
РОРОР — 1,4-ди [-2- (5-фенилоксазолил)]-бензол.
NPO — 2-(1-нафтил)-5-фенилоксазол.
Заряж. ч-ца, проходя через сцинтиллятор, наряду с ионизацией атомов и молекул, возбуждает их.
Возвращаясь в осн. состояние, они испускают фотоны (см. Люминесценция). Фотоны, попадая на
катод ФЭУ, выбивают эл-ны, в результате чего на аноде ФЭУ возникает электрич. импульс, к-рый
далее усиливается и регистрируется (рис. 1). Регистрация нейтр. ч-ц (нейтронов, -квантов и др.)
происходит по вторичным заряж. ч-цам, образующимся при их вз-ствии с атомами сцинтиллятора.
Доля энергии регистрируемой ч-цы, к-рая превращается в световую энергию, наз. конверсионной эффективностью т). Наибольшими  обладают кристаллы NaI, активированные Тl, антрацена и ZnS
(табл. 1). Интенсивность свечения после прохождения ч-цы изменяется во времени экспоненциально:
I=I0еt/, где I0 — нач. интенсивность; -время высвечивания, определяемое временем жизни на
возбуждённых уровнях. Для большинства сцинтилляторов  составляет ~10-9—10-5 с. Чем меньше ,
тем более быстродействующим явл. С. с. Самыми малыми  обладают пластмассы.
Для того чтобы световая вспышка была зарегистрирована, необходимо, чтобы спектр излучения
сцинтиллятора совпадал со спектр. областью чувствительности ФЭУ, а сцинтиллятор был бы
прозрачен для собств. излучения. Для регистрации медленных нейтронов в сцинтиллятор добавляют
Li или В. Для регистрации быстрых нейтронов используются водосодержащие сцинтилляторы. Для
-квантов и эл-нов высокой энергии используют NaI (Tl), обладающий большой плотностью,
высоким эфф. ат. номером (см. Гамма-излучение).
С. с. изготавливают со сцинтилляторами разных размеров от мм3 до м3. Чтобы не «потерять» свет,
необхо733
дим хороший контакт ФЭУ со сцинтиллятором. В С. с. небольших размеров сцинтиллятор
приклеивается к фотокатоду, а остальные грани часто покрываются слоем светоотражающего в-ва
(MgO2, ТiO2). В С. с. большого размера используют световоды (рис. 2). ФЭУ для С. с. должны
обладать высокой эффективностью фотокатода (~ 10%), большим коэфф.
Рис. 2. Внешний вид сцинтилляц. счётчика с пластмассовым сцинтиллятором.
усиления (106—108), малым временем собирания эл-нов (~ 10-8 с) при высокой его стабильности.
Последнее позволяет достичь временного разрешения ~10-9 с. Высокий коэфф. усиления ФЭУ наряду
с малым уровнем собств. шумов делает возможной регистрацию отд. эл-нов, выбитых с фотокатода.
Световой выход сцинтиллятора зависит от энергии, выделенной в нём
заряженной ч-цей, что позволяет применять С. с. как спектрометр. Для сильно ионизующих ч-ц (частицы, осколки деления) и ч-ц малых энергий (ξ МэВ) наилучшими спектрометрич. хар-ками
обладает кристалл NaI(Tl), к-рый имеет линейную зависимость светового выхода от ξ. Для эл-нов с
энергией ξ>1 Гэв при толщине кристалла NaI(Tl)~40—50 см разрешение по энергии даётся ф-лой:
ξ/ξ=2%/4ξ.
Табл.
2.
ХАРАКТЕРИСТИКИ
НЕК-РЫХ
ГАЗОВ,
ПРИМЕНЯЕМЫХ
В
КАЧ-ВЕ
СЦИНТИЛЛЯТОРОВ В С. с. (ПРИ ДАВЛЕНИИ 740 мм РТ. СТ. ДЛЯ -ЧАСТИЦ С ЭНЕРГИЕЙ 4,7
МэВ)
Для измерения очень больших энергий (~ 10 —100 ГэВ) иногда используются гигантские
секционированные С. с. полного поглощения, в к-рых масса сцинтиллятора достигает сотен т.
Измерение полной выделенной энергии в яд. каскаде позволяет определить энергию налетающей чцы с точностью ~ 10%.
Для исследования ч-ц малых энергий (0,1 МэВ) и осколков деления ядер в кач-ве сцинтилляторов
применяются нек-рые газы (табл. 2). Газы обладают линейной зависимостью величины сигнала от
энергии ч-цы в широком диапазоне энергий, быстродействием и возможностью изменять тормозную
способность изменением давления. Кроме того, источник может быть введён в объём газового
сцинтиллятора. В случае газовых сцинтилляторов необходимо
применять ФЭУ с кварцевыми
окнами (значит. часть излучаемого света лежит в УФ области).
• Биркс
Дж.,
Сцинтилляционные счетчики, пер. с англ., М., 1955. См. также лит. при ст.
Детекторы.
В. С. Кафтанов.
СЦИНТИЛЛЯЦИЯ (от лат. scintillatio — мерцание), кратковременная (~ 10-4—10-9 с) световая
вспышка (вспышка люминесценции), возникающая в сцинтилляторах под действием ионизирующих
излучений. С. впервые визуально наблюдал англ. физик У. Крукс (1903) при облучении -частицами
экрана из ZnS.. Атомы или молекулы сцинтиллятора за счёт энергии заряж. ч-ц переходят в возбуждённое состояние; последующий переход из возбуждённого в норм. состояние сопровождается
испусканием света — С. Механизм С., её спектр излучения и длительность высвечивания зависят от
природы люминесцирующего в-ва, яркость — от природы заряж. ч-ц и от энергии, передаваемой ими
ч-цам сцинтиллятора. Так, С. -частиц и протонов значительно ярче С. -частиц. Каждая С.—
результат действия одной ч-цы; это обстоятельство используют в сцинтилляционпых счётчиках для
регистрации элем. ч-ц.
СЧЕТЧИКИ ЧАСТИЦ, импульсные электронные детекторы ч-ц. К ним относятся Гейгера
счётчик, пропорциональный счётчик, сцинтилляциопный счётчик и др.
СЭБИН, ед. поглощения энергии звук. волн, равная площади поверхности в 1 квадратный фут,
полностью поглощающей падающую на неё энергию. Названа в честь амер. физика У. Сэбина (W.
Sabine). С. называют также единицей открытого окна, т. к. через открытое окно звук. энергия из помещения уходит полностью (коэфф. поглощения равен 1). Аналогичная ед. в м2 наз. метрическим С.