М
advertisement
М
МАГАЗИНЫ ЭЛЕКТРИЧЕСКИХ ВЕЛИЧИН
МАГИЧЕСКИЕ ЯДРА
МАГНЕТИЗМ
МАГНЕТИК
МАГНЕТОКАЛОРИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ
МАГНЕТОН
МАГНЕТОСОПРОТИВЛЕНИЕ
МАГНИТОЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ
МАГНЕТРОН
МАГНИТ ПОСТОЯННЫЙ
МАГНИТ СВЕРХПРОВОДЯЩИЙ
МАГНИТНАЯ АНИЗОТРОПИЯ
МАГНИТНАЯ АНТЕННА
МАГНИТНАЯ ВОСПРИИМЧИВОСТЬ
МАГНИТНАЯ ВЯЗКОСТЬ
МАГНИТНАЯ ГИДРОДИНАМИКА
МАГНИТНАЯ ИНДУКЦИЯ
МАГНИТНАЯ ПОСТОЯННАЯ
МАГНИТНАЯ ПРОНИЦАЕМОСТЬ
МАГНИТНАЯ СИММЕТРИЯ
МАГНИТНАЯ СТРУКТУРА АТОМНАЯ
МАГНИТНАЯ ТЕКСТУРА
МАГНИТНАЯ ТЕРМОМЕТРИЯ
МАГНИТНАЯ ЦЕПЬ
МАГНИТНОЕ ДАВЛЕНИЕ
МАГНИТНОЕ НАСЫЩЕНИЕ
МАГНИТНОЕ ОХЛАЖДЕНИЕ
МАГНИТНОЕ ПОЛЕ
МАГНИТНОЕ СОПРОТИВЛЕНИЕ
МАГНИТНОЕ СТАРЕНИЕ
МАГНИТНО-ЖЕСТКИЕ МАТЕРИАЛЫ
МАГНИТНО-МЯГКИЕ МАТЕРИАЛЫ
МАГНИТНО-ТВЁРДЫЕ МАТЕРИАЛЫ
МАГНИТНЫЕ ВЕСЫ
МАГНИТНЫЕ ЗЕРКАЛА
МАГНИТНЫЕ ИЗМЕРЕНИЯ
МАГНИТНЫЕ ЛИНЗЫ
МАГНИТНЫЕ ЛОВУШКИ
МАГНИТНЫЕ МАТЕРИАЛЫ
МАГНИТНЫЕ ПОЛУПРОВОДНИКИ
МАГНИТНЫЕ ЭТАЛОНЫ
МАГНИТНЫЙ ГИСТЕРЕЗИС
МАГНИТНЫЙ ЗАРЯД
МАГНИТНЫЙ МОМЕНТ
МАГНИТНЫЙ МОНОПОЛЬ
МАГНИТНЫЙ ПОЛЮС
МАГНИТНЫЙ ПОТЕНЦИАЛОМЕТР
МАГНИТНЫЙ ПОТОК
МАГНИТНЫЙ ПРОБОЙ
МАГНИТНЫЙ РЕЗОНАНС
МАГНИТНЫЙ СПЕКТРОМЕТР
МАГНИТОГИДРОДИНАМИЧЕСКИЙ ГЕНЕРАТОР
МАГНИТОДВИЖУЩАЯ СИЛА
МАГНИТОДИЭЛЕКТРИКИ
МАГНИТОЗВУКОВЫЕ ВОЛНЫ
МАГНИТОМЕТР
МАГНИТОМЕХАНИЧЕСКИЕ ЯВЛЕНИЯ
МАГНИТОМЕХАНИЧЕСКОЕ ОТНОШЕНИЕ
МАГНИТООПТИКА
МАГНИТОРЕЗИСТИВНЫЙ ЭФФЕКТ
МАГНИТОРЕЗОНАНСНЫЙ МАСС-СПЕКТРОМЕТР
МАГНИТОСТАТИКА
МАГНИТОСТРИКЦИОННЫЕ МАТЕРИАЛЫ
МАГНИТОСТРИКЦИОННЫЙ ПРЕОБРАЗОВАТЕЛЬ
МАГНИТОСТРИКЦИЯ
МАГНИТОСФЕРА
МАГНИТОТЕПЛОВЫЕ ЯВЛЕНИЯ
МАГНИТОТОРМОЗНОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ
МАГНИТОУПРУГИЕ ВОЛНЫ
МАГНИТОУПРУГИЙ ЭФФЕКТ
МАГНИТОЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ ИЗМЕРИТЕЛЬНЫЙ МЕХАНИЗМ
МАГНОН
МАГНОН-ФОНОННОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ
МАГНУСА ЭФФЕКТ
МАДЖИ — РИГИ — ЛЕДЮКА ЭФФЕКТ
МАЗЕРНЫЙ ЭФФЕКТ В КОСМОСЕ
МАЙКЕЛЬСОНА ОПЫТ
МАЙКЕЛЬСОНА ЭШЕЛОН
МАКРОМОЛЕКУЛА
МАКСВЕЛЛ
МАКСВЕЛЛА ДИСК
МАКСВЕЛЛА РАСПРЕДЕЛЕНИЕ
МАКСВЕЛЛА ТРЕУГОЛЬНИК
МАКСВЕЛЛА УРАВНЕНИЯ
МАЛЮСА ЗАКОН
МАНДЕЛЬШТАМА — БРИЛЛЮЭНА РАССЕЯНИЕ
МАНОМЕТРИЧЕСКИЙ ТЕРМОМЕТР
МАСКИРОВКА ЗВУКА
МАССА ПОКОЯ
МАСС-АНАЛИЗАТОР
МАССОВАЯ СИЛА
МАССОВОЕ ЧИСЛО
МАСС-СЕПАРАТОР
МАСС-СПЕКТРОМЕТР
МАСС-СПЕКТРОСКОПИЯ
МАССЫ ИЗБЫТОК
МАССЫ СОХРАНЕНИЯ ЗАКОН
МАСШТАБ ИЗОБРАЖЕНИЯ
МАСШТАБНАЯ ИНВАРИАНТНОСТЬ
МАТЕМАТИЧЕСКИЙ МАЯТНИК
МАТЕРИАЛЬНАЯ ТОЧКА
МАТОВАЯ ПОВЕРХНОСТЬ
МАТРИЦА ПЛОТНОСТИ
МАТРИЦА РАССЕЯНИЯ
МАХА КОНУС
МАХА ЧИСЛО
МАХЕ (единица Махе)
МАЯТНИК
МГД-ГЕНЕРАТОР
М — Д — П-СТРУКТУРА
МЕГА...
МЕДЛЕННЫЕ НЕЙТРОНЫ
МЕЖАТОМНОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ
МЕЖДУНАРОДНАЯ ПРАКТИЧЕСКАЯ ТЕМПЕРАТУРНАЯ ШКАЛА
МЕЖДУНАРОДНАЯ СИСТЕМА ЕДИНИЦ
МЕЖМОЛЕКУЛЯРНОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ
МЕЗОАТОМ
МЕЗОМОРФНОЕ СОСТОЯНИЕ
МЕЗОННАЯ ФАБРИКА
МЕЗОННАЯ ХИМИЯ
МЕЗОНЫ
МЕЗОНЫ СО СКРЫТЫМ «ОЧАРОВАНИЕМ»
МЕЙСНЕРА ЭФФЕКТ
МЕМБРАНА
МЕНИСК
МЕНИСКОВЫЕ СИСТЕМЫ
МЕРЫ
МЕРЫ ВМЕСТИМОСТИ
МЕРЫ ДЛИНЫ
МЕРЫ УГЛОВЫЕ
МЕРЫ ЭЛЕКТРИЧЕСКИХ ВЕЛИЧИН
МЁССБАУЭРА ЭФФЕКТ
МЁССБАУЭРОВСКАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ
МЕТАЛЛИДЫ
МЕТАЛЛИЧЕСКАЯ СВЯЗЬ
МЕТАЛЛИЧЕСКИЕ СОЕДИНЕНИЯ
МЕТАЛЛИЧЕСКИЕ СТЁКЛА
МЕТАЛЛООПТИКА
МЕТАЛЛОФИЗИКА
МЕТАЛЛЫ
МЕТАМАГНЕТИК
МЕТАСТАБИЛЬНОЕ СОСТОЯНИЕ
МЕТАСТАБИЛЬНОЕ СОСТОЯНИЕ квантовых систем
МЕТАЦЕНТР
МЕТАЦЕНТРИЧЕСКАЯ ВЫСОТА
МЕТРИКА ПРОСТРАНСТВА-ВРЕМЕНИ
МЕТРИЧЕСКАЯ СИСТЕМА МЕР
МЕТРИЧЕСКИЙ ТЕНЗОР
МЕТРОЛОГИЧЕСКАЯ СЛУЖБА
МЕТРОЛОГИЯ
МЕХАНИКА
МЕХАНИКА СПЛОШНОЙ СРЕДЫ
МЕХАНИКА СЫПУЧИХ СРЕД
МЕХАНИКА ТЕЛ ПЕРЕМЕННОЙ МАССЫ
МЕХАНИЧЕСКИЙ ЭКВИВАЛЕНТ СВЕТА
МЕХАНИЧЕСКИЙ ЭКВИВАЛЕНТ ТЕПЛОТЫ
МЕХАНОКАЛОРИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ
МЕХАНОСТРИКЦИЯ
МЕЧЕНЫЕ АТОМЫ
МИГРАЦИЯ ЭНЕРГИИ
МИДЕЛЕВОЕ СЕЧЕНИЕ
МИКРО...
МИКРОВОЛНОВАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ
МИКРОКАНОНИЧЕСКИЙ АНСАМБЛЬ ГИББСА
МИКРОКАНОНИЧЕСКОЕ РАСПРЕДЕЛЕНИЕ ГИББСА
МИКРОН
МИКРОНАПРЯЖЕНИЯ
МИКРОПРИЧИННОСТИ УСЛОВИЕ
МИКРОПРОЕКЦИЯ
МИКРОСКОП
МИКРОСКОПИЯ
МИКРОТРОН
МИКРОФОН
МИКРОЭЛЕКТРОНИКА
МИЛЛЕРА ИНДЕКСЫ
МИЛЛИ...
МИЛЛИБАР
МИЛЛИМЕТР ВОДЯНОГО СТОЛБА
МИЛЛИМЕТР РТУТНОГО СТОЛБА
МИНКОВСКОГО ПРОСТРАНСТВО-ВРЕМЯ
МИРА
МИРОВАЯ ЛИНИЯ
МКГСС СИСТЕМА ЕДИНИЦ
МКС СИСТЕМА ЕДИНИЦ
МКСА СИСТЕМА ЕДИНИЦ
МКСК СИСТЕМА ЕДИНИЦ
МНИМОЕ ИЗОБРАЖЕНИЕ
МНОГОУГОЛЬНИК ВЕРЕВОЧНЫЙ (Вариньона многоугольник)
МНОГОУГОЛЬНИК СИЛ
МНОГОФОТОННАЯ ИОНИЗАЦИЯ
МНОГОФОТОННЫЕ ПРОЦЕССЫ
МНОГОФОТОННЫЙ ФОТОЭФФЕКТ
МНОЖЕСТВЕННЫЕ ПРОЦЕССЫ
МОДЕЛИРОВАНИЕ
МОДУЛИ УПРУГОСТИ
МОДУЛЯЦИЯ
МОДУЛЯЦИЯ КОЛЕБАНИЙ
МОДУЛЯЦИЯ СВЕТА
МОДЫ
МОЗЛИ ЗАКОН
МОЛЕКУЛА
МОЛЕКУЛЯРНАЯ АКУСТИКА
МОЛЕКУЛЯРНАЯ МАССА
МОЛЕКУЛЯРНАЯ ФИЗИКА
МОЛЕКУЛЯРНОЕ ТЕЧЕНИЕ
МОЛЕКУЛЯРНЫЕ И АТОМНЫЕ ПУЧКИ
МОЛЕКУЛЯРНЫЕ КРИСТАЛЛЫ
МОЛЕКУЛЯРНЫЕ СПЕКТРЫ
МОЛЕКУЛЯРНЫЙ ГЕНЕРАТОР
МОЛТЕРА ЭФФЕКТ
МОЛЬ
МОМЕНТ ИНЕРЦИИ
МОМЕНТ КОЛИЧЕСТВА ДВИЖЕНИЯ
МОМЕНТ ОРБИТАЛЬНЫЙ
МОМЕНТ СИЛЫ
МОНОКРИСТАЛЛ
МОНОМОЛЕКУЛЯРНЫЙ СЛОЙ
МОНОПОЛЬ ДИРАКА
МОНОПОЛЬНЫЙ МАСС-СПЕКТРОМЕТР
МОНОХРОМАТИЧЕСКИЙ СВЕТ
МОНОХРОМАТИЧЕСКОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ
МОНОХРОМАТОР
МОСТ ИЗМЕРИТЕЛЬНЫЙ
МОЩНОСТЬ
МОЩНОСТЬ ЗВУКА
МТС СИСТЕМА ЕДИНИЦ
МУЗЫКАЛЬНАЯ АКУСТИКА
МУЛЬТИПЛEТНОСТЬ
МУЛЬТИПОЛЬ
МУЛЬТИПОЛЬНОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ
МУТНЫЕ СРЕДЫ
МЮ-МЕЗОНЫ
МЮОНИЙ
МЮОННЫЙ АТОМ
МЮОННЫЙ КАТАЛИЗ
МЮОНЫ
МАГАЗИНЫ ЭЛЕКТРИЧЕСКИХ ВЕЛИЧИН, конструктивно объединённые наборы мер
пассивных электрич. величин (сопротивления, ёмкости, индуктивности, взаимной индуктивности),
позволяющие воспроизводить дискретный или непрерывный ряд значений этих величин в определ.
диапазоне. Используются в измерит. практике, особенно при высокоточных измерениях методами
сравнения (см., напр., Мост измерительный).
Наборы мер, входящих в М. э. в., разделяются на декады. Каждую из декад обычно образуют 9 или
10 мер одинакового номин. значения. Соединение мер в разл. комбинациях при помощи
коммутирующего устройства позволяет воспроизводить разл. значения электрич. величины. По виду
коммутирующего устройства различают рычажные, штепсельные, вилочные, зажимные М. э. в.
Получили распространение цифроаналоговые преобразователи (ЦАПы), представляющие собой
автоматически (дистанционно) управляемые М. э. в.
Самая многочисл. группа М. э. в.— магазины сопротивлений для пост. и перем. токов. Пром-стью
выпускаются магазины, воспроизводящие сопротивления от 0,01 Ом до 1000 ГОм, с частотным
диапазоном до 70 кГц и осн. относит. погрешностью измерений до 0,01%. Магазины ёмкостей
воспроизводят ёмкость до 100 мкФ (наименьшая декада может быть плавно регулируемой),
частотный диапазон — до 20 кГц, осн. относит. погрешность — до 0,05%.
Магазины индуктивностей воспроизводят индуктивность до 100 мГн в частотном диапазоне до 10
кГц и обладают осн. относит. погрешностью измерений до 0,05%. Пром-стью выпускаются также
магазины взаимных индуктивностей.
Техн. требования к М. э. в. стандартизованы в ГОСТе 22261—76 (общие требования), ГОСТе
23737—79 (магазины сопротивлений), ГОСТе 6746—75
(магазины ёмкостей), ГОСТе 21175—75 (магазины индуктивностей), ГОСТе 20798—75 (магазины
взаимных индуктивностей) .
• Основы электроизмерительной техники, М., 1972; Справочник по электроизмерительным
приборам, 2 изд., Л., 1977.
В. П. Кузнецов.
МАГИЧЕСКИЕ ЯДРА, ядра, в к-рых число протонов Z или число нейтронов N равно одному из т.
н. м а г и ч е с к и х ч и с е л — 2, 8, 20, 28, 50, 82, 126. Ядра, подобные 20882Pb (Z=82, N=126), в крых и Z и N — магические, наз. дважды магическими. М. я. выделяются среди др. ядер повыш.
устойчивостью, большей распространённостью в природе и др. особенностями, напр. наблюдается
уменьшение энергии отрыва нуклона от ядра при переходе через магич. число. Так, для ядер с N от
124 до 128 энергия отрыва 82-го протона ~8,5 МэВ, тогда как энергия отрыва 83-го протона лишь
~4,4 МэВ. Существование М. я. послужило одним из доводов в пользу оболочечной модели ядра,
согласно к-рой нуклоны запол356
няют систему нейтронных и протонных оболочек с определ. числом мест в каждой; магич. числа
соответствуют целиком заполненным оболочкам (см. Ядро атомное).
Ф. Л. Шапиро.
МАГНЕТИЗМ, 1) особая форма вз-ствия между электрич. токами, между токами и магнитами (т. е.
телами с магнитным моментом) и между магнитами; 2) раздел физики, изучающий это
взаимодействие и св-ва в-в (магнетиков), в к-рых оно проявляется.
Основные проявления магнетизма. В наиболее общем виде М. можно определить как особую форму
матер. вз-ствий, возникающих между движущимися электрически заряж. ч-цами. Передача магн. взствия, реализующая связь между пространственно-разделёнными телами, осуществляется
магнитным полем. Оно представляет собой наряду с электрич. полем одно из проявлений эл.-магн.
формы движения материи (см. Электромагнитное поле). Между магн. и электрич. полями нет
полной симметрии. Источниками электрич. поля явл. электрич. заряды, но аналогичных магн. зарядов пока не наблюдали в природе, хотя гипотезы об их существовании высказывались (см.
Магнитный монополь). Источник магн. поля — движущийся электрич. заряд, т. е. электрич. ток. В ат.
масштабах для эл-нов и нуклонов (протонов, нейтронов) имеются два типа мпкроскопич. токов —
орбитальные, связанные с переносом центра тяжести этих ч-ц в атоме, и спиновые, связанные с их
внутр. движением.
Количеств. характеристикой М. частиц явл. их орбитальный и спиновый магн. моменты. Поскольку
все микроструктурные элементы в-в — электроны, протоны и нейтроны — обладают магн.
моментами, то и любые их комбинации — ат. ядра и электронные оболочки, а также и комбинации
их комбинаций, т. е. атомы, молекулы и макроскопич. тела, могут в принципе быть источниками М.
Т. о., по существу все в-ва обладают магн. св-вами.
Известны два осн. эффекта воздействия внеш. магн. поля на в-ва. Во-первых, в соответствии с
законом эл.-магн. индукции Фарадея внеш. магн. поле всегда создаёт в в-ве такой индукц. ток, магн.
поле к-рого направлено против нач. поля (Ленца правило). Поэтому создаваемый внеш. полем магн.
момент в-ва всегда направлен противоположно внеш. полю (см. Диамагнетизм). Во-вторых, если
атом обладает отличным от нуля магн. моментом (спиновым, орбитальным или тем и другим), то
внеш. поле будет стремиться ориентировать его вдоль своего направления. В результате возникает
параллельный полю магн. момент, к-рый наз. парамагнитным (см. Парамагнетизм).
Существ. влияние на магн. свойства в-ва могут оказать также внутр. вз-ствия (электрич. и магн.
природы) между микрочастицами — носителями магн. момента (атомами и др.).
В нек-рых случаях благодаря этим вз-ствиям оказывается энергетически выгоднее, чтобы в в-ве
существовала самопроизвольная (не зависящая от внеш. поля) упорядоченность в ориентации магн.
моментов ч-ц (ат. магн. порядок). В-ва, в к-рых ат. магн. моменты ориентированы параллельно друг
другу, наз. ферромагнетиками (см. Ферромагнетизм), соответственно антиферромагнетиками наз.
в-ва, в к-рых соседние ат. моменты расположены антипараллельно (см. Антиферромагнетизм).
Кроме таких коллинеарных ферро- и антиферромагнитных ат. структур, наблюдаются и
неколлинеарные (винтовые, треугольные и др.).
Сложность ат. структуры в-в, построенных из огромного числа атомов, приводит к практически
неисчерпаемому разнообразию их магн. св-в. При рассмотрении магн. свойств в-в для них
употребляют общий термин «магнетики». Взаимосвязь магн. свойств в-в с их немагн. св-вами
(электрич., механич., оптическими и т. д.) позволяет очень часто использовать исследования магн. свв как источник информации о внутр. структуре микрочастиц и тел макроскопич. размеров. Огромный
диапазон магн. явлений, простирающийся от М. элем. ч-ц до М. косм. тел (Земли, Солнца, звёзд и
др.), объясняет глубокий интерес к М. со стороны мн. наук (физики, астрофизики, химии, биологии)
и его широкое применение в технике. Рассмотрению связанных с этим вопросов посвящены статьи:
Солнечный ветер, Земной магнетизм, Магнитосфера, Магнитное поле, Магнитная гидродинамика,
Магнитная структура атомная, Магнитные материалы, Магнит постоянный и др.
Магнетизм веществ. Макроскопич. описание магн. свойств в-в обычно проводится в рамках теории
эл.-магн. поля (см. Максвелла уравнения), термодинамики и статистической физики. Одной из осн.
макроскопич. хар-к магнетика, определяющих его термодинамич. состояние, явл. вектор намагниченности J (суммарный магн. момент ед. объёма магнетика). Вектор J — ф-ция напряжённости
магн. поля Н. Графически зависимость J(H) изображается кривой намагничивания, имеющей разл.
вид у разных магнетиков. В ряде в-в между J и Н существует линейная зависимость: J=H, где —
магнитная восприимчивость ед. объёма в-ва (у диамагнетиков <0, у парамагнетиков >0). У
ферромагнетиков J связана с H нелинейно; у них восприимчивость зависит не только от темп-ры Т и
свойств вещества, но и от поля H.
Термодинамически намагниченность J магнетика определяется через потенциал термодинамический
Ф(Н, Т, р) по ф-ле: J=-(дФ/дН)Т,р (р — давление). В свою очередь, расчёт Ф(Н, Т, р) основан на
соотношении Гиббса — Богуславского: Ф= -kTlnZ(H, T,p), где Z(H,Т,р)— статистическая сумма.
Из общих положений классич. статистич. физики следует, что электронные системы не могут
обладать термодинамически устойчивым магн. моментом (Бора — ван-Лёвен теорема), но это
противоречит опыту. Квантовая механика, объяснившая устойчивость атома, дала объяснение и М.
атомов и макроскопич. тел. М. атомов и молекул обусловлен спиновыми магн. моментами их эл-нов,
движением эл-нов в оболочках атомов и молекул (т. н. орбитальным М.), спиновым и орбитальным
М. нуклонов ядер. В многоэлектронных атомах сложение орбитальных и спиновых магн. моментов
производится по законам пространств. квантования — результирующий магн. момент j
определяется полным угловым квантовым числом j и равен: j=gj(j(j+1)Б),где gj — Ланде
множитель, Б — магнетон Бора.
У атомов инертных газов (Не, Ar, Ne и др.) электронные оболочки магнитно нейтральны (их
суммарный магн. момент равен нулю). Во внеш. магн. поле инертные газы проявляют диамагн. св-ва.
Электронная оболочка атомов щелочных металлов (Li, Na, К и др.) обладает лишь спиновым магн.
моментом валентного эл-на, орбитальный магн. момент этих атомов равен нулю. В результате атомы
щелочных металлов парамагнитны. У атомов переходных металлов [Fe, Co, Ni, редкоземельных
металлов (РЗМ) и др.] не достроены d- и f-слои их электронных оболочек. Спиновые и орбитальные
магн. моменты эл-нов этих слоев не скомпенсированы, что приводит к существованию у
изолированных атомов Fe, Co, Ni и РЗМ значит. магн. момента.
Магн. свойства в-в определяются природой ат. носителей М. и хар-ром их вз-ствий. Даже в-во одного
и того же хим. состава в зависимости от внеш. условий, а также крист. или фазовой структуры (напр.,
степени упорядочения атомов в сплавах и т. п.) может обладать разл. магн. св-вами. Напр., Fe, Со и
Ni в крист. состоянии ниже определ. темп-ры (Кюри точка) обладают ферромагн. св-вами, выше
точки Кюри они парамагнитны. То же наблюдается и у антиферромагнетиков, их критич. темп-ру
наз. Нееля точкой. У нек-рых РЗМ между ферро- и парамагнитной температурными областями
существует антиферромагн. область.
Количественно вз-ствие между ат. носителями М. в в-ве можно охарактеризовать величиной энергии
этого вз-ствия вз, рассчитанной на отд. пару частиц — носителей магн. момента. Энергию вз,
обусловленную электрич. и магн. вз-ствием ч-ц, можно сопоставить с величинами энергий др. ат. взствий: с энергией ч-цы, имеющей
357
магн. момент порядка ~Б в нек-ром эффективном магн. поле Hэфф, т. е. с H=БHэфф, и со ср. энергией
теплового движения ч-цы при нек-рой эффективной критич. темп-ре Тк, т. е. T=kTк (Hэфф и Тк служат
мерами энергии вз-ствия ч-ц). При значениях напряжённости внеш. поля H<Hэфф или при темп-pax
T<Tк будут сильно проявляться магн. свойства в-ва, обусловленные внутр. вз-ствиями ат. носителей
М. (т. н. «сильный» М. в-в). Наоборот, в областях H>>Hэфф или Т>>Тк будут доминировать внеш.
факторы — темп-pa или поле, подавляющие эффекты внутр. вз-ствия («слабый» М. в-в). Эта
классификация формальна, т. к. не вскрывает физ. природы Hэфф и Tк. Для полного выяснения
природы магн. свойств в-ва необходимо знать не только величину энергии вз по сравнению с T или
H, но также и её физ. происхождение и хар-р магн. момента носителей (орбитальный или спиновый).
Если исключить случай ядерного М., то в. электронных оболочках атомов и молекул, а также в
электронной системе конденсированных в-в (жидкости, кристаллы) действуют два типа сил —
электрические и магнитные. Мерой электрич. вз-ствия может служить электростатич. энергия эл
двух эл-нов, находящихся на ат. расстоянии a (a=10-8 см): эл~е2/а=2,57•10-11 эрг. Мерой магн. взствия служит энергия связи двух микрочастиц, обладающих магн. моментами Б и находящихся на
расстоянии а, т. е. магн~2Б/a310-15 эрг.
Т. о., эл превосходит энергию магн на три-четыре порядка. В связи с этим сохранение
намагниченности ферромагнетиками (Fe, Co, Ni) до темп-р T~1000К может быть обусловлено только
электрич. вз-ствием, т. к. при энергии магн~10-16 эрг тепловое движение разрушило бы ориентирующее действие магн. сил уже при 1 К. Согласно квант. механике, наряду с кулоновским электростатич.
вз-ствием заряж. ч-ц существует также чисто квантовое электростатическое обменное
взаимодействие, зависящее от взаимной ориентации магн. моментов эл-нов. Эта часть вз-ствия,
электростатическая по своей природе, оказывает существ. влияние на магн. состояние электронных
систем. В частности, это вз-ствие благоприятствует упорядоченной ориентации магн. моментов ат.
носителей М. Верхний предел энергии обменного вз-ствия об~10-13 эрг.
Значение об>0 соответствует параллельной ориентации ат. магн. моментов, т. е. самопроизвольной
(спонтанной) намагниченности ферромагнетиков. При об<0 имеет место тенденция к
антипараллельной ориентации соседних магн. моментов, характерной для ат. магн. структуры
антиферромагнетиков. В кристаллах сплавов
и соединении возможно т. н. смешанное обменное вз-ствие, когда между разл. узлами крист. решётки
знаки об противоположны. Изложенное позволяет провести следующую физ. классификацию магн.
свойств в-в.
I. Магнетизм слабо взаимодействующих частиц (вз<<БH или вз<<kT).
Преобладание диамагнетизма. К в-вам с диамагн. св-вами относятся: а) все инертные газы, а также
газы, атомы или молекулы к-рых не имеют собственного результирующего магн. момента. Их магн.
восприимчивость отрицательна и очень мала по абс. величине [молярная восприимчивость порядка
—(10-7—10-5)]; от темп-ры она практически не зависит; б) органич. соединения с неполярной связью,
в к-рых молекулы или радикалы либо не имеют магн. момента, либо парамагн. эффект в них
подавлен диамагнитным; у этих соединений порядка —106 и также практически не зависит от
темп-ры, но обладает заметной анизотропией (см. Магнитная анизотропия); в) жидкие и крист. в-ва:
нек-рые металлы (Zn, Au, Hg и др.); р-ры, сплавы и хим. соединения (напр., галогены) с
преобладанием диамагнетизма ионных остовов (ионы, подобные атомам инертных газов, Li+ , Ве2+ ,
Аl3+, Сl- и т. п.). М. этой группы в-в похож на М. «классич.» диамагн. газов.
Преобладание парамагнетизма характерно: а) для свободных атомов, ионов и молекул, обладающих
результирующим магн. моментом. Парамагнитны газы O2, NO, пары щелочных и переходных металлов. Восприимчивость их ~10-3—10-5 и при не очень низких темп-рах и не очень сильных магн.
полях (БH/kT<<1) не зависит от поля H, но существенно зависит от темп-ры — для имеет место
Кюри закон: =C/T, где С — постоянная Кюри; б) для ионов переходных элементов в жидкой фазе, а
также в кристаллах при условии, что магнитно-активные ионы слабо взаимодействуют друг с другом
и их ближайшее окружение в конденсиров. фазе слабо влияет на их парамагнетизм. При условии
БH/kT<<1 их восприимчивость не зависит от H, но зависит от T — имеет место Кюри— Вейса
закон: =С'/(Т-), где С' и — константы в-ва; в) для ферро- и антиферромагн. в-в выше точки
Кюри .
II. Магнетизм электронов проводимости в металлах и полупроводниках.
Парамагнетизм электронов проводимости (спиновый парамагнетизм) наблюдается у щелочных (Li,
К, Na и др.), щёлочноземельных (Са, Cr, Ba, Ra) и переходных металлов (элементов с недостроенными 3d-, 4d- и 5d-оболочками, кроме Fe, Ni, Co и Mn, Cr). Восприимчивость их мала (~10-5), не
зависит от поля и слабо меняется с темп-рой. У ряда металлов (Cu, Ag, Au и др.) этот парамагнетизм маскируется более сильным диамагнетизмом ионных остовов.
Диамагнетизм электронов проводимости в металлах (Ландау диамагнетизм) присущ всем металлам,
но в большинстве случаев его маскирует либо более сильный спиновый электронный парамагнетизм,
либо диа- или парамагнетизм ионных остовов.
Пара- и диамагнетизм электронов проводимости в полупроводниках. По сравнению с металлами в
ПП мало эл-нов проводимости, но число их растёт с повышением темп-ры; в этом случае также
зависит от Т.
М.сверхпроводников обусловлен электрич. токами, текущими в тонком поверхностном слое толщиной ~10-5 см. Эти токи экранируют толщу сверхпроводника от внеш. магн. полей, поэтому в
массивном сверхпроводнике при T<Tк магн. поле равно нулю (Мейснера эффект).
III. Магнетизм веществ с атомным магнитным порядком (вз>>БH или вз>>kT).
Ферромагнетизм имеет место в в-вах с положительной обменной энергией (об>0): в кристаллах Fe,
Со, Ni, ряде РЗМ (Gd, Tb, Dy, Но, Er, Tm, Yb), в сплавах и соединениях с участием этих элементов, а
также в сплавах Cr, Mn и в соединениях U. Для ферромагнетизма характерна самопроизвольная
намагниченность при темп-pax T<, при T> ферромагнетики переходят либо в парамагнитное, либо
в антиферромагн. состояние (последнее наблюдается, напр., в нек-рых РЗМ). Однако из опыта
известно, что в отсутствии внеш. поля ферромагн. тела не обладают результирующей
намагниченностью (если исключить вторичное явление остаточной намагниченности). Это
объясняется тем, что при H=0 ферромагнетик разбивается на большое число микроскопич. областей
самопроизвольного намагничивания — доменов. Векторы намагниченности отд. доменов ориентированы так, что суммарная намагниченность ферромагнетика равна нулю. Во внеш. поле доменная
структура изменяется, ферромагн. образец приобретает результирующую намагниченность (см.
Намагничивание).
Антиферромагнетизм имеет место в в-вах с отрицательной обменной энергией (об<0): в кристаллах
Cr и Mn, ряде РЗМ (Се, Pr, Nd, Sm, Eu), а также в многочисл. соединениях и сплавах с участием элементов переходных групп.
Крист. решётка этих в-в разбивается на т. н. подрешётки магнитные, векторы самопроизвольной
намагниченности Jki к-рых либо антипараллельны (коллинеарная антиферромагн. связь), либо
направлены друг к другу под углами, отличными от 0 и 180° (неколлинеарная связь, см. Магнитная
структура атомная). Если суммарный момент всех магн. подрешёток в
358
антиферромагнетике равен нулю, то имеет место скомпенсиров. антиферромагнетизм; если же
имеется отличная от нуля разностная самопроизвольная намагниченность, то наблюдается
нескомпенсиров. антиферромагнетизм, или ферримагнетизм, к-рый реализуется гл. обр. в кристаллах
окислов металлов с крист. решёткой типа шпинели, граната, перовскита и др. минералов (их наз.
ферритами). Эти в-ва по электрич. св-вам — ПП и диэлектрики, по магн. св-вам они похожи на
обычные ферромагнетики. При нарушении компенсации магн. моментов в антиферромагнетиках изза слабого вз-ствия между ат. носителями М. в ряде случаев возникает очень малая
самопроизвольная намагниченность в-в (~0,1% от обычных значений для ферро- и
ферримагнетиков), к-рые наз. слабыми ферромагнетиками (напр., гематит -Fe2O3, карбонаты ряда
металлов, ортоферриты; см. Слабый ферромагнетизм). Существует различие в хар-ре ат. носителей
магн.. момента в ферро- и антиферромагнитных d- и f-металлах, металлич. сплавах и соединениях и
непроводящих кристаллах. В d-металлах и сплавах осн. носителями ат. магн. момента явл. эл-ны
бывшего недостроенного d-слоя взолиров. атомов. Обусловленный ими ферро- или
антиферромагнетизм связан с проявлением обменного вз-ствия в системе коллективизированных dэлектронов.
В 4 f-металлах и диэлектрич. кристаллах упорядоченные ат. магн. структуры образованы магн.
моментами, локализованными вблизи узлов крист. решётки, занятых магнитно-активными ионами.
Существует также упорядоченный М. в аморфных тв. телах (в переохлаждённых жидкостях, т. н.
металлических стёклах), обладающих рядом специфич. св-в, отличных от магн. св-в крист.
магнетиков.
Большой интерес представляют также в-ва, названные спиновыми стёклами, в к-рых имеется ат.
упорядочение, но отсутствует упорядочение локализованных атомных спиновых или орбитальных
магн. моментов.
Магн. состояние ферро- или антиферромагнетика во внеш. магн. поле Н определяется, помимо
величины поля, ещё и предшествующими состояниями магнетика (магн. предысторией образца). Это
явление наз. гистерезисом. Магн. гистерезис проявляется в неоднозначности зависимости J от Н (в
наличии петли гистерезиса). Благодаря гистерезису для размагничивания образца оказывается
недостаточным устранить внеш. поле, при H=0 образец сохранит остаточную намагниченность Jr.
Для размагничивания образца нужно приложить обратное магн. поле Нс, к-рое наз. коэрцитивной
силой. В зависимости от значения Нс различают магнитно-мягкие материалы (Hс<800 А/м или 10 Э) и
магнитно-твёрдые, или высококоэрцитивные, материалы (Hс>4 кА/м или 50 Э). Jr и Нс зависят от
темп-ры и, как правило, убывают с её повышением, стремясь к нулю с приближением Т к 0.
Научные и технические проблемы магнетизма. Осн. науч. проблемами совр. учения о М.
являются: 1) выяснение природы обменного вз-ствия и вз-ствий, обусловливающих анизотропию в
разл. типах магнитоупорядоченных кристаллов; объяснение спектров элем. магн. возбуждений
(магнонов) и механизмов их вз-ствия между собой, а также с фононами, эл-нами проводимости и др.;
2) создание теории перехода из парамагнитного в ферромагн. состояние. Исследование М. в-в
применяется как средство изучения хим. связей и структуры молекул (магнетохимия). Изучение диаи парамагн. св-в газов, жидкостей, р-ров, соединений в тв. фазе позволяет разобраться в деталях физ.
и хим. процессов, протекающих в этих телах, и в их структуре. Изучение магн. динамич. хар-к
(магнитного резонанса и релаксац. процессов) помогает понять кинетику многих физ. и физ.-хим.
процессов в разл. в-вах. Интенсивно развивается магнитобиология.
К важнейшим проблемам М. косм. тел относятся: выяснение происхождения магн. полей Земли,
планет, Солнца, звёзд (в частности, пульсаров), внегалактич. радиоисточников (радиогалактик,
квазаров и др.), а также роли магн. полей в косм. пр-ве.
Проблемы техн. применения М. входят в число важнейших проблем электротехники, радиотехники,
электроники, приборостроения и вычислит. техники, навигации, автоматики и телемеханики. В
технике широкое применение нашли магн. дефектоскопия и магн. методы контроля. Магнитные
материалы идут на изготовление магнитопроводов генераторов, моторов, трансформаторов, реле,
магн. усилителей, элементов магн. памяти, стрелок компасов, лент магн. записи и т. д.
Историческая справка. Первые письменные свидетельства о М. (Китай) имеют более чем
двухтысячелетнюю давность. В них упоминается о применении естеств. пост. магнитов в кач-ве
компасов. В работах древнегреч. и римских учёных есть упоминание о притяжении и отталкивании
магнитов и о намагничивании в присутствии магнита железных опилок (напр., у рим. поэта и
философа-материалиста Лукреция в поэме «О природе вещей», 1 в. до н. э.). В эпоху средневековья в
Европе стал широко применяться магн. компас (с 12 в.), были предприняты попытки эксперим.
изучения св-в магнитов разной формы (франц. учёный Пьер де Марикур, 1269). Результаты
исследований М. в эпоху Возрождения были обобщены в труде англ. физика У. Гильберта «О
магните, магнитных телах и о большом магните — Земле» (1600). Гильберт показал, в частности, что
Земля — магн. диполь, и доказал невозможность разъединения двух разноимённых полюсов магнита.
Далее учение о М. развивалось в работах франц. учёного Р. Декарта, рус. учёного Ф. Эпинуса и
франц. физика Ш. Кулона. Декарт был автором первой подробной метафиз. теории М. и геомагнетизма («Начала философии», ч. 4, 1644); он исходил из существования особой магн. субстанции,
обусловливающей своим присутствием и движением М. тел.
В трактате «Опыт теории электричества и магнетизма» (1759) Эпинус подчеркнул аналогию между
электрич. и магн. явлениями. Эта аналогия, как показал Кулон (1785—89), имеет определённое
количеств. выражение: вз-ствие точечных магн. полюсов подчиняется тому же закону, что и вз-ствие
точечных электрич. зарядов (Кулона закон). В 1820 дат. физик X. Эрстед открыл магн. поле электрич.
тока. В том же году франц. физик А. Ампер установил законы магн. вз-ствия токов, эквивалентность
магн. св-в кругового тока и тонкого плоского магнита; М. он объяснял существованием мол. токов. В
30-х гг. 19 в. нем. учёные К. Гаусс и В. Вебер развили матем. теорию геомагнетизма и разработали
методы магн. измерений.
Новый этап в изучении М. начинается с работ англ. физика М. Фарадея, к-рый дал последоват.
трактовку явлений М. на основе представлений о реальности эл.-магн. поля. Ряд важнейших
открытий в области электромагнетизма (эл.-магн. индукция — Фарадей, 1831; правило Ленца — Э.
X. Ленц, 1833, и др.), обобщение открытых эл.-магн. явлений в трудах англ. физика Дж. К. Максвелла
(1872), систематич. изучение св-в ферромагнетиков и парамагнетиков (А. Г. Столетов, 1872; франц.
физик П. Кюри, 1895, и др.) заложили основы совр. макроскопич. теории М.
Изучение М. на микроскопич. уровне стало возможно после открытия электронно-ядерной
структуры атомов. На основе классич. электронной теории голл. физика X. А. Лоренца франц.
учёный П. Ланжевен в 1905 построил теорию диамагнетизма, а также квазиклассич. теорию парамагнетизма. В 1892 рус. учёный Б. Л. Розинг и в 1907 П. Вейс (Франция) высказали идею о
существовании внутр. мол. поля, обусловливающего св-ва ферромагнетиков. Открытие электронного
спина и его М. (С. Гаудсмит, Дж. Ю. Уленбек, США, 1925), создание квант. механики привели к развитию квант. теории диа-, пара- и ферромагнетизма. На основе квантовомеханич. представлений
(пространств. квантования) франц. физик Л. Бриллюэн в 1926 нашёл зависимость намагниченности
парамагнетиков от внеш. магн. поля и темп-ры. Нем. физик Ф. Хунд в 1927 провёл сравнение экс359
перим. и теор. значений эфф. магн. моментов ионов в разл. парамагн. солях, что привело к
выяснению влияния электрич. полей парамагн. кристалла на «замораживание» орбит. моментов
ионов. Исследования этого явления позволили установить, что намагниченность кристалла определяется почти исключительно спиновыми моментами (У. Пенни и Р. Шлапп; Дж. ВанФлек, США,
1932). В 30-х гг. была построена квантовомеханич. теория магн. св-в свободных эл-нов (парамагнетизм Паули, 1927; Ландау диамагнетизм, 1930). Существ. значение для дальнейшего развития
теории парамагнетизма имело предсказанное Я. Г. Дорфманом (1923) и затем открытое Е. К.
Завойским (1944) явление электронного парамагнитного резонанса (ЭПР).
Созданию квант. теории ферромагнетизма предшествовали работы нем. физика Э. Изинга (1925,
двухмерная модель ферромагнетиков), Я. Г. Дорфмана (1927, им была доказана немагн. природа мол.
поля), нем. физика В. Гейзенберга (1926, квантовомеханич. расчёт атома гелия), нем. физиков В.
Гейтлера и Ф. Лондона (1927, расчёт молекулы водорода). В двух последних работах был
использован открытый в квант. механике эффект обменного взаимодействия эл-нов (П. Дирак,
Великобритания, 1926) в оболочке атомов и молекул и установлена его связь с магн. св-вами
электронных систем, подчиняющихся Ферми — Дирака статистике (Паули принцип). Квант. теория
ферромагнетизма была начата работами Я. И. Френкеля (1928, коллективизиров. модель) и
Гейзенберга (1928, модель локализов. спинов). Рассмотрение ферромагнетизма как квантового
кооперативного явления (амер. физики Ф. Блох, Дж. Слейтер, 1930) привело к открытию спиновых
волн. В 1932—33 франц. физик Л. Неель и Л. Д. Ландау предсказали существование
антиферромагнетизма. Изучение новых классов магн. в-в — антиферромагнетиков и ферритов —
позволило глубже понять природу М. Была выяснена роль магнитоупругой энергии в происхождении
энергии магн. анизотропии, построена теория доменной структуры и освоены методы её эксперим.
изучения.
Развитию теории М. в значит. мере способствовало создание новых эксперим. методов исследования
в-в. Нейтронографич. методы позволили определить типы ат. магн. структур. Ферромагнитный
резонанс, первоначально открытый и исследованный в работах В. К. Аркадьева (1913), а затем Дж.
Гриффитса (США, 1946), и антиферромагнитный резонанс (К. Гортер и др., 1951) позволили начать
эксперим. исследования процессов магн. релаксации, а также дали независимый метод определения
эфф. полей анизотропии в ферро- и антиферромагнетиках. Физ. методы исследований, основанные на
явлении ядерного магнитного резонанса (Э. Пёрселл и др., США, 1946) и Мёссбауэра эффекте
(1958), значительно углубили знания о распределении спиновой плотности в в-ве, особенно в
металлич. ферромагнетиках. Наблюдение рассеяния нейтронов и света позволили для ряда в-в
определить спектры спиновых волн. Параллельно с эксперим. работами развивались и разл. аспекты
теории М.: магн. симметрии кристаллов, ферромагнетизма коллективизированных эл-нов, фазовых
переходов II рода и критических явлений, а также модели одномерных и двухмерных ферро- и
антиферромагнетиков.
Успехи в изучении природы магн. явлений позволили осуществить синтез новых перспективных
магн. материалов: ферритов для ВЧ и СВЧ устройств, высококоэрцитивных соединений типа SmCo5
(см. Магнит постоянный), прозрачных ферромагнетиков, аморфных магнетиков (в т. ч. спиновых
стёкол, в к-рых наблюдается беспорядочное распределение ориентации ат. магн. моментов по узлам
крист. решётки), ферро- и антиферро-магн. аморфных материалов (т. н. металлических стёкол, или
метглассов) и др.
• Т а м м И. Е., Основы теории электричества, 9 изд., М., 1976; Л а н д а у Л. Д., Л и ф ш и ц Е. М.,
Электродинамика сплошных сред, М., 1959; Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971; К и т т е л ь Ч.,
Введение в физику твердого тела, пер. с англ., М., 1978; Уайт Р.-М., Квантовая теория магнетизма,
пер. с англ., М., 1972; Б о з о р т Р., Ферромагнетизм, пер. с англ., М., 1956; М а т т и с Д., Теория
магнетизма. Введение в изучение кооперативных явлений, пер. с англ., М., 1967.
С. В. Вонсовский.
МАГНЕТИК, термин, применяемый ко всем в-вам при рассмотрении их магн. св-в. Разнообразие
типов М. обусловлено различием магн. св-в микрочастиц, образующих в-во, а также хар-ра вз-ствия
между ними. М. классифицируют по величине и знаку их магнитной восприимчивости к (в-ва с <0
наз. диамагнетиками, с >0 — парамагнетиками, с >>1 — ферромагнетиками). Более глубокая
физ. классификация М. основана на рассмотрении природы микрочастиц, обладающих магн.
моментами, их вз-ствия, магнитной структуры атомной в-ва, а также влияния на М. внеш. факторов
(см. Магнетизм).
МАГНЕТОКАЛОРИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ, изменение темп-ры магнетика при адиабатич.
изменении напряжённости магн. поля Н, в к-ром находится магнетик. С изменением поля на dН
совершается работа намагничивания А=JdH (J— намагниченность). По первому началу
термодинамики А=Q-dU, где Q — сообщённое магнетику кол-во теплоты (в условиях
адиабатичности оно равно нулю), dU — изменение внутренней энергии магнетика. Т. о., при Q=Q
работа совершается лишь за счёт изменения внутр. энергии (A =-dU), что приводит к изменению
темп-ры магнетика, если его внутр. энергия зависит от темп-ры Т. В пара- и ферромагнетиках с
ростом Н намагниченность J увеличивается, т. е. растёт число атомных магн. моментов (спиновых
или орбитальных), параллельных Н. В результате энергия пара- и ферромагнетиков по отношению к
полю и их внутр. энергия обменного взаимодействия уменьшаются. С другой стороны, внутр.
энергия пара- и ферромагнетиков увеличивается с увеличением Т. Поэтому на основании Лв
Шателье— Брауна принципа при намагничивании должно происходить нагревание пара- и
ферромагнетиков. Для ферромагнетиков этот эффект максимален вблизи точки Кюри, для
парамагнетиков М. э. растёт с понижением темп-ры. При адиабатич. уменьшении поля происходит
частичное или полное (при выключении поля) разрушение упорядоченной ориентации моментов за
счёт внутр. энергии, что приводит к охлаждению магнетика (см. Магнитное охлаждение).
• Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971.
С. В. Вонсовский.
МАГНЕТОН, единица магнитного момента, принятая в ат. и яд. физике, физике тв. тела, элем. ч-ц
и т. д. Магн. момент ат. систем, обусловленный в осн. орбитальным движением и спином эл-нов,
измеряется в магнетонах Бора:
(е — абс. величина электрич. заряда, m — масса эл-на). В яд. физике магн. моменты измеряются в
ядерных магнетонах, отличающихся от (Б заменой массы эл-на m на массу протона М:
я=eћ/2Mc5,051•10-24 эрг/Гс. (2)
Физ. смысл величины Б легко понять из полуклассич. рассмотрения движения эл-на по круговой
орбите радиуса r со скоростью v. Такая система аналогична витку с током, сила I к-рого равна заряду,
делённому на период вращения: I=ev/2r. Согласно классич. электродинамике, магнитный момент
витка с током, охватывающего площадь S, равен в СГС системе единиц (Гауссовой): = IS/с=evr/2c,
или =еМlz/2mс, где Mlz=mvr — орбит. момент кол-ва движения эл-на. Если учесть, что в квант.
механике проекция орбит. момента Mlz кратна постоянной Планка, Mlz=│ml│ћ, где ml=0, ±1, ±2, ... ,
то получится выражение:
Т. о., магн. момент эл-на, находящегося в состоянии с проекцией орбитального момента Mlz, кратен
магнетону Бора, к-рый в данном случае играет роль элем. магн. момента — «кванта» магн. момента
эл-на.
360
Помимо орбит. момента кол-ва движения, эл-н обладает собств. механич. моментом — спином s,
проекция к-рого |ms| = 1/2 (в единицах ћ). Спиновый магн. момент s=2Б|,ms|, т. е. в 2 раза больше
величины, к-рую следовало ожидать на основании ф-лы (3), но т. к. |ms|=1/2, то s эл-на также равен
магнетону Бора: s=Б. Этот факт непосредственно вытекает из релятив. квант. теории эл-на, в основе
к-рой лежит Дирака уравнение.
Ядерный М. имеет аналогичный смысл: это магн. момент, создаваемый движением протона с
проекцией орбит. момента |mlz|=1. Однако собств. магн. моменты яд. ч-ц — протона и нейтрона,
обладающих, как и эл-н, спином 1/2, значительно отличаются от тех значений, к-рые они должны бы
иметь по теории Дирака. Аномальные магн. моменты этих ч-ц, а также др. адронов обусловлены их
сильным взаимодействием.
Д. В. Гольцов.
МАГНЕТОСОПРОТИВЛЕНИЕ, относительное изменение уд. электрич. сопротивления
проводника в магн. поле Н к его уд. сопротивлению 0 в отсутствии поля. Различают поперечное М.
/0=(-0)/0 и продольное
║/0=(║-0)/0 (см. Магниторезистивный эффект).
МАГНИТОЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ, возникновение в кристаллах намагниченности J при
помещении их в электрич. поле E (J=E). М. э. возможен только в магнитоупорядоченных
кристаллах (антиферро-, ферри- и ферромагнетиках). На возможность существования М. э. указали
впервые Л. Д. Ландау и Е. М. Лифшиц (1957). И. Е. Дзялошинский (1959) на основании данных о
магн. симметрии кристаллов предсказал, в каких из известных антиферромагнетиков должен
наблюдаться М. э. Экспериментально эффект был открыт Д. Н. Астровым (1960) в антиферромагнитном кристалле Cr2O3. Величина М. э. мала. Макс. значение коэф. для Cr2O3
составляет ~2•10-6. Существует и обратный эффект — возникновение электрич. поляризации Р при
помещении кристалла в магн. поле Н (Р=Н).
• Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971; 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. Физико-математические науки, т. 4).
А. С. Боровик-Романов.
МАГНЕТРОН, многорезонаторный прибор для генерации эл.-магн. колебаний СВЧ, основанный на
вз-ствии эл-нов, движущихся в магн. поле по криволинейным траекториям с возбуждаемым эл.-магн.
полем. Анод М.— массивный полый цилиндр, во внутр. части к-рого вырезаны объёмные
резонаторы со щелями, выходящими на внутр. поверхность цилиндра (рис., a). По оси цилиндра расположен катод. Под действием магн. поля Н, направленного вдоль оси цилиндра, траектория эл-нов,
вылетающих с катода, искривляется. Когда в резонаторах возбуждаются колебания, то около щелей
возникает переменное электрическое поле. Под воздействием СВЧ поля и скрещенных статических
электрич. и магн. полей вылетающие с катода эл-ны образуют сгустки («спицы», рис., б).
Эл-ны в сгустках при вз-ствии с тормозящим СВЧ полем отдают полю потенциальную энергию и
приближаются к аноду. На анод они попадают, отдав эл.-магн. полю почти всю энергию, что
обусловливает высокий (до 90%) кпд. Существуют М.— усилители с разомкнутой цепочкой резонаторов (а м п л и т р о н ы и др.). М. способны генерировать колебания вплоть до миллиметрового
диапазона эл.-магн. волн и отдавать мощности до тыс. квт в импульсном режиме.
• Лебедев И. В., Техника и приборы СВЧ, 2 изд., т. 2, М., 1972: Вайнштейн Л. А., Солнцев В. А.,
Лекции по сверхвысокочастотной электронике, М., 1973; Кукарин С. В., Электронные СВЧ приборы,
2 изд., М., 1981.
МАГНИТ ПОСТОЯННЫЙ, изделие определённой формы (в виде подковы, полосы и др.) из
предварительно намагниченных ферромагнитных или ферримагнитных материалов, способных
сохранять большую магнитную индукцию после устранения намагничивающего поля (т. н. магнитно-твёрдых материалов). М. п. широко применяются как автономные источники пост. магн. поля в
электротехнике, радиотехнике, автоматике. Св-ва М. п. определяются характером размагничивающей
ветви петли магн. гистерезиса материала, из к-рого М. п. изготовлен. Чем больше коэрцитивная сила
Нс и остаточная магн. индукция Br материала (рис.), тем больше он подходит для М. п. Индукция в
М. п. может равняться наибольшей остаточной индукции Br лишь в том случае, если он представляет
собой замкнутый магнитопровод. Обычно же М. п. служит для создания магн. потока в возд. зазоре,
напр. между полюсами подковообразного магнита. Возд. зазор уменьшает индукцию (и
намагниченность) М. п.; влияние зазора подобно действию нек-рого внеш. размагничивающего поля
Hd. Значение поля Hd, уменьшающего остаточную индукцию Br до значения Bd (рис.), определяется
конфигурацией М. п. (см. Размагничивающий фактор). Т. о., при помощи М. п. могут быть созданы
магн. поля, индукция к-рых B Br.
Кривые размагничивания (а) и магнитной энергии (б) ферромагнетика: Br —
остаточная
магнитная
индукция;
Нс
—
коэрцитивная
сила;
Hd
—
размагничивающее поле; Bd — индукция в поле Hd.
Действие М. п. наиболее эффективно в том случае, если его состояние соответствует точке кривой
размагничивания, где максимально значение (BH)тах, т. е. максимальна магн. энергия ед. объёма
материала.
М. п. изготовляют из сплавов на основе Fe, Co, Ni, Al, гексагональных ферритов и др. К наиболее
эффективным материалам для М. п. относятся ферримагнитные интерметаллич. соединения
редкоземельных металлов
ОСНОВНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ МАТЕРИАЛОВ ДЛЯ ПОСТОЯННЫХ МАГНИТОВ (данные
усреднены)
Sm и Nd с Со (типа SmCo5). Эти соединения обладают рекордно высокой величиной (BH)max (табл.).
Важным условием для достижения наивысших магн. характеристик М. п. явл. его предварит.
намагничивание до состояния магнитного насыщения. Другое важное условие — неизменность магн.
св-в со временем, отсутствие магнитного старения. М. п., изготовленные из материалов, склон361
ных к магн. старению, подвергают спец. обработкам (термической, перем. магн. полем и др.),
стабилизирующим состояние магнитов.
• Бозорт Р., Ферромагнетизм, пер. с англ., М., 1956; Постоянные магниты. Справочник, пер. с англ.,
М.—Л., 1963; Преображенский А. А., К а в а л е р о в Л. А., Стабильность постоянных магнитов, в
кн.: Энциклопедия измерений, контроля, автоматизации, в. 14, М., 1970; Белов К. П., Редкоземельные
магнитные материалы, «УФН», 1972, т. 106, в. 2.
МАГНИТ СВЕРХПРОВОДЯЩИЙ, соленоид или электромагнит с обмоткой из сверхпроводящего
материала. Обмотка в состоянии сверхпроводимости обладает нулевым омич. сопротивлением. Если
она замкнута накоротко, то наведённый в ней электрич. ток циркулирует, практически не изменяясь,
сколь угодно долго и его магн. поле остаётся стабильным (лишённым пульсаций). Совр. М. с.
позволяют получать поля до 150—200 кГс.
Обмотка М. с. теряет сверхпроводимость при повышении темп-ры выше критической температуры
Тк сверхпроводника, при достижении в обмотке критич. тока Iк или критического магнитного поля
Нк. Учитывая это, для обмоток М. с. применяют материалы с высокими значениями Тк, Iк и Hк (табл.).
Для предотвращения потери сверхпроводимости отд. участками обмотки обмоточные материалы
выпускаются в виде проводов и шин, состоящих из тонких жил сверхпроводника в матрице норм.
металла с высокой электро- и теплопроводностью (Си или А1). Жилы делают не толще неск. десятков мкм, что снижает тепловыделение в обмотке при проникновении в неё растущего с током магн.
поля. Кроме того, весь проводник при изготовлении скручивают вдоль оси, что способствует
уменьшению токов, наводящихся в сверхпроводящих жилах и замыкающихся через металл матрицы.
Обмоточные материалы из хрупких интерметаллич. соединений Nb3Sn и V3Ga выпускают в виде
лент из Nb или V толщиной 10—20 мкм со слоями интерметаллич. соединений (2—3 мкм) на обеих
поверхностях. Такая лента для упрочнения покрывается тонким слоем меди или нержавеющей стали.
Сравнительно небольшие М. с. (с энергией магн. поля до неск. сотен кДж) изготовляют с плотно
намотанной обмоткой, содержащей 30—50% сверхпроводника в сечении провода. У крупных М. с., с
энергией поля в десятки и сотни МДж, проводники (шины) в своём сечении содержат 5— 10%
сверхпроводника, а в обмотке предусматриваются каналы, обеспечивающие надёжное охлаждение
витков жидким гелием.
Эл.-магн. вз-ствие витков соленоида создаёт механич. напряжения в обмотке, к-рые в случае
длинного
СВОЙСТВА
СВЕРХПРОВОДЯЩИХ МАТЕРИАЛОВ, ПРИМЕНЯЕМЫХ ДЛЯ ОБМОТОК
СВЕРХПРОВОДЯЩИХ МАГНИТОВ
Рис. 1. Осн. элементы конструкции сверхпроводящего магнита: 1 — контакт
для присоединения к внеш. цепям; 2 — многожильный сверхпроводящий провод
в изоляц. покрытии, припаянный к контакту; 3 — рабочий объём соленоида,
макс. напряжённость поля создаётся в его центре; 4 — текстолитовый диск
для монтажа контактов и закрепления соленоида в криостате; 5 — металлич.
каркас соленоида; 6 — сверхпроводящая обмотка; 7 —силовой бандаж
обмотки; 8 — изолирующие прокладки между слоями обмотки из полимерной
плёнки или лакоткани.
соленоида с полем ~ 100 кГс эквивалентны внутр. давлению ~ 400 ат (~3,9•107 Н/м2). Обычно для
придания М. с. необходимой механич. прочности применяют спец. бандажи (рис. 1).
Рис. 2. Установка Института атомной энергии им. И. В. Курчатова, в к-рой
испытываются секции сверхпроводящих магн. систем диаметром ок. 1 м. В
ср. части фотографии видна закреплённая на крышке криостата испытываемая
секция, внизу — цилиндрич. криостат.
Рис. 3. Схематич. изображение включения сверхпроводящего магнита в цепи
питания и защиты (разрядки): 1 — дьюар с жидким азотом; 2 — дьюар с
жидким гелием; 3 — соленоид; 4 — нагреватель; 5 — источник питания соленоида; в — разрядное сопротивление; 7 — реле защиты; 8 — управляющее
устройство.
Механич. напряжения могут быть значительно снижены такой укладкой витков обмотки, при к-рой
линии тока близки по направлению к силовым линиям магн. поля всей системы в целом (т. н.
«бессиловая» конфигурация обмотки).
При создании в обмотке М. с. электрич. тока требуемой величины сначала включают нагреватель,
расположенный на замыкающем обмотку сверхпроводящем проводе (шунте). Нагреватель повышает
темп-ру замыкающего провода выше его Тк, и цепь шунта перестаёт быть сверхпроводящей. Когда
ток в соленоиде достигнет требуемой величины, нагреватель выключают. Цепь шунта, охлаждаясь,
становится сверхпроводящей, и после снижения тока питания до нуля в обмотке М. с. и замыкающем
её проводе начинает циркулировать незатухающий ток.
Работающий М. с. находится обычно внутри криостата (рис. 2) с жидким гелием (темп-pa кипящего
гелия 4,2 К ниже Тк сверхпроводящих обмоточных материалов). Для предотвращения возможных
повреждений сверхпроводящей цепи и экономии жидкого гелия при выделении запасённой в М. с.
энергии в цепи М. с. имеется устройство для вывода энергии на разрядное сопротивление (рис. 3).
362
М. с. используют для исследования магн. электрич. и оптич. св-в в-в, в экспериментах по изучению
плазмы, ат. ядер и элем. ч-ц. М. с. получают распространение в технике связи и радиолокации, в качве индукторов магн. поля электромашин. Принципиально новые возможности открывает
сверхпроводимость в создании М. с.— индуктивных накопителей энергии с практически
неограниченным временем её хранения.
• Р о у з-И н с А., Родерик Е., Введение в физику сверхпроводимости, пер. с англ., М., 1972; 3 е н к е в
и ч В. Б., С ы ч е в В. В., Магнитные системы на сверхпроводниках, М., 1972; К р е м л е в М. Г.,
Сверхпроводящие магниты, «УФН», 1967, т. 93, в. 4.
МАГНИТНАЯ АНИЗОТРОПИЯ, неодинаковость магн. св-в тел по разл. направлениям. Причина
М. а. заключается в анизотропном характере магн. вз-ствия между атомами носителями магнитного
момента в в-вах. В изотропных газах, жидкостях, аморфных телах (напр., металлич. стёклах) и
поликристаллич. тв. телах М. а. в макромасштабе, как правило, не проявляется. Напротив, в монокристаллах М. а. приводит к большим наблюдаемым эффектам, напр. к различию величины
магнитной восприимчивости парамагнетиков вдоль разл. направлений в кристалле. М. а.— результат
магн. вз-ствия соседних магн. ионов и более сложных вз-ствий эл-нов этих ионов с существующими
внутри кристалла электрич. полями (см. Впутрикристаллическое поле). Особенно велика М. а. в
монокристаллах ферромагнетиков, где она проявляется в наличии осей лёгкого намагничивания (гл.
осей симметрии кристаллов), вдоль к-рых направлены векторы самопроизвольной намагниченности
Js ферромагн. доменов (см. Ферромагнетизм). Мерой М. а. для данного направления в кристалле явл.
работа намагничивания внеш. магн. поля, необходимая для поворота вектора Js из положения вдоль
оси наиболее лёгкого намагничивания в новое положение — вдоль внеш. поля. Эта работа при пост.
темп-ре определяет свободную энергию М. a. Faн для данного направления. Зависимость Fан (IT
ориентации Js в кристалле определяется из соображений симметрии (см. Симметрия кристаллов).
Напр., для кубич. кристаллов:
где 1,2, 3 — направляющие косинусы Js относительно осей кристалла [100] (рис.), К1 — первая
константа естественной кристаллографич. М. а. Величина и знак её определяются атомной
кристаллич. структурой в-ва, а также зависят от темп-ры, давления и т. п. Напр., в Fe при комнатной
темп-ре K1 ~ 105 эрг/см3 (104 Дж/м3), а в Ni К1 ~ -104 эрг/см3 (-103 Дж/м3). С ростом темп-ры К1
уменьшается, стремясь к нулю в
Магн. анизотропия кубич. монокристаллов железа. Приведены кривые
намагничивания для трёх гл. кристаллографич. осей [100], [110] и [111]
ячейки кристалла железа; J — намагниченность, Н — напряжённость намагничивающего поля.
Кюри точке. У антиферромагнетиков, ввиду наличия у них не менее двух магнитных подрешёток (J1
и J2), имеются, по крайней мере, две константы М. а. Для одноосного антиферромагн. кристалла
z — направление оси М. а. Значения констант а и b того же порядка, что и у ферромагнетиков. У
антиферромагнетиков наблюдается большая анизотропия магн. восприимчивости ; вдоль оси
лёгкого намагничивания к стремится с понижением темп-ры к нулю, а в перпендикулярном к оси
направлении (ниже Нееля точки) к не зависит от темп-ры.
Экспериментально константы М. а. могут быть определены из сопоставления значений энергии М. а.
для разл. кристаллографич. направлений. Другой метод определения констант М. а. сводится к
измерению моментов вращения, действующих на диски из ферромагн. монокристаллов во внеш. поле
(см. Анизометр магнитный), т. к. эти моменты пропорц. константам М. а. Наконец, эти константы
можно определить графически по площади, ограниченной кривыми намагничивания ферромагн.
кристаллов и осью намагниченности, ибо эта площадь также пропорц. константам М. а. Значения
констант М. а. могут быть определены также из данных по электронному парамагнитному резонансу
(для парамагнетиков), по ферромагнитному резонансу (для ферромагнетиков) и по
антиферромагнитному резонансу (для антиферромагнетиков). Вследствие магнитострикции в
магнетиках наряду с естеств. кристаллографич. М. а. наблюдается также магнитоупругая
анизотропия, к-рая возникает при наложении на образец внеш. односторонних напряжений. В
поликристаллах, при наличии в них текстуры магнитной или текстуры кристаллографической,
также проявляется М. а.
• Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971.
С. В. Вонсовский.
МАГНИТНАЯ АНТЕННА, антенна в виде проволочной катушки с сердечником из магн.
материала с высокой магн. проницаемостью. Относится к классу магн. дипольных антенн. Диаграмма
направленности М. а. совпадает с диаграммой электрич. вибратора (тороид), но векторы поля имеют
иную поляризацию (ЕН, Н -Е). Применяется в диапазоне длинных и ср. волн.
МАГНИТНАЯ ВОСПРИИМЧИВОСТЬ, величина, характеризующая связь намагниченности в-ва с
магн. полем в этом в-ве.
М. в. в статич. полях равна отношению намагниченности в-ва J к напряжённости Н
намагничивающего поля: =J/H; — величина безразмерная. М. в., рассчитанная на 1 кг (или 1 г) вва, наз. удельной (уд=/, где — плотность в-ва), а М. в. одного моля — молярной (или атомной):
=уд•М, где М — молекулярная масса в-ва. С магнитной проницаемостью M. в. в статич. полях
(статич. М. в.) связана соотношениями: =1+4 (в ед. СГС), =1+ (в ед. СИ).
М. в. может быть как положительной, так и отрицательной. Отрицательной обладают диамагнетики,
они намагничиваются против поля; положительной — парамагнетики и ферромагнетики, они
намагничиваются по полю. М. в. диамагнетиков и парамагнетиков мала (~10-4—10-6), она слабо
зависит от Н и то лишь в области очень сильных полей (и низких темп-р). Значения М. в. см. в табл.
М. в. достигает особенно больших значений в ферромагнетиках (от неск. десятков до многих тыс.
единиц),
АТОМНАЯ
(МОЛЯРНАЯ)
ДИАМАГНЕТИКОВ
И
МАГНИТНАЯ
ВОСПРИИМЧИВОСТЬ
ПАРАМАГНЕТИКОВ
(при
норм.
НЕКОТОРЫХ
условиях)*
363
причём она очень сильно и сложным образом зависит от Н. Поэтому для ферромагнетиков вводят
дифференциальную М. в. д=dJ/dH, к-рая характеризует зависимость J(H) в каждой точке кривой
намагничивания. При H=0д ферромагнетиков не равна нулю, а имеет значение а, её наз. начальной
М. в. С увеличением II М. в. растёт, достигая максимума д=макс на крутом участке кривой
намагничивания (в области Баркгаузена эффекта), и затем вновь уменьшается.
Кривая
зависимости
дифференциальной
магн.
восприимчивости
ферромагнетиков от напряжённости намагничивающего поля Н.
д
При очень высоких значениях H М. в. ферромагнетиков (при темп-pax, не очень близких к точке
Кюри) становится столь же незначительной, как и в обычных парамагнетиках (область
парапроцесса). Вид кривой (H) (кривая Столетова, рис.) обусловлен сложным механизмом
намагничивания ферромагнетиков. Типичные значения а и макс : Fe ~ 1100 и ~22000; Ni ~ ~12 и ~80,
сплав пермаллой (50% Ni, 50% Fe) ~ 800 и ~8000 (в норм. условиях). Наряду с д вводят также
обратимую М. в. обр=limH0J,
причём существенно, что изменение поля должно происходить в сторону
его уменьшения от нач. значения (H<0). Всегда обр<я. Разность д и обр, достигающая максимума
вблизи значений коэрцитивной силы, может быть принята за меру необратимости процессов
намагничивания и размагничивания (меру гистерезиса). М. в., как правило, существенно зависит от
темп-ры (исключения составляют большинство диамагнетиков и нек-рые парамагнетики —
щелочные и отчасти щёлочноземельные и др. металлы, см. Парамагнетизм). М. в. парамагнетиков
уменьшается с темп-рой, следуя Кюри закону или Кюри — Вейса закону. В ферромагнитных телах М.
в. с ростом темп-ры увеличивается, достигая резкого максимума вблизи точки Кюри . М. в.
антиферромагнетиков увеличивается с ростом темп-ры до точки Нееля, а затем падает по закону
Кюри — Вейса. В перем. магн. полях (синусоидальных) М. в.— комплексная величина (см.
Магнитная проницаемость). М. в. анизотропных тел (ферро- и ферримагнетиков) — тензор. М. в.
ферромагнетиков зависит от частоты перем. магн. поля. Эту зависимость изучает магн.
спектроскопия.
• Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971; Б о з о р т Р., Ферромагнетизм, пер. с англ., М., 1956;
Таблицы физических величин, М., 1976; Foex G., Constantes selectionnees, diamagnetisme et
paramagnetisme, в кн.: Tables de constantes et donnees numeriques, t. 7, P., 1957.
С. В. Вонсовский.
МАГНИТНАЯ ВЯЗКОСТЬ. 1) М. в. ферромагнетиков (магнитное последействие) — задержка
во времени изменения магн. характеристик ферромагнетиков (намагниченности, магн.
проницаемости и др.) от изменений напряжённости внеш. магн. поля. Вследствие М. в. намагниченность образца устанавливается после изменения напряжённости поля через время от 10 -9 с до
десятков минут и даже часов (см. Релаксация).
При намагничивании ферромагнетиков в перем. поле наряду с потерями эл.-магн. энергии на
вихревые токи и гистерезис возникают потери, связанные с М. в., к-рые в полях высокой частоты
достигают значит. величины. М. в. в проводниках часто маскируется действием вихревых токов,
«вытесняющих» магн. поток из ферромагнетиков. С целью уменьшения влияния вихревых токов при
эксперим. исследовании М. в. (рис.) образцы материалов берутся в виде тонких проволок.
В зависимости от структуры ферромагнетика, условий его намагничивания, темп-ры М. в. может
иметь разл. природу. При апериодич. изменении напряжённости поля в интервале значений, близких
к коэрцитивной силе, где изменение намагниченности обычно обусловлено необратимым смещением
границ между доменами (см. Намагничивание), вязкостный эффект в проводниках вызывается в осн.
вихревыми микротоками (1-й тип М. в.). Эти токи возникают при изменениях поля, связанных с
перемагничиваннем доменов. Время установления магн. состояния в этом случае пропорц.
дифференциальной магнитной восприимчивости и для чистых ферромагн. металлов (Fe, Co, Ni)
обратно пропорц. абс. темп-ре. Другой тип М. в. обусловлен примесями. Перемещающиеся
вследствие изменения поля доменные границы задерживаются в местах концентрации атомов
примеси,
Эксперим. кривая (а) спада намагниченности (в условных ед.) проволоки
диаметром 0,5 мм из сплава Fe — Ni и вычисленная кривая (б) спада
намагниченности того же образца при наличии только вихревых токов.
Различие кривых а и б объясняется влиянием магн. вязкости.
и процесс намагничивания прекращается. Со временем, после диффузии атомов примеси в другие
места, границы получают возможность двигаться дальше, намагничивание продолжается (2-й тип М.
в.).
В высококоэрцитивных сплавах и ряде др. ферромагнетиков наблюдается т. н. сверхвязкость, для крой время магн. релаксации составляет неск. минут и более (3-й тип М. в.). Этот тип М. в. связан с
локальными флуктуациями энергии, преим. тепловыми. Флуктуации вызывают перемагничивание
доменов, к-рые при изменении поля получили недостаточно энергии, чтобы сразу перемагнититься.
Диффузионные и флуктуац. процессы существенно зависят от темп-ры, поэтому М. в. 2-го и 3-го
типов характеризуется сильной температурной зависимостью; с понижением темп-ры М. в.
возрастает. 4-й тип М. в., характерный гл. обр. для ферритов, обусловлен диффузией эл-нов между
ионами Fe2+ и Fe3+ . Этот процесс эквивалентен диффузии самих ионов, но осуществляется значительно легче, поэтому М. в. ферритов обычно невелика.
• Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971; Kronmuller Н., Nachwirkung in Ferromagnetika, В.—Hdlb.—
N. Y., 1968.
P. В. Телеснин.
2) М. в. в магн. гидродинамике — величина, характеризующая кинематич. и динамич. св-ва
электропроводящих жидкостей и газов при их движении в магн. поле. В СГС системе единиц М. в.
vm=c2/4, где — электрич. проводимость среды.
МАГНИТНАЯ ГИДРОДИНАМИКА, наука о движении электропроводящих жидкостей и газов в
присутствии магнитного поля; раздел физики, развившийся на стыке гидродинамики и классической
электродинамики. Характерными для М. г. объектами явл. плазма (настолько, что М. г. иногда
рассматри364
вают как раздел физики плазмы), жидкие металлы и электролиты.
Первые исследования по М. г. восходят ко временам М. Фарадея, но как самостоят. отрасль знания
М. г. стала развиваться в 20 в. в связи с запросами астрофизики и геофизики. Было установлено, что
мн. косм. объекты (напр., Солнце, пульсары) обладают сильными магн. полями (неск. тыс. Э и
более). Динамич. поведение плазмы, находящейся в подобных полях, радикально изменяется, т. к.
плотность энергии магн. поля становится сравнимой с плотностью кинетич. энергии ч-ц плазмы (или
превышает её). Этот же критерий справедлив и для слабых косм. магн. полей напряжённостью 10-3—
10-5 Э (в межзвёздном пр-ве, поле Земли в верх. атмосфере и за её пределами), если в областях,
занимаемых ими, концентрация заряж. ч-ц низка. Т. о., возникла необходимость в создании спец.
теории движения косм. плазмы в магн. полях, получившей назв. космической электродинамики, а в
случае, когда плазму можно рассматривать как сплошную среду,— космической
магнитогидродинамики.
Осн. положения М. г. были сформулированы в 1940-х гг. швед. физиком X. Альфвеном, к-рый в 1970
за создание М. г. был удостоен Нобелевской премии. Им было теоретически предсказано
существование специфич. волн. движений проводящей среды в магн. поле, получивших назв.
альфвеновских волн. Начав формироваться как наука о поведении косм. плазмы, М. г. вскоре
распространила свои методы и на проводящие среды в земных условиях. В нач. 1950-х гг. развитию
М. г., как и физики плазмы в целом, дали мощный импульс нац. программы (СССР, США,
Великобритания) исследований по проблеме управляемого термоядерного синтеза. Появились и
быстро совершенствуются многочисл. техн. применения М. г. (магнитогидродинамические
генераторы, МГД-насосы, плазменные ускорители, плазменные двигатели и др.).
В основе М. г. лежат две группы законов физики: ур-ния гидродинамики и ур-ния эл.-магн. поля
(Максвелла уравнения). Первые описывают течения среды (жидкости или газа), но т. к. среда
проводящая, то эти течения связаны с распределёнными по её объёму электрич. токами. Присутствие
магн. поля приводит к появлению в ур-ниях дополнит. члена, учитывающего действие на эти токи
распределённой по объёму электродинамич. силы (см. Ампера закон, Лоренца сила). Сами же токи в
среде и вызываемые ими искажения магн. поля определяются второй группой ур-ний. Т. о., в М. г.
ур-ния гидродинамики и электродинамики оказываются взаимосвязанными. Следует отметить, что в
М. г. в ур-ниях Максвелла почти всегда можно пренебречь токами смещения (нерелятивистская М.
г.).
В общем случае ур-ния М. г. нелинейны и весьма сложны для решения, но в практич. задачах часто
можно ограничиться теми или иными предельными режимами, при оценке к-рых важным
параметром служит безразмерная величина, наз. м а г н и т н ы м Р е й н о л ь д с а ч и с л о м:
Rm=LV/vm=4LV/c2
(1)
(L — характерный для среды размер, V — характерная скорость течения, vm=c2/4 — т. н.
магнитная вязкость, описывающая диссипацию магн. поля, — электрич. проводимость среды;
здесь и ниже используется СГС система единиц).
При Rm<<1 (что обычно для лаб. условий и технич. применений) течение проводящей среды слабо
искажает магн. поле, к-рое поэтому можно считать заданным внеш. источниками. Такое течение
может быть использовано, напр., для генерации электрич. тока (см. Магнитогидродинамический
генератор). Напротив, если ток в среде поддерживается внеш. эдс, то наличие внеш. магн. поля
вызывает появление упомянутой выше объёмной электродинамич. силы, к-рая создаёт в среде
перепад давления и приводит её в движение. Этот эффект используется в МГД-насосах (напр., для
перекачивания расплавленного металла) и плазменных ускорителях. Объёмная электродинамич. сила
даёт также возможность создавать регулируемую выталкивающую (архимедову) силу, к-рая
действует на помещённые в проводящую жидкость тела. На этом важном эффекте основано действие
МГД-сепараторов. Наиболее интересные и принципиально новые МГД-эффекты возникают при
Rm>> 1, т. е. в средах с высокой проводимостью и (или) большими размерами. Эти условия, как
правило, выполняются в средах, изучаемых в гео- и астрофизич. приложениях М. г., а также в
горячей (напр., термоядерной) плазме. Течения в таких средах чрезвычайно сильно влияют на магн.
поле в них. Одним на важнейших эффектов в этих условиях явл. в м о р о ж е н н о с т ь магн. поля. В
хорошо (строго говоря — идеально) проводящей среде эл.-магн. индукция вызывает появление
токов, препятствующих какому бы то ни было изменению магнитного потока через всякий
материальный контур. В движущейся МГД-среде с Rm>> 1 это справедливо для любого контура, образуемого её ч-цами. В результате магн. поток через любой движущийся и меняющий свои размеры
элемент среды остаётся неизменным (с тем большей степенью точности, чем больше Rm), и в этом
смысле говорят о вмороженности магн. поля. Это св-во во многих случаях позволяет, не прибегая к
громоздким расчётам, с помощью простых представлений получить качеств, картину течений среды
и деформации магн. поля, следует только рассматривать магн. силовые линии как упругие нити, на крые нанизаны ч-цы среды.
Более строгое рассмотрение этого «упругого» действия магн. поля на проводящую среду показывает,
что оно сводится к изотропному магнитному давлению рм=В2/8, к-рое добавляется к обычному
газодинамич. давлению среды p, и магн. натяжению Т=B2/4, направленному вдоль силовых линий
поля (магн. проницаемость всех представляющих интерес для М. г. сред с большой точностью близка
к единице, и можно с равным правом пользоваться как магн. индукцией B, так и напряжённостью Н).
Наличие дополнит. «упругих» натяжений в МГД-средах приводит к альфвеновским волнам. Они
обусловлены магн. натяжением Т и распространяются вдоль силовых линий со скоростью
vA=B/4, (2)
где — плотность среды. Эти волны описываются точным решением нелинейных ур-ний М. г. для
несжимаемой среды; ввиду сложности ур-ний таких точных решений для больших Rm получено
очень немного. Ещё одно из них описывает течение несжимаемой (=const) жидкости с той же
альфвеновской скоростью (2) вдоль произвольного магн. поля. Достаточно подробно изучены и т. н.
МГД-разрывы, к-рые включают контактные, тангенциальные и вращат. разрывы, а также быструю и
медленную ударные волны. В контактном разрыве общее магн. поле пересекает границу раздела двух
разл. сред, препятствуя их относит. движению (в приграничном слое среды неподвижны одна
относительно другой). В т а н г е н ц и а л ь н о м р а з р ы в е поле не пересекает границу раздела
двух сред (его составляющая, нормальная к границе, равна нулю), и эти среды могут находиться в
относит. движении. Частным случаем тангенциального разрыва явл. нейтральный токовый слой,
разделяющий равные по величине и противоположно направленные магн. поля. В М. г. доказывается,
что при нек-рых условиях магн. поле стабилизирует тангенциальный разрыв скорости, к-рый
абсолютно неустойчив в обычной гидродинамике. Специфическим для М. г. (не имеющим аналога в
гидродинамике непроводящих сред) явл. вращательный разрыв, в к-ром вектор магн. индукции, не
изменяясь по абс. величине, поворачивается вокруг нормали к поверхности разрыва. Магн.
натяжения в этом случае приводят среду в движение таким образом, что вращат. разрыв распространяется по направлению нормали к поверхности с альфвеновской
365
скоростью (2), если под В понимать норм. составляющую индукции. Быстрые и медленные ударные
волны в М. г. отличаются от обычных ударных волн тем, что ч-цы среды после прохождения фронта
волны получают касательный к фронту импульс за счёт магн. натяжений. В быстрой ударной волне
магн. поло за её фронтом усиливается, скачок магн. давления на фронте действует в ту же сторону,
что и скачок газодинамич. давления, и поэтому скорость такой волны больше скорости звука в среде.
В медленной ударной волне, напротив, поле после её прохождения ослабевает, перепады
газодинамич. и магн. давлений на фронте волны направлены противоположно; скорость медленной
волны меньше скорости звука. Число теоретически мыслимых ударных волн в М. г. оказывается
значительно больше, чем реально существующих. Отбор реально осуществляющихся решений
производится с помощью т. н. у с л о в и я э в о л ю ц и о н н о с т и, следующего из рассмотрения
устойчивости ударных волн при их вз-ствии с колебаниями малой амплитуды.
Известные
точные
решения,
однако,
далеко
не
исчерпывают
содержания
теор.
магнитогидродинамических сред с Rm>>1. Широкий класс задач удаётся исследовать приближённо.
При таком исследовании возможны два осн. подхода: приближение слабого поля, когда магнитные
давление и натяжение малы по сравнению с остальными динамич. факторами (газодинамич.
давлением и инерциальными силами), и приближение сильного поля, когда
здесь v — скорость
среды, р — ее газодинамич. давление.
В приближении слабого поля течение среды определяется обычными газодинамич. факторами
(влиянием магн. натяжений пренебрегают). При этом требуется рассчитать изменения поля в среде,
движущейся по заданному закону. К этому классу задач относится очень важная проблема
гидромагнитного динамо (см. Динамо-эффект) и проблема МГД-т у р б у л е н т н о с т и. Первая
состоит в отыскании ламинарных течений проводящих сред, к-рые могут создавать, усиливать и
поддерживать магн. поле. Гидромагн. динамо явл. основой теории земного магнетизма и магнетизма
Солнца и звёзд. Существуют простые кинематич. модели, показывающие, что гидромагн. динамо в
принципе может быть осуществлено при спец. выборе распределений скоростей среды. Однако строгого доказательства реализации таких распределений пока нет.
Основным в проблеме МГД-турбулентности явл. выяснение поведения слабого исходного
(«затравочного») магн. поля в турбулентной проводящей среде (см. Турбулентность плазмы).
Имеется доказательство роста среднего квадрата напряжённости случайно возникшего слабого нач.
поля, т. е. возрастания магн. энергии в нач. стадии процесса. Однако остаётся открытой проблема
установившегося турбулентного состояния, связанная с происхождением магн. полей в косм. пр-ве, в
частности в нашей и др. галактиках.
Приближение с и л ь н о г о п о л я, в к-ром определяющими явл. магн. натяжения, применяют при
изучении разреженных атмосфер косм. магн. тел, напр. Солнца и Земли. Есть основания полагать,
что именно это приближение окажется полезным для исследования процессов в удалённых
астрофизич. объектах — сверхновых звёздах, пульсарах, квазарах и пр. В условиях, отвечающих (3),
изменения магн. поля вблизи его источников (появление активных областей и пятен на Солнце,
смещение магнитопаузы в магн. поле Земли под действием солн. ветра и т. д.) переносятся с
альфвеновской скоростью (2) вдоль поля, вызывая соответствующие перемещения плазмы. В результате действия магн. сил возникают такие характерные образования, как выбросы и протуберанцы,
шлемовидные структуры и стримеры на Солнце, магн. хвост Земли.
Особенно интересные явления имеют место в окрестностях замкнутых магн. силовых линий
сильного поля, в частности в окрестности линий, на к-рых поле обращается в нуль. В таких областях
образуются тонкие токовые слои, разделяющие магн. поля противоположного направления (т. н. н е
й т р а л ь н ы е с л о и, или в общем случае п и н ч е в ы е т о к о в ы е с л о и). В этих слоях
происходит процесс т. н. п е р е с о е д и н е н и я магн. силовых линий и «аннигиляции» магн.
энергии, т. е. её высвобождение и превращение в др. формы. В частности, в них возникают сильные
электрич. поля, ускоряющие заряж. ч-цы. Аннигиляция магн. поля в нейтральных токовых слоях
ответственна за появление хромосферных вспышек на Солнце и суббурь в земной магнитосфере.
Вероятно, с ней связаны и мн. др. резко нестационарные процессы во Вселенной, сопровождающиеся
генерацией ускоренных заряж. ч-ц и жёстких излучений. С точки зрения М. г. пинчевые токовые
слои представляют собой разрывы непрерывности магн. поля (подобно ударным волнам и
тангенциальным разрывам). Однако процессы в токовых слоях, и прежде всего неустойчивости,
приводящие к появлению сильных ускоряющих электрич. полей, выходят за рамки М. г. и относятся
к тонким и ещё не вполне разработанным вопросам физики плазмы (см. Плазма).
• Альфвен Г., Фельтхаммар К.-Г., Космическая электродинамика, пер. с англ., 2 изд., М., 1967;
Сыроватский С. И., Магнитная гидродинамика, «УФН», 1957, т. 62, в. 3; К у л и к о в с к и й А. Г.,
Любимов Г. А., Магнитная гидродинамика, М., 1962; Шерклиф Дж., Курс магнитной гидродинамики,
пер. с англ., М., 1967; Пикельнер С. В., Основы космической электродинамики, М., 1966; Андерсон
Э., Ударные волны в магнитной гидродинамике, пер. с англ., М., 1968: S у г о v a t s k i i S. J., PinchShift's and reconnection in astrophysics, «Annual Review of Astronomy and Astrophysics», 1981, v. 19, p.
163—229; М о ф ф а т Г., Возбуждение магнитного поля в проводящей среде, пер. с англ., М., 1980.
С. И. Сыроватский.
МАГНИТНАЯ ИНДУКЦИЯ (магнитной индукции вектор), основная хар-ка В магн. поля,
представляющая собой ср. значение суммарной напряжённости микроскопич. магн. полей,
созданных отдельными эл-нами и др. элем. ч-цами. М. и. В можно выразить через вектор
напряжённости магнитного поля Н и вектор намагниченности J. В системе ед. СГС
B=H+4J. (1)
Намагниченность представляет собой магнитный момент ед. объёма. В изотропной среде при
слабых полях намагниченность прямо пропорц. H: J=H, (2)
где — магнитная восприимчивость. Подставляя (2) в (1), получим связь между В и Н:
B=(1+4)H=H. Величина = 1+4 наз. магнитной проницаемостью.
В системе СИ эти ф-лы записываются след. образом: B=0(H+J), J=H, B=0H, =1+, где 0 —
магнитная постоянная. Единицы М. и. в СИ — тесла (Тл), в СГС — гаусс (Гс); 1Тл=104 Гс.
МАГНИТНАЯ ПОСТОЯННАЯ (магнитная проницаемость вакуума), коэффициент
пропорциональности 0, появляющийся в ряде формул электромагнетизма при записи их в Международной системе единиц (СИ). Так, индукция В магн. поля (магн. индукция) и его напряжённость Н
связаны в вакууме соотношением B=0H, где 0=4•10-7 Гн/м=1,256637 X10-6 Гн/м.
МАГНИТНАЯ ПРОНИЦАЕМОСТЬ, физич. величина, характеризующая изменение магнитной
индукции В среды при воздействии магн. поля H. Обозначается , у изотропных сред =В/0Н (в ед.
СИ, 0 — магнитная постоянная), у анизотропных кристаллов М. п.— тензор. М. п. связана с магн.
восприимчивостью соотношением: =1+4 (в СГС системе единиц), =1+ (в ед. СИ). Для физ.
вакуума (в отсутствии в-ва) =0 и =1. У диамагнетиков <0, <1, у пара- и ферромагнетиков >0 и
>1. В зависимости от того, определяется ли в статич. или перем. магн. поле, её называют
соответственно статической или д и н а м и ч е с к о й М. п. Значения этих М. и.
366
не совпадают, т. к. на намагничивание среды в перем. полях влияют вихревые магнитная вязкость и
резонансные явления. В перем. магн. полях, изменяющихся по закону синуса (косинуса), M.
п. можно представить в комплексной форме: =1-i2, где 1 характеризует обратимые процессы намагничивания, a 2 — процессы рассеяния энергии магн. поля (потери на вихревые
токи, магн. вязкость и т. д.).
М. п. ферромагнетиков сложно зависит от H, для описания этой зависимости вводят понятия
дифференциальной, начальной и максимальной статич. М. п. (см. Магнитная восприимчивость). В
образцах конечных размеров из-за существования у них магн. полюсов и размагничивающего поля
величина М. п. меньше, чем в-ва этих образцов. Поэтому различают М. п. образца о (при наличии
размагничивающего фактора N) и М. п. в-ва образца (в отсутствии N):
o=[1+N(-1)] (в ед. СИ). Значения o и N зависят от формы и размеров образца.
• Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971; Поливанов К. М., Ферромагнетики, М.—Л., 1957.
С. В. Вонсовский.
МАГНИТНАЯ СИММЕТРИЯ. В кристаллах с атомной магн. структурой преобразования
симметрии не исчерпываются трансляциями, поворотами и отражениями (см. Симметрия кристаллов). В них имеется отличная от нуля векторная ф-ция плотности магнитного момента М(r), края обладает специфич. преобразованием симметрии — изменением направления вектора на
противоположное. Это преобразование эквивалентно изменению знака времени и обозначается через
R (или 1').
М. с. кристаллов определяется всей совокупностью преобразований типа g и m=gR (где g — любое из
обычных кристаллографич. преобразований симметрии). Такая совокупность образует группу М. с.
Число точечных групп магн. симметрии — 122 (вместо 32 обычных кристаллографических). Из них
32 содержат элемент R сам по себе; такими группами описываются пара- и диамагнетики. 32 группы
не содержат элемента R вовсе. Такими группами могут, в частности, обладать антиферромагнетики с
удвоенной магн. ячейкой. Из оставшихся 58 групп 27 описывают антиферромагнетики, остальные
31 допускают ферромагнетизм (включая ферримагнетики и слабый ферромагнетизм
антиферромагнетиков).
Число магн. пространственных групп симметрии равно 1651 (вместо 230 Фёдоровских групп). Магн.
группы явл. частным случаем Шубниковских групп антисимметрии.
Представления о М. с. используются при построении феноменологич. теорий для
магнитоупорядоченных кристаллов со сложной магн. структурой, когда неизвестно выражение для
энергии вз-ствия ч-ц, обусловливающего образование структуры. Феноменологич. теории объясняют
и предсказывают определ. анизотропию св-в таких кристаллов. На основе рассмотрения М. с.
антиферромагнетиков был предсказан ряд качественно новых эффектов (пьезомагнетизм,
магнитоэлектрнч. эффект и др.) и указаны классы в-в, для к-рых они должны наблюдаться.
• Вайнштейн Б. К., Симметрия кристаллов, методы структурной кристаллографии, М., 1979
(Современная кристаллография, т. 1); Л а н д а у Л. Д., Л и ф ш и ц Е. М., Электродинамика
сплошных сред (Теоретическая физика, т. VIII), М., 1959.
А. С. Боровик-Романов.
МАГНИТНАЯ СТРУКТУРА АТОМНАЯ, периодич. пространств. расположение магнитоактивных
ионов и упорядоченная ориентация их магнитных моментов в кристалле (ферро-, ферри- или
антиферромагнетике). М. с. а. следует отличать от доменной, определяемой характером и взаимным
расположением доменов. Периодичность расположения ат. магн. моментов в пр-ве определяется
кристаллич. структурой в-ва. За взаимную ориентацию моментов ответственно обменное
взаимодействие электростатич. природы, за их общую ориентацию относительно кристаллографич.
осей — силы магнитной анизотропии. Более сложные (и слабые) типы магн. вз-ствия могут
усложнять М. с. а. (см. Метамагнетик).
Различают два осн. класса магн. в-в, связанных с определённой М. с. а.: в-ва с ненулевым суммарным
макроскопич. магн. моментом (М0) и в-ва с M=0. Первому случаю соответствует ферромагнитная
М. с. а. (рис. 1, а): магн. моменты всех атомов выстраиваются вдоль одного направления (оси лёгкого
намагничивания), к-рое может быть различным у разных кристаллов. Второму случаю соответствует
антиферромагнитная М. с. а. (рис. 1,6): у каждого магн. момента в ближайшем окружении имеется
компенсирующий момент, ориентированный строго антипараллельно. В зависимости от хар-ра
ближайшего окружения могут осуществляться разл. антиферромагн. М. с. а. (рис. 1, б, в и г), к-рые
могут иметь периоды большие, чем периоды ат. структуры, в целое число раз. Иногда осуществляются антиферромагн. М. с. а. с ориентацией магн. моментов вдоль двух или трёх осей и ещё более
сложные -— зонтичные, треугольные и др. (рис. 1, д, е).
Близки к антпферромагн. М. с. а. ферримагн. структуры с М0. Они имеют место, когда
антиферромагн. М. с. а. образуется атомами или ионами с разными по величине магн. моментами
(рис. 1, ж). При этом значение М определяется величиной разности моментов двух или более
подрешёток магнитных (систем одинаково
ориентированных магн. моментов). Другой случай осуществляется в слабых ферромагнетиках:
наличие дополнит. сил межатомного вз-ствия приводит к неколлинеарностн магн. моментов и
появлению суммарной ферромагн. составляющей (рис. 1. з, см. также Слабый ферромагнетизм).
Рис. 1. Типы магн. структур: а — ферромагнитная, периоды атомной а и
магнитной элем. ячеек совпадают; б, в и г — антиферромагн. структуры,
период магн. структуры М в нек-рых направлениях в-ва раза больше ; д —
треугольная;
е
—
зонтичная;
ж
—
ферримагнитная;
з
—
слабосферромагнитная; угол склонения на рисунке сильно увеличен.
Более сложный (дальнодействующий) хар-р межатомного вз-ствия в нек-рых случаях приводит к
установлению геликоидальных М. с. а. В последних магн. моменты соседних атомов повёрнуты друг
относительно друга так, что концы изображающих их векторов лежат на одной спиральной линии. В
зависимости от величины проекции магн. моментов на направление оси спирали различают неск.
видов геликоидальных М. с. а. (рис. 2). Существенное отличие их от остальных М. с. а. заключается в
том, что в общем случае шаг спирали
367
несоизмерим с соответствующим периодом кристаллич. решётки и, кроме того, зависит от темп-ры.
Полная классификация М. с. а. основывается на теории магнитной симметрии, учитывающей не
только расположение, но и ориентацию ат. магн. моментов в кристалле. В число
Рис. 2. Примеры спиральных магн. структур ( — период спирали): а —
простая спираль с нулевым значением проекции магн. момента на ось
спирали; б — ферромагнитная (коническая) спираль с пост. значением
проекции магн. момента на ось спирали.
преобразований магн. симметрии, кроме обычных поворотов вокруг осей симметрии, отражения в
плоскостях симметрии и трансляций, дополнительно входит преобразование R, изменяющее
направления магн. моментов на противоположные. В-ва, обладающие М. с. а., описываются
группами магн. симметрии, в к-рые R входит в виде произведений с обычными преобразованиями
симметрии кристаллов.
М. с. а. кристалла и его физические (в первую очередь магнитные) св-ва тесно взаимосвязаны.
Поэтому косвенные суждения о М. с. а. могут быть высказаны на основе данных об этих физ.
свойствах в-ва. Прямые данные о М. с. а. кристаллов позволяет получить магн. нейтронография.
• И з ю м о в Ю. А., О з е р о в Р. П., Магнитная нейтронография, М., 1966; В о н с о в с к и й С. В.,
Магнетизм, М., 1971; К о п ц и к В. А., Шубниковские группы, М., 1966.
Р. П. Озеров.
МАГНИТНАЯ ТЕКСТУРА, см. Текстура магнитная.
МАГНИТНАЯ ТЕРМОМЕТРИЯ, метод измерения темп-р (ниже 1 К), основанный на
температурной зависимости магнитной восприимчивости к парамагнетика (см. Термометрия). Для
М. т. подбирают парамагнетики, у к-рых простейшим образом зависит от темп-ры: =С/Т (см.
Кюри закон). По измеренному в слабом магн. поле значению к и известной для данного
парамагнетика постоянной Кюри С может быть определена т. н. м а г н и т н а я темп-pa Т*. В области темп-р, в к-рой выполняется закон Кюри, Т* совпадает с темп-рой Т по термодинамич.
температурной шкале. При понижении темп-ры закон Кюри перестаёт быть точным, и Т* может
заметно отличаться от Т. Для получения более точных результатов необходимо учитывать
анизотропию восприимчивости, геом. форму образца и др. факторы. Наиболее широко для измерения
сверхнизких темп-р (до 6 мК) применяют церий-магниевый нитрат, для к-рого расхождение шкал Т и
Т* при указанной темп-ре меньше 0,1 мК. Для измерения темп-р ниже 10 мК используют температурную зависимость ядерной магн. восприимчивости Pt или Cu, к-рая следует закону Кюри до
темп-ры в неск. мК. Кроме закона Кюри в яд. термометрии применяют правило Корринга для
времени релаксации т яд. спиновой системы: T=const. Практически магн. темп-ру переводят в
термодинамическую по таблицам и кривым, составленным на основании тщательных исследований
зависимости (T).
• Физика низких температур, пер. с англ., под ред. А. И. Шальникова, М., 1959, гл. 7; Мендельсон К.,
На пути к абсолютному нулю, пер. с англ., М., 1971.
МАГНИТНАЯ ЦЕПЬ, последовательность магнетиков, по к-рым проходит магнитный поток.
Понятием М. ц. широко пользуются при расчётах пост. магнитов, электромагнитов, реле, магн.
усилителей, электроизмерит. и др. приборов. В технике распространены как М. ц., в к-рых магн.
поток практически полностью проходит в ферромагнетиках (замкнутые М. ц.), так и М. ц.,
включающие, помимо ферромагнетиков, диамагнетики (напр., возд. зазоры). Если магн. поток возбуждается в М. ц. пост. магнитами, то такую цепь называют поляризованной. М. ц. без пост.
магнитов наз. нейтральной; магн. поток в ней возбуждается током, протекающим в обмотках,
охватывающих часть или всю М. ц. В зависимости от хар-ра тока возбуждения различают
М. ц. п о с т о я н н о г о, п е р е м е н н о г о и и м п у л ь с н о г о магн. потоков. Вследствие
формальной аналогии электрич. и магн. цепей к ним применим общий матем. аппарат. Напр., для М.
ц. аналогом Ома закона служит ф-ла F=Ф•Rm, где Ф — магн. поток, Rm — магнитное сопротивление,
F — магнитодвижущая сила. К М. ц. применимы Кирхгофа правила. Существует, однако, и
принципиальное различие между М. ц. и электрич. цепью: в М. ц. с неизменным во времени потоком
Ф не выделяется Джоулева теплота (см. Джоуля — Ленца закон), т. е. нет рассеяния эл.-магн.
энергии.
• Калашников С. Г., Электричество, 4 изд., М., 1977 (Общий курс физики); П о л и в а н о в К. М.,
Ферромагнетики, М.—Л., 1957.
МАГНИТНОЕ ДАВЛЕНИЕ, действие, оказываемое вмороженным магн. полем на плазму (или
проводящую жидкость), направленное перпендикулярно силовым линиям. М. д. равно плотности
магн. энергии, т. ё. пропорц. квадрату напряжённости магн. поля H: рм=H2/8 (в . ед. СГС). М. д.
может уравновешиваться кинетич. давлением плазмы; превышение М. д. над кинетическим приводит
к пинч-эффекту.
МАГНИТНОЕ НАСЫЩЕНИЕ, состояние парамагнетика или ферромагнетика, при к-ром его
намагниченность J достигает предельного значения J — намагниченности насыщения, не
меняющейся при дальнейшем увеличении напряжённости намагничивающего поля. В случае
ферромагнетиков J достигается при окончании т. н. процессов технич. намагничивания: а) роста
доменов с магн. моментом, ориентированным по оси лёгкого намагничивания, в результате процесса
смещения границ доменов; б) поворота вектора намагниченности образца в направлении намагничивающего поля (процесса вращения); и парапроцесса — увеличения под действием сильного
внеш. поля числа спинов, ориентированных по полю, за счёт спинов, имеющих антнпараллельную
ориентацию (см. Намагничивания кривые). На практике обычно получают технич. М. н. при 20°С в
полях от неск. Э до ~104 Э. В случае парамагнетиков состояние, близкое к М. н., достигается в полях
~10 кЭ (~103 кА/м) при темп-рах ~1 К.
• Вонсовский С. В., Магнетизм, М.. 1971.
МАГНИТНОЕ ОХЛАЖДЕНИЕ, метод получения темп-р ниже 1 К путём адиабатич.
размагничивания парамагн. в-в. Предложен П. Дебаем и амер. физиком У. Джиоком (1926); впервые
осуществлён в 1933. М. о.— один из двух практически применяемых методов получения темп-р ниже
0,3 К (другим методом явл. растворение жидкого гелия 3Не в жидком 4Не).
Для М. о. применяют соли редкоземельных элементов (напр., сульфат гадолиния), хромокалиевые,
железоаммониевые, хромометиламмониевые квасцы и ряд др. парамагн. в-в. Крист. решётка этих в-в
содержит парамагн. ионы Fe, Cr, Gd, к-рые разделены в крист. решётке большим числом немагн.
ионов и поэтому взаимодействуют между собой слабо: даже при низких темп-pax, когда тепловое
движение значительно ослаблено, силы магн. вз-ствия не способны упорядочить систему хаотически
ориентированных спинов. В методе М. о. применяется достаточно сильное (~ неск. десятков кЭ)
внеш. магн. поле, к-рое, упорядочивая направление спинов, намагничивает парамагнетик. При
выключении внеш. поля (размагничивании парамагнетика) спины под действием теплового движения атомов (ионов) крист. решётки
368
вновь приобретают хаотич. ориентацию. Если размагничивание осуществляется адиабатически (в
условиях теплоизоляции), то темп-ра парамагнетика понижается (см. Магнетокалорический
эффект).
Процесс М. о. принято изображать на термодинамич. диаграмме в координатах: темп-pa Т —
энтропия S (рис. 1).
Рис. 1. Энтропийная диаграмма процесса магн. охлаждения (S — энтропия, Т
— темп-ра). Кривая S0— изменение энтропии рабочего в-ва с темп-рой без
магн. поля; SH— изменение энтропии в-ва в поле напряжённостью Н; Sреш —
энтропия кристаллич.решётки (Sреш~T3); Tкон — конечная темп-ра в цикле
магн. охлаждения.
Получение низких темп-р связано с достижением состояний, в к-рых в-во обладает малыми
значениями энтропии. В энтропию кристаллич. парамагнетика, характеризующую неупорядоченность его структуры, свою долю вносят тепловые колебания атомов крист. решётки
(«тепловой беспорядок») и разориентированность спинов («магнитный беспорядок»). При Т 0
энтропия решётки Sреш убывает быстрее энтропии системы спинов Sмагн, так что Sреш при темп-рах Т
1 К становится исчезающе малой по сравнению с Sмагн. В этих условиях возникает возможность
осуществить М. о.
Цикл М. о. (рис. 1) состоит из двух стадий: 1) изотермич. намагничивания линия АБ) и 2) адиабатич.
размагничивания парамагнетика (линия БВ). Перед намагничиванием темп-ру парамагнетика
при помощи жидкого гелия понижают до Т~1 К и поддерживают её постоянной на протяжении
всей первой стадии М. о. Намагничивание сопровождается выделением теплоты и уменьшением
энтропии до значения SН. На второй стадии I. о. в процессе адиабатич. размагничивания энтропия
парамагнетика остаётся постоянной и его темп-pa понижается (линия БВ).
Вз-ствие спинов между собой и с крист. решёткой определяет темп-ру, при к-рой начинается резкий
спад кривой Sмагн при Т 0. Чем слабее :1-ствие спинов, тем более низкие темп-ры можно получить
методом М. о. парамагн. соли позволяют достичь темп-р ~ 5•10-3 К.
Значительно более низких темп-р удалось достигнуть, используя ядерный парамагнетизм. Вз-ствие
ядерных магн. моментов значительно слабее вз-ствия магн. моментов ионов. Для намагничивания до
насыщения системы ядерных магн. моментов даже при T=1 К требуются очень сильные магн. поля
(~107 Э). При применяемых полях ~ 105 Э намагничивание до насыщения возможно при темп-рах
~0,01 К. При исходной темп-ре ~0,01 К адиабатич. размагничивание системы яд. спинов (напр., в
образце меди) удаётся достигнуть темп-ры 10-5—10-6 К. До этой темп-ры охлаждается не весь
образец. Полученная темп-pa (её называют спиновой) характеризует интенсивность теплового
движения в системе яд. спинов сразу после размагничивания. Эл-ны же и крист. решётка остаются
после размагничивания при исходной темп-ре ~ 0,01 К. Последующий обмен энергией между
системами яд. и электронных спинов (посредством спин-спинового взаимодействия) может привести
к кратковрем. охлаждению всего в-ва до T~10-4 К (измеряют такие темп-ры методами магнитной
термометрии). Практически М. о. осуществляют следующим способом. Блок парамагн. соли С
помещается на подвесках из материала с малым коэфф. теплопроводности внутри камеры 1, к-рая
погружена в криостат 2 с жидким 4Не (рис. 2, а). Откачкой паров гелия через кран 3 темп-pa в
криостате
Рис. 2. Схемы установок для магн. охлаждения: а — одноступенчатого (N, S
— полюсы электромагнита), б — двухступенчатого.
поддерживается на уровне 1,0—1,2 К (применение жидкого 3Не позволяет снизить исходную темп-ру
до ~0,3 К). Теплота, выделяющаяся в соли во время намагничивания, отводится к жидкому гелию
газом, заполняющим камеру 7. Перед выключением магн. поля газ из камеры 1 откачивают через
кран 4 и т. о. блок парамагн. соли С теплоизолируют от жидкого гелия. После размагничивания темпpa соли понижается и может достигнуть неск. тысячных К. Запрессовывая в блок соли к.-л. в-во или
соединяя в-во с блоком соли пучком тонких медных
проволочек, можно охладить в-во практически до тех же темп-р. Наиболее низкие темп-ры получают
методом двухступенчатого М. о. (рис. 2, б). Сначала производят адиабатич. размагничивание соли С
и через тепловой ключ (теплопроводящую перемычку) К охлаждают предварительно намагниченную
соль D. Затем, после размыкания ключа K, размагничивают соль D, к-рая при этом охлаждается до
темп-ры, существенно более низкой, чем была получена в блоке соли С. Тепловым ключом в
установках описанного типа обычно служит проволочка из сверхпроводящего в-ва, теплопроводности к-рой в норм. и сверхпроводящем состояниях при T~0,1 К сильно отличаются (во много
раз). По схеме рис. 2, б осуществляют и яд. размагничивание с тем отличием, что соль D заменяют
образцом (напр., меди), для намагничивания к-рого применяется поле напряжённостью в неск.
десятков кЭ.
М. о. широко используется при изучении низкотемпературных св-в жидкого 3Не (сверхтекучести и
др.), квант. явлений в тв. телах (напр., сверхпроводимости), св-в ат. ядер и т. д.
• Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971, с. 368—82; Д е-К л е р к Д., Адиабатическое
размагничивание, в кн.: Физика низких температур, пер. с англ., под ред. А. И. Шальникова, М., 1959,
с. 421—610; Мендельсон К., На пути к абсолютному нулю, пер. с англ., М., 1971; А м 6 л е р Е., Х а д
с о н Р. П., Магнитное охлаждение, «УФН», 1959, т. 67, в. 3.
А. Б. Фрадков.
МАГНИТНОЕ ПОЛЕ, силовое поле, действующее на движущиеся электрич. заряды и на тела,
обладающие магнитным моментом (независимо от состояния их движения). М. п. характеризуется
вектором магнитной индукции В. Значение В определяет силу, действующую в данной точке поля на
движущийся электрич. заряд (см. Лоренца сила) и на тела, имеющие магн. момент.
Термин «М. п.» ввёл в 1845 англ. физик М. Фарадей, считавший, что как электрич., так и магн. взствия осуществляются посредством единого материального поля. Классич. теория эл.-магн. поля
была создана англ. физиком Дж. Максвеллом (1873), квант. теория — в 20-х гг. 20 в. (см. Квантовая
теория поля).
Источниками макроскопич. М. п. явл. намагниченные тела, проводники с током и движущиеся
электрически заряж. тела. Природа этих источников едина: М. п. возникает в результате движения
заряж. микрочастиц (эл-нов, протонов, ионов), а также благодаря наличию у микрочастиц
собственного (спинового) магн. момента (см. Магнетизм).
Перем. М. п. возникает также при изменении во времени электрич. поля. В свою очередь, при
изменении во вре369
мени М. п. возникает электрич. поле. Полное описание электрич. и магн. полей в их взаимосвязи
дают Максвелла уравнения. Для хар-ки М. п. часто вводят силовые линии поля (линии магн.
индукции). В каждой точке такой линии вектор В расположен вдоль касательной. В местах повышенных значений В линии индукции сгущаются, в тех же местах, где поле слабее, линии расходятся
(рис.).
Для М. п. наиболее характерны след. проявления.
1. В пост. однородном М. п. на магн. диполь с магн. моментом рm действует вращающий момент
N=[pmB] (так, магн. стрелка в М. п. поворачивается по полю; виток с током I, также обладающий
магн. моментом, стремится занять положение, при к-ром его плоскость была бы перпендикулярна
линиям индукции; ат. диполь процессирует вдоль силовой линии с характеристич. частотой; рис., а).
Рис. а — действие однородного пост. магн. поля на магн. стрелку, виток с
током I и ат. диполь (е — эл-н атома); б — действие однородного пост.
магн. поля на свободно движущиеся электрич. заряды +q (их траектория в
общем случае имеет вид спирали); в — разделение пучка магн. диполей в
неоднородном магн. поле; г — возникновение тока индукции в витке при
усилении внеш. магн. поля В (стрелками показано направление тока
индукции и создаваемого магн.
поля В
). Pm — магн.
момент, q — электрич. заряд, v — скорость
заряда.
2. В пост. однородном М. п. действие силы Лоренца приводит к тому, что траектория движения
электрич. заряда имеет вид спирали с кривизной, обратно пропорц. скорости (рис., б). Искривление
траектории электрич. зарядов под действием силы Лоренца сказывается, напр., в перераспределении
тока по сечению проводника при внесении его в М. п. Этот эффект лежит в основе гальваномагн.,
термомагн. и др. родственных им явлений.
3. В пространственно неоднородном М. п. на магн. диполь рm действует
сила F, перемещающая диполь, ориентированный по полю, в направлении градиента поля: F=grad
(рmВ); так, пучок атомов, содержащий атомы с противоположно ориентированными магн.
моментами, в неоднородном М. п. разделяется на два расходящихся пучка (рис., в).
4. М. п., непостоянное во времени, оказывает силовое действие на покоящиеся электрич. заряды и
приводит их в движение; возникающий при этом в контуре ток Iинд (рис., г) своим М. п.
противодействует изменению первоначального М. п. (см. Электромагнитная индукция).
Магн. индукция В определяет ср. макроскопич. М. п., создаваемое в данной точке пр-ва как токами
проводимости (движением свободных носителей зарядов), так и имеющимися намагниченными
телами. М. п., созданное токами проводимости и независящее от магн. св-в присутствующего в-ва,
характеризуется вектором напряжённости магнитного поля Н=B-4J или Н=(B/0)-J (соответственно в СГС системе единиц и Международной системе единиц). В этих соотношениях вектор
J — намагниченность в-ва, 0 — магнитная постоянная.
Отношение =В10Н наз. магнитной проницаемостью. В зависимости от величины в-ва делят на
диамагнетики (<1) и парамагнетики (>1), в-ва с >>1 наз. ферромагнетиками.
Объёмная плотность энергии М. п. в отсутствии ферромагнетиков: wм=H2/8 или wм=BH/8 (в ед.
СГС); wм=0H2/2 или ВН/2 (в ед. СИ).
В
общем
случае wм=1/2∫HdB, где пределы интегрирования определяются начальными и
конечными значениями магн. индукции В, сложным образом зависящей от поля Н.
Для измерения хар-к М. п. применяют различного типа магнитометры.
Магнитные поля в природе разнообразны по масштабам и по вызываемым эффектам. М. п. Земли,
образующее земную магнитосферу, простирается до расстояния в 70—80 тыс. км в направлении на
Солнце и на многие миллионы км в противоположном направлении. У поверхности Земли М. п. Н
равно в среднем 0,5 Э, на границе магнитосферы ~10-3 Э. В околоземном пр-ве М. п. образует
магнитную ловушку для заряж. ч-ц высоких энергий — радиационный пояс. Происхождение М. п.
Земли связывают с конвективными движениями проводящего жидкого в-ва в земном ядре (см.
Динамо-эффект).
Из других планет Солнечной системы лишь Юпитер и Сатурн обладают собственными М. п.,
достаточными для создания устойчивых планетарных магн. ловушек. На Юпитере обнаружены М. п.
до 10 Э и ряд характерных явлений (магн. бури, синхротронное излучение в радиодиапазоне и др.),
указывающих на значит. роль М. л. в планетарных процессах.
Межпланетное М. п.— это гл. обр. поле солнечного ветра (непрерывно расширяющейся плазмы
солн. короны). Вблизи орбиты Земли межпланетное поле ~10-4—10-5 Э. Силовые линии регулярного
межпланетного М. п. имеют вид идущих от Солнца раскручивающихся спиралей (их форма
обусловлена сложением радиального движения плазмы и вращения Солнца). М. п. межпланетной
плазмы имеет секторную структуру: в одних секторах оно направлено от Солнца, в других — к
Солнцу. Регулярность межпланетного М. п. может нарушаться из-за развития разл. видов плазменной неустойчивости, прохождения ударных волн и распространения потоков быстрых ч-ц,
рождённых солн. вспышками.
Во всех процессах на Солнце — вспышках, появлении пятен и протуберанцев, рождении солн.
космич. лучей — М. п. играет важнейшую роль. Измерения, основанные на Зеемана эффекте,
показали, что М. п. солн. пятен достигает неск. тыс. Э, протуберанцы удерживаются полями ~10—
100 Э (при ср. значении общего М. п. Солнца ~ 1 Э). Удалённость звёзд не позволяет пока наблюдать
у них М. п. типа солнечных. В то же время более чем у двухсот т. н. магнитных звёзд обнаружены
аномально большие поля (до 3,4•104 Э). Поля ~107 Э измерены у неск. звёзд — белых карликов.
Особенно большие (~1010—1012 Э) М. п. должны быть, по совр. представлениям, у нейтронных звёзд.
В явлениях микромира роль М. п. столь же существенна, как и в косм, масштабах. Это объясняется
существованием у всех ч-ц — структурных элементов в-ва (эл-нов, протонов, нейтронов) магн.
момента, а также действием М. п. на движущиеся электрич. заряды.
На расстоянии порядка размера атома (~10-8 см) М. п. ядра составляет ~50 Э. В ферримагнетиках
(ферритах-гранатах) на ядрах ионов железа М. п. оказалось ~5•105 Э, на ядрах редкоземельного
металла диспрозия ~8•106 Э. Внеш. М. п. и внутриатомные М. п., создаваемые эл-нами атома и его
ядром, расщепляют энергетич. уровни атома, в результате спектры атомов приобретают сложное
строение (см. Тонкая структура и Сверхтонкая структура). Расстояния между зеемановскими
подуровнями энергии (и соответствующими спектр. линиями) пропорц. величине М. п., что
позволяет спектр. методами определять значение М. п.
Получение магнитных полей. М. п. обычно подразделяют на слабые (до 500 Э), средние (500 Э — 40
кЭ), сильные (40 кЭ — 1 МЭ) и сверхсильные (св. 1 МЭ). На использовании слабых и средних М. п.
основана практически вся электротехника, радио370
техника и электроника. Слабые и средние М. п. получают при помощи магнитов постоянных,
электромагнитов, неохлаждаемых соленоидов, магнитов сверхпроводящих.
Для получения сильных М. п. применяют сверхпроводящие соленоиды (до 150—200 кЭ), соленоиды,
охлаждаемые водой (до 250 кЭ), импульсные соленоиды (до 1,6 МЭ). Сверхсильные М. п. получают
методом направленного взрыва. Медную трубу, внутри к-рой предварительно создано сильное
импульсное М. п., радиально сжимают давлением продуктов взрыва. С уменьшением радиуса R
трубы величина М. п. в ней возрастает ~1/R2 (если магн. поток через трубу сохраняется). М. п.,
получаемое в установках подобного типа (т. н. взрывомагнитных генераторах), может достигать
неск. десятков МЭ.
• Ландау Л. Д., Л и ф ш и ц Е. М., Теория поля, 6 изд., М., 1973 (Теоретическая физика, т. 2): Т а м м
И. Е., Основы теории электричества, 9 изд., М., 1976; П а р с е л л Э., Электричество и магнетизм,
пер. с англ., М., 1971 (Берклеевский курс физики, т. 2); Монтгомери Б., Получение сильных
магнитных полей с помощью соленоидов, пер. с англ., М., 1971; Кнопфель Г., Сверхсильные
импульсные магнитные поля, пер. с англ., М., 1972; Вайнштейн С. И., Зельдович Я. Б., О происхождении магнитных полей в астрофизике, «УФН», 1972, т. 106, в. 3.
МАГНИТНОЕ СОПРОТИВЛЕНИЕ, характеристика магнитной цепи; М. с. Rm равно отношению
магнитодвижущей силы F, действующей в магн. цепи, к созданному в цепи магнитному потоку Ф.
М. с. однородного участка магн. цепи может быть вычислено по ф-ле Rm=l/0S, где l и S — длина и
поперечное сечение участка магн. цепи, — относит. магнитная проницаемость материала цепи, 0
— иагнитная постоянная. В случае неоднородной магн. цепи (состоящей из однородных
последовательных участков с различными l, S, ) её М. с. равно сумме Rm однородных участков.
Расчёт М. с. по приведённой ф-ле явл. приближённым, т. к. ф-ла не учитывает «магнитные утечки»
(рассеяние магн. потока в окружающем цепь пр-ве), неоднородности магн. юля в цепи, нелинейную
зависимость М. с. от поля. В перем. магн. поле М. с.— комплексная величина, т. к. ( этом случае
зависит от частоты эл.-магн. колебаний. Единицей М. с. ч Международной системе единиц служит
ампер (или ампер-виток) , на (вебер (А/Вб), в СГС системе единиц — гильберт на максвелл (Гб/Мкс).
А/Вб=4•10-9 Гб/Мкс1,2566Х10-8 Гб/Мкс.
МАГНИТНОЕ СТАРЕНИЕ, изменение магн. св-в ферромагнетика со временем при комнатной
(рабочей) темп-ре. М. с. может быть вызвано изменением доменной структуры ферромагнетика о б р
а т и м о е М. с.) или его кристаллич. структуры (н е о б р а т и м о е М. с.). Обратимое М. с.
обусловлено перестройкой доменной структуры (см. Домены) под влиянием внеш. воздействий:
магн. полей, температурных колебаний, механич. вибраций и т. п. Повторное намагничивание
устраняет последствия обратимого М. с. и восстанавливает первоначальную намагниченность
ферромагн. образца. Необратимое М. с. вызывается переходом кристаллич. структуры ферромагнетика из метастабильного состояния в более равновесное, оно происходит независимо от магн.
состояния образца. Необратимое М. с. ускоряется с повышением темп-ры. Для повышения магн.
стабильности ферромагн. изделия подвергают искусств. старению. Стабилизацию кристаллич.
структуры осуществляют, выдерживая изделия при повышенной темп-ре. Такая обработка снижает
эффект последующего М. с. при комнатной темп-ре. Наиболее простым способом стабилизации
магн. доменной структуры изделий, сохраняющих определённую остаточную намагниченность, явл.
частичное размагничивание их перем. магн. полем.
• Бозорт Р. М., Ферромагнетизм, пер. с англ., М., 1956.
И. Е. Старцева, Я. С. Шур.
МАГНИТНО-ЖЕСТКИЕ МАТЕРИАЛЫ, см. Магнитно-твёрдые материалы.
МАГНИТНО-МЯГКИЕ МАТЕРИАЛЫ, магнитные материалы (ферромагнетики), к-рые
намагничиваются до насыщения и перемагничиваются в относительно слабых магн. полях
напряжённостью H~8—800 А/м (~0,1—10 Э). При темп-pax ниже Кюри точки (у технически чистого
железа, напр., ниже 768°С) М.-м. м. спонтанно намагничены, но внешне не проявляют магн. св-в, т. к.
состоят из хаотически ориентированных намагниченных до насыщения областей (доменов). М.-м. м.
характеризуются высокими значениями магнитной проницаемости — начальной a~102—105 и
максимальной макс~103 —106. Коэрцитивная сила Нс М.-м. м. колеблется от 0,8 до 8 А/м (от 0,01 до
0,1 Э), а потери на магн. гистерезис очень малы~1—103 Дж/м3 (10—104 эрг/см3) на один цикл
перемагничивания.
Способность М.-м. м. намагничиваться до насыщения в слабых магн. полях обусловлена низкими
значениями энергии магнитной анизотропии, а у нек-рых из них (напр., у М.-м. м. на основе Fe—Ni
и у ряда ферритов) также низкими значениями констант магнитострикции. Эти св-ва приводят к
тому, что намагничивание (включающее процессы смещения границ доменов и вращения их вектора
намагниченности Js) не требует значит. полей и энергий. Подвижность доменных границ,
способствующая намагничиванию, снижается в случае присутствия в материале разл.
неоднородностей и напряжений (растёт энергия, необходимая для их смещения). Поэтому
ферромагнетики, содержащие заметные кол-ва примесей внедрения (С, N, О
и др.), дислокаций и др. дефектов кристаллич. решётки, обладают св-вами М.-м. м. лишь при малых
значениях энергии доменных границ (малой энергии анизотропии). Если же энергия доменных
границ велика, то материал будет магнитно-мягким, когда его структура имеет мало дефектов.
Получение малодефектных М.-м. м. связано с большими технологич. трудностями.
К М.-м. м. принадлежат ряд сплавов (напр., перминвары) и нек-рые ферриты с малой энергией магн.
кристаллич. анизотропии, но с хорошо выраженной одноосной анизотропией, формирующейся при
отжиге материала в магн. поле. Нек-рые М.-м. м. (напр., пермендюр) имеют слабую анизотропию, но
большие значения магнитострикции. Важнейшими представителями М.-м. м., применяемых в
технике слабых токов, явл. бинарные и легиров. сплавы на основе Fe—Ni (пермаллои), имеющие
низкую Нс~0,01 Э и очень высокие a (до 105) и макс (до 106). К этой же группе относятся сплавы на
основе Fe—Co (напр., пермендюр), к-рые среди М.-м. м. обладают наивысшими точкой Кюри (950—
980°С) и значением магн. индукции насыщения Bs, достигающей 2,4•104 Гс (2,4 Тл), а также сплавы
Fe—Аl и Fe—Si—Al. Для работы при частотах до 105 Гц используются сплавы на основе Fe—Со—Ni
с пост. магн. проницаемостью, достигаемой термич. обработкой образцов в поперечном магн. поле,
к-рое формирует индуцированную одноосевую анизотропию. Постоянство магн. проницаемости (в
пределах 15%) сохраняется при индукциях до 8000 Гс и обеспечивается тем, что при намагничивании
таких М.-м. м. процесс вращения Js явл. доминирующим. В области частот 104—108 Гц нашли
применение магнитодиэлектрики. В технике слабых токов используются смешанные ферриты
(напр., соединение из цинкового и никелевого ферритов), а также ферриты-гранаты. Для них
характерно высокое электрическое сопротивление и практическое отсутствие скин-эффекта.
Ферриты-гранаты применяются при очень высоких частотах (если невелики диэлектрические потери).
К новым видам М.-м. м. относятся т. н. аморфные материалы (металлические стёкла, или метгласы).
Неупорядоченность расположения атомов, характерная для аморфного состояния, приводит к
изотропии магн. св-в материала, что характерно для М.-м. м. (табл.). Для достижения наилучших
магн. св-в аморфные сплавы подвергают термич. обработке в течение 1 — 1,5 ч в магн. поле или без
поля в зависимости от того, стремятся ли получить прямоугольную петлю гистерезиса или высокое
значение а. Рабо371
ОСНОВНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ВАЖНЕЙШИХ МАГНИТНО-МЯГКИХ МАТЕРИАЛОВ
Примечание: a и макс — начальная и максимальная магн. проницаемости; — темп-pa Кюри; —
уд. электрич. сопротивление; Hс — коэрцитивная сила; Bs, Br и Bm — индукция насыщения, индукции
остаточная и максимальная в поле 8—10 Э; W — потери на гистерезис.
1
Кристаллически текстурован.
2
После обработки в продольном магн. поле.
3
После обработки в поперечном магн. поле.
4
Св-ва аморфных М.-м. м. указаны приближённо, т. к. они зависят от технологии производства
материалов.
чая темп-pa аморфных М.-м. м.— до 150°С.
К М.-м. м. спец. назначения относятся термомагнитные материалы, служащие для компенсации
температурных изменений магн. потоков в магн. системах приборов, а также магнитострикционные
материалы, с помощью к-рых эл.-магн. энергия преобразуется в механич. энергию.
• Таблицы физических величин. Справочник, М., 1976; Прецизионные сплавы. Справочник, М., 1974;
Займовский А. С., Чудновская Л. А., Магнитные материалы, 3 изд., М.— Л., 1957; Магнитно-мягкие
материалы, пер. с чеш., М.—Л., 1964.
И. М. Пузей.
МАГНИТНО-ТВЁРДЫЕ МАТЕРИАЛЫ (магнитно-жёсткие или высококоэрцитивные
материалы), магнитные материалы (ферро- и ферримагнетики), к-рые намагничиваются до
насыщения и перемагничиваются в сравнительно сильных магн. полях, напряжённостью в тысячи и
десятки тысяч А/м (102—103 Э). М.-т. м. характеризуются высокими значениями коэрцитивной силы
Нс, остаточной индукции Br, магн. энергии (ВН)макс на участке размагничивания петли гистерезиса
(табл.). После намагничивания М.-т. м. остаются магнитами постоянными из-за высоких значений
Br и Нс. Большая коэрцитивная сила М.-т. м. может быть обусловлена след. причинами: 1) задержкой
смещения границ доменов из-за посторонних включений или сильной деформации крист. решётки; 2)
выпадением в слабомагн. матрице мелких однодоменных ферромагн. ч-ц, имеющих или сильную
крист. анизотропию, или анизотропию формы.
ОСНОВНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ВАЖНЕЙШИХ МАГНИТНО-ТВЁРДЫХ МАТЕРИАЛОВ
М.-т. м. классифицируют по разным признакам, напр. по физ. природе коэрцитивной силы, по
технологич. признакам. Из М.-т. м. наибольшее значение в технике приобрели: литые и порошковые
(очень твёрдые, недеформируемые) сплавы типа Fe — Аl—Ni—Со; более пластичные (деформируемые) сплавы типа Fe—Со—Мо, Fe—Со—V, Pt—Co и ферриты. В качестве М.-т. м. используются
также соединения редкозем. элементов с Со; магнитопласты и магнитоэласты из порошков сплавов
ални и альнико, ферритов со связкой из пластмасс и
резины (см. Магнитодиэлектрики); материалы из порошков Fe, Fe—Со, Mn — Bi, SmCo5. Высокая
коэрцитивная сила литых и порошковых М.-т. м. (к ним относятся материалы типа альнико, магнико
и др.) объясняется наличием мелкодисперсных сильномагн. ч-ц вытянутой формы в слабомагн,
матрице. Охлаждение в магн. поле приводит к преимуществ. ориентации продольных осей этих ч-ц
по полю. Повышенными магн. св-вами обладают подобные М.-т. м., представляющие собой
монокристаллы или сплавы, созданные путём направленной кристаллизации. Их максимальная магн.
энергия (.ВH)макс достигает 107Гс•Э. Дисперсионно-твердеющие
372
сплавы типа Fe—Со—Mo (комолы) приобретают высококоэрцитивное состояние (магн. твёрдость) в
результате отпуска после закалки, при к-ром происходит распад тв. р-ра и выделяется фаза, богатая
молибденом. Сплавы типа Fe—Со—V (викаллои) для придания им св-в М.-т. м. подвергают
холодной пластич. деформации с большим обжатием и последующему отпуску. Высококоэрцитивное
состояние сплавов типа Pt—Co возникает за счёт появления упорядоченной тетрагональной фазы с
энергией магн. анизотропии 5•107 эрг/см3. К М.-т. м. относятся гексаферриты, т. е. ферриты с
гексагональной крист. решёткой (напр., BaO•6Fe2O3, SrO•6Fe2O3). В феррите кобальта CoO•Fe2O3 со
структурой шпинели после термич. обработки в магн. поле формируется одноосевая анизотропия,
что и явл. причиной его высокой коэрцитивной силы.
• Таблицы физических величин. Справочник, М., 1976; Преображенский А. А., Теория магнетизма,
магнитные материалы и элементы, М., 1972; Вольфарт Э., Магнитно-твердые материалы, пер. с англ.,
М., 1963; Р а б к и н Л. И., С о с к и н С. А., Эпштейн Б. Ш., Ферриты, Л., 1968.
И. М. Пузей.
МАГНИТНЫЕ ВЕСЫ, приборы, действующие по принципу маятниковых, крутильных или
рычажных весов и применяемые для измерения магнитной восприимчивости тел (в частности,
анизотропии магн. восприимчивости). Восприимчивость магн. материала
Схема магнитных весов
темп-р; 1 — полюсы
кварцевая нить; 4 —
выравнивания весов; 8
сационного устройства;
для измерения
электромагнита;
растяжка; 5 —
— демпфер; 9 и
11 — колпак; 12
восприимчивости в области низких
2 — исследуемый образец; 3 —
коромысло; 6 и 7 — гайки для
10 — стержень и катушка компен— сосуд Дьюара.
определяется по силе, с к-рой исследуемый образец, имеющий форму длинного цилиндра,
втягивается в поле электромагнита (метод Гуи), или по силе, действующей на образец малого
размера, помещённый в неоднородное магн. поле (метод Фарадея). Обычно пользуются нулевым
методом измерений, компенсация силы или момента силы осуществляется при этом силой вз-ствия
спец. электромагнитов. Градуировку М. в. проводят при помощи стандартных в-в с известной магн.
восприимчивостью. Одна из конструкций рычажный М. в. приведена на рис. Чувствительность М. в.
этого типа достигает 10-8 Н на деление шкалы, относит. погрешность измерений ~1%.
• Чечерников В. И., Магнитные измерения, 2 изд., М., 1969; Чечурина Е. Н., Приборы для измерения
магнитных величин, М., 1969; С е л в у д П., Магнето-химия, пер. с англ., 2 изд., М., 1958; БоровикРоманов А. С., Крейнас Н., Магнитные свойства трехвалентных ионов европия и самария, «ЖЭТФ»,
1955, т. 29, в. 6(12), с. 790.
МАГНИТНЫЕ ЗЕРКАЛА (магнитные пробки), см. Магнитные ловушки.
МАГНИТНЫЕ ИЗМЕРЕНИЯ, измерения хар-к магнитного поля или магн. свойств в-в
(материалов). К измеряемым хар-кам магн. поля относятся: вектор магнитной индукции В,
напряжённость магнитного поля Н, поток вектора индукции (магнитный поток), градиент магн.
поля и др. Магн. состояние в-ва определяется: намагниченностью J, магнитной восприимчивостью
, магнитной проницаемостью , магнитной структурой атомной.
К важнейшим хар-кам наиб. распространённых магн. материалов — ферромагнетиков относятся:
кривые индукции В(Н) и намагничивания кривые J(H), коэрцитивная сила, потери энергии на
перемагничивание (см. Гистерезис), макс. магн. энергия ед. объёма (или массы), размагничивающий
фактор (коэфф. размагничивания) ферромагн. образца.
Для измерения магн. хар-к применяют след. методы: баллистический, магнетометрический,
электродинамический, индукционный, пондеромоторный, мостовой, потенциометрический,
ваттметрический, калориметрический, нейтронографический и резонансный.
Баллистический метод основан на измерении баллистическим гальванометром кол-ва электричества
Q, переносимого током индукции через надетую на образец измерит. катушку с числом витков w при
быстром изменении сцепленного с ней магн. потока Ф. Изменение магн. потока Ф=QRlw, где R —
сопротивление цепи. Баллистич. методом определяют осн. кривую индукции В(Н), кривую
намагничивания J(H), петлю гистерезиса, разл. виды проницаемости и размагничивающий фактор
ферромагн. образцов.
Магнетометрический метод основан на воздействии исследуемого намагнич. образца на расположенный вблизи него пост. магнит. Распространён действующий по этому принципу астатич.
магнитометр. Он состоит из двух одинаковых последовательно включённых в цепь катушек —
намагничивающей и компенсационной, между к-рыми на подвесе укреплён магн. датчик: система из
двух линейных магнитов одинаковых размеров с равными магнитными моментами (астатич.
система). Магниты
расположены параллельно друг другу полюсами в разные стороны. Действие магн. полей катушек на
астатич. систему взаимно скомпенсировано. Образец, помещаемый в намагничивающую катушку,
нарушает скомпенсированность полей и вызывает поворот системы магнитов. По углу поворота
системы определяют магн. момент образца. Далее можно вычислить J, В и H. Т. о., метод даёт
возможность найти зависимость В (Н) и J(H), петлю гистерезиса и магн. восприимчивость. Благодаря
высокой чувствительности магнитометрич. метода его применяют для измерений геомагн. поля и для
решения ряда метрологич. задач (см. Эталоны магнитных величин).
Иногда для измерения хар-к магн. поля, в частности в пром. условиях, применяется электродинамический метод, при к-ром измеряется угол поворота рамки с током, находящейся в магн. поле
намагниченного образца. Преимущество метода — возможность градуирования шкалы прибора
непосредственно в ед. измеряемой величины — в теслах (для В) или в А/м (для Н).
Для исследования ферромагн. в-в в широком интервале значений Н используются индукционный и
пондеромоторный методы. Индукционный метод позволяет измерять кривые В(Н), J(H), петлю
гистерезиса и разл. виды проницаемости. Он основан на измерении эдс индукции, к-рая
возбуждается во вторичной обмотке, намотанной на образец, при пропускании намагничивающего
перем. тока через первичную обмотку. Этот метод может быть также использован для измерения
намагниченности в сильных импульсных магн. полях и магн. восприимчивости дна- и парамагн. в-в в
радиочастотном диапазоне. Этот метод используется, в частности, у индукц. магнитометре, в к-ром
исследуемый образец колеблется в магн. поле и при этом возбуждает эдс в измерит. катушках.
Пондеромоторный метод состоит в измерении механич. силы, действующей на исследуемый образец
в магн. поле. Особенно широко метод применяется при исследовании магн. свойств слабомагн. в-в.
На основе этого метода созданы разнообразные установки и приборы для М. и.: маятниковые,
крутильные и рычажные магнитные весы, весы с использованием упругого кольца и др. Метод
применяется также для измерения магн. восприимчивости жидкостей и газов, намагниченности
ферромагнетиков и магн. анизотропии (см. Анизометр магнитный).
Мостовой и потенциометрический методы в большинстве случаев применяются для измерения в
перем. магн. полях в широком
373
диапазоне частот. Они основаны на измерении индуктивности L и активного сопротивления R
электрич. цепи, в к-рую включают катушку с сердечником — исследуемым ферромагн. образцом.
Эти методы позволяют определять зависимости В(Н), J(H), составляющие комплексной магнитной
проницаемости и комплексного магн. сопротивления в перем. полях, потери на перемагничивание.
Наиболее распространённым методом измерения потерь на перемагничивание явл. ваттметрический
метод; им пользуются при синусоидальном хар-ре изменения во времени магн. индукции. В этом
методе ваттметром определяют мощность, поглощаемую в цепи катушки, используемой для
перемагничивания образца .
Абс. методом измерения потерь магнитных в ферромагн. материалах (в широком частотном
диапазоне) явл. калориметрический метод. Он позволяет измерять потери при любых законах
изменения напряжённости магн. поля и магн. индукции и в сложных условиях намагничивания. О
потерях энергии в образце при его намагничивании перем. магн. полем судят по повышению темп-ры
образца и окружающей его среды.
Магн. структуру ферромагн. и антиферромагн. в-в исследуют методами нейтронографии,
Резонансные методы измерений включают все виды магнитного резонанса — резонансного поглощения эл.-магн. энергии эл-нами или ядрами в-ва, находящегося в пост. магн. поле. В-во может
также резонансно поглощать звук. колебания, что позволяет определить природу носителей
магнетизма и магн. структуру в-ва (см. Акустический парамагнитный резонанс).
Важную область М. и. составляют измерения хар-к магн. материалов (ферритов,
магнитодизлектрикое и др.) в перем. магн. полях частотой от 10 до 200 кГц. Для этой цели применяют в осн. ваттметрический, мостовой и резонансный методы. Измеряют обычно потери на
перемагничивание, коэфф. потерь на гистерезис и вихревые токи, компоненты комплексной магн.
проницаемости. Измерения осуществляют при помощи пермеаметра, феррометра и др. устройств,
позволяющих определять частотные хар-ки магн. материалов. Существуют и др. методы определения
магн. хар-к (магнитооптический, в импульсном режиме перемагничивания, осциллографический,
метод вольтметра и амперметра и др.).
Приборы для М. и. классифицируют по их назначению, условиям применения, по принципу действия
чувствительного элемента (датчика, или преобразователя). Приборы для измерения напряжённости
магн. поля Н, его индукции В, магн. момента и ряда др. магн. характеристик в-ва обычно наз.
магнитометрами; из них нек-рые имеют своё наименование: для измерения магн. потока —
флюксметры или веберметры; потенциала поля — магнитные потенциалометры; градиента —
градиентометры; коэрцитивной силы — коэрцитиметры и т. д. В соответствии с классификацией
методов М. и. различают приборы, основанные на явлении эл.-магн. индукции, гальваномагн.
явлениях, на силовом (пондеромоторном) действии поля, на изменении оптич., механич., магн. и др.
св-в материалов под действием магн. поля (см., напр., Феррозонд), на специфич. квант. явлениях
(напр., квантовый магнитометр). Единой классификации приборов для М. и. пока не разработано.
• Электрические измерения. Средства и методы измерений (Общий курс), под ред. Е. Г. Шрамкова,
М., 1972; Магнитные измерения, под ред. Е. Т. Чернышева, М., 1969; Чечерников В. И., Магнитные
измерения, 2 изд., М., 1969; ГОСТ 12635—67. Методы испытаний в диапазоне частот от 10 кГц до 1
МГц; ГОСТ 12636—67. Методы испытаний в диапазоне частот от 1 до 200 МГц.
В. И. Чечерников.
МАГНИТНЫЕ ЛИНЗЫ, устройства для создания магн. полей, обладающих определ. симметрией;
служат для фокусировки пучков заряж. ч-ц. См. Электронные линзы.
МАГНИТНЫЕ ЛОВУШКИ, конфигурации магнитного поля, способные длит. время удерживать
заряж. ч-цы внутри определ. объёма пр-ва. М. л. природного происхождения явл. магн. поле Земли;
огромное кол-во захваченных и удерживаемых им косм. заряж. ч-ц высоких энергий (эл-нов и
протонов) образует радиац. пояса Земли за пределами её атмосферы. В лаб. условиях М. л. разл.
видов исследуют гл. обр. применительно к проблеме удержания плазмы. Совершенствование М. л.
для плазмы направлено на осуществление с их помощью управляемого термоядерного синтеза.
Для того чтобы магн. поле стало М. л., оно должно удовлетворять определ. условиям. Известно, что
оно действует только на движущиеся заряж. ч-цы. Скорость Ч-цы v в любой точке всегда можно
представить в виде геом. суммы двух составляющих: v, перпендикулярной к напряжённости Н
магн. поля в этой точке, и v║, совпадающей по направлению с Н. Сила F воздействия поля на ч-цу, т.
н. Лоренца сила, определяется только v и не зависит от v║.. В СГС системе единиц F по абс.
величине равна (e/c)vH. Сила Лоренца всегда направлена под прямым углом как к v, так и к v║ и
не изменяет абс. величины скорости ч-цы, однако меняет направление этой скорости, искривляя
траекторию ч-цы. Наиболее простым явл. движение
ч-цы в однородном магн. поле. Если скорость ч-цы направлена поперёк такого поля (v=v), то её
траекторией будет окружность радиуса R (рис. 1, а). Сила Лоренца в этом случае играет роль
центростремительной силы (равной mv2/R, m — масса ч-цы), что даёт возможность выразить R
через v и Н: R=vlH, где H=еН/mс. Окружность, по к-рой
движется заряж. ч-ца в однородном магн. поле, наз. ларморовской окружностью, её радиус —
ларморовским радиусом (RЛ), а H — ларморовской частотой. Если скорость ч-цы направлена к полю
под углом, отличающимся от прямого, то, кроме v, ч-ца обладает и v║. Ларморовское вращение при
этом сохранится, но к нему добавится равномерное движение вдоль магн. поля, так что результирующая траектория будет винтовой линией (рис. 1, б).
Рассмотрение даже этого простейшего случая однородного поля позволяет сформулировать одно из
требований к М. л.: её размеры должны быть велики по сравнению с RЛ, иначе ч-ца выйдет за
пределы ловушки. Удовлетворить это условие можно не только увеличением размеров М. л., но и
увеличением напряжённости магн. поля, т. к. RЛ убывает с возрастанием H. При экспериментах в
лабораториях идут по второму пути, в то время как в природных условиях чаще возникают М. л. с
протяжёнными, но сравнительно слабыми полями (напр., радиац. пояса Земли).
Далее, малость RЛ обеспечивает ограничение движения ч-цы в направлении поперёк поля, но его
необходимо ограничить и в направлении вдоль силовых линий ноля. В зависимости от метода
ограничения различают два типа М. л.: тороидальные и зеркальные (адиабатические).
Тороидальные М. л. Один из способов предотвращения ухода ч-ц из М. л. вдоль направления поля
состоит в придании ловушке конфигурации, при к-рой у объёма, занимаемого ею, вообще нет
концов, такой конфигурацией является, напр., тор. Простейшим примером М. л. этого типа явл.
тороидальный соленоид (рис. 2, а). Однако в ловушке со столь простой геометрией поля ч-цы
удерживаются не очень долго: за каждый оборот вокруг тора ч-ца отклоняется на небольшое
расстояние б поперёк поля (т. н. т о р о и д а л ь н ы й дрейф). Эти смещения накапливаются, и в
конце концов ч-цы попадают на стенки М. л. Для компенсации тороидаль374
ного дрейфа можно сделать поле неоднородным вдоль М. л., как бы «прогофрировав» его (рис. 2, б).
Но более удобно создать конфигурацию, при к-рой силовые линии магн. поля винтообразно
навиваются на замкнутые поверхности, причём эти поверхности вложены одна в другую. Напр., если
внутри тороидального соленоида поместить проводник с током, проходящий по его ср. линии (рис. 2,
в), то
силовые линии поля будут навиваться на тороидальные поверхности. Ч-цы с малым RЛ будут не
очень сильно отклоняться от этих поверхностей. Аналогичные конфигурации можно создать с
помощью внеш. обмоток, напр. добавляя к обмотке тора (рис. 2, а) винтовую обмотку с попеременно
направленными токами. Ещё один способ состоит в скручивании тора в фигуру типа восьмёрки (рис.
2, г). Можно также использовать более сложные конфигурации, комбинируя разл. элементы
«гофрированных» и винтовых полей.
Зеркальные (адиабатические) М. п. Другой метод удержания ч-ц в М. л. в продольном (по полю)
направлении состоит в использовании магнитных пробок, или магнитных зеркал,— областей, в к-рых
напряжённость магн. поля сильно (но плавно) возрастает. Такие области могут отражать налетающие
на них вдоль силовых линий заряж. ч-цы.
Рис. 3. Движение заряж. ч-цы в «зеркальной» магн. ловушке: при
продвижении в область сильного поля радиус траектории ч-цы уменьшается.
Магн. зеркало, от к-рого отражается ч-ца, находится в «горловой» части
конфигурации.
На рис. 3 изображена траектория ч-цы в неоднородном магн. поле, напряжённость к-рого меняется
вдоль его силовых линий. Эффект отражения обусловлен следующим. В сильном магн. поле, когда
ларморовский радиус RЛ значительно меньше характ. длины изменения магн. поля, сохраняется
постоянным адиабатический инвариант квазипериодич. движения — отношение поперечной
энергии ч-цы к магн. полю: =mv2/2H — величина, имеющая смысл магн. момента ларморовского
кружка. Поскольку —const, при приближении заряж. ч-цы к пробке поперечная компонента
скорости v возрастает, а т. к. полная энергия заряж. ч-цы при движении в магн. поле не меняется, то при росте v
будет уменьшаться v║. В точке, где v║ станет равной нулю, и происходит отражение ч-цы от магн.
зеркала. Простейшая адиабатическая М. л. создаётся двумя одинаковыми коаксиальными катушками,
в к-рых ток протекает в одинаковом направлении (рис. 4). Магн. зеркалами в ней явл. области наиб.
сильного поля внутри катушек.
Рис. 4. Простейшая адиабатическая магн.
направление тока в коаксиальных катушках.
ловушка.
Стрелки
указывают
Адиабатич. М. л. удерживают не все ч-цы: если v║ достаточно велика по сравнению с v, то ч-цы
вылетают за пределы магн. зеркал. Макс. отношение v║/v, при к-ром отражение ещё происходит,
тем больше, чем выше т. н. зеркальное отношение — отношение наибольшей напряжённости магн.
поля в магн. зеркалах к полю в центр. части М. л. (между магн. зеркалами). Напр., магн. поле Земли
убывает пропорц. кубу расстояния от её центра. Соотв. при приближении заряж. ч-цы к Земле вдоль
силовой линии, уходящей в плоскости экватора достаточно далеко от Земли, магн. поле возрастает
очень сильно. «Зеркальное отношение» в этом случае велико, макс. отношение v║/v также велико
(доля вылетающих из М. л. ч-ц мала).
М. л. для плазмы. Если заполнять М. л. ч-цами одного вида (напр., эл-нами), то по мере накопления
этих ч-ц увеличивается создаваемое ими электрич. поле. Сила электростатич. отталкивания
одноимённых зарядов растёт, и эффективность ловушки падает. Поэтому заполнить М. л. с
достаточно большой плотностью можно только плазмой.
Когда электрич. поле в плазме настолько мало, что можно пренебречь его влиянием на движение ч-ц,
механизмы их удержания в ловушке не отличаются от рассмотренных применительно к отд. ч-цам.
Поэтому в М. л. для плазмы должны быть выполнены все сформулированные выше условия. Но,
кроме того, к таким М. л. предъявляются дополнит. требования, связанные с необходимостью
стабилизации плазменных неустойчиеостей — самопроизвольно возникающих и резко нарастающих
отклонений электрич. поля и плотности ч-ц в плазме от их ср. значений. Простейшая неустойчивость,
получившая назв. желобковой, обусловлена диамагнетизмом плазмы, вследствие к-рого
плазма выталкивается из областей более сильного магн. поля. Происходит след. процесс: сначала
поверхность плазмы становится волнистой — образуются длинные желобки, направленные вдоль
силовых линий поля (отсюда название неустойчивости), затем эти желобки углубляются, и плазма
распадается на отд. трубочки, движущиеся к боковым границам объёма, занимаемого М. л. Напр., в
простой зеркальной М. л. (рис. 4), в к-рой поле убывает в направлении, перпендикулярном общей оси
катушки, плазма может быть выброшена в этом направлении. Желобковую неустойчивость можно
стабилизировать с помощью дополнит. проводников с током, устанавливаемых вдоль М. л. по её
периферии. При этом напряжённость магн. поля достигает минимума либо на оси, либо на нек-ром
расстоянии от оси М. п., а затем возрастает к периферии. Чтобы добиться оптим. удержания ч-ц в
продольном направлении, используются т. н. амбиполярные, или многопробочные, ловушки. В
тороидальных М. л. можно создать конфигурацию со средним (по силовой линии) минимумом магн.
поля. Примером таких М. л. явл. установки типа токамак. В этих установках стабилизированы не
только желобковая, но и многие др. виды неустойчивости и достигнуто сравнительно длительное
устойчивое удержание высокотемпературной плазмы (десятки мс при темп-ре в десятки миллионов
градусов).
В М. л., наз. стеллараторами, конфигурации магн. поля, при к-рых силовые линии навиваются на
тороидальные поверхности (напр., скрученные в «восьмёрку», рис. 2, г), в отличие от конфигураций
поля в токамаках, создаются только внеш. обмотками. Различные модификации стеллараторов также
интенсивно исследуются в целях использования их для удержания горячей плазмы.
Существуют и иные механизмы стабилизации желобковой неустойчивости. Напр., в радиац. лоясах
Земли она стабилизируется за счёт электрич. контакта плазмы с ионосферой: заряж. ч-цы ионосферы
могут компенсировать электрич. поля, возникающие в радиац. поясах.
• А р ц и м о в и ч Л. А., Элементарная физика плазмы, М., 1969; Роуз Д. Дж., Кларк М., Физика
плазмы и управляемые термоядерные реакции, пер. с англ., М., 1963.
Б. Б. Кадомцев.
МАГНИТНЫЕ МАТЕРИАЛЫ, вещества, магн. св-ва к-рых обусловливают их широкое
применение в электротехнике, автоматике, телемеханике, приборостроении (пост. магниты,
электромагниты, статоры и роторы электрич. генераторов, датчики, магн. запоминающие устройства
и т. д.). Широкое применение М. м. в электротехнике (сначала железа) началось в
375
19 в. С 1900 в электротехнике применяются железокремнистые стали, несколько позднее стали
применять легко намагничивающиеся в слабых полях сплавы Fe — Ni. Разработке новых М. м.
способствовало развитие теории ферромагнетизма. В сер. 20 в. появились оксидные М. м.—
ферриты, используемые в технике высоких и сверхвысоких частот; в 1976 — аморфные М. м.
метгласы (металлические стёкла) на основе Fe, Co, Ni с добавками аморфизаторов В, Р, С, Si, Ge,
редкозем. элементов (РЗЭ). Наиболее высокая индукция насыщения (Bs= 18000 Гс) получена в Fe в
сочетании с В и С, наибольшая коэрцитивная сила (Hс=30000 Э) — в Fe2Dy. Аморфные М. м.
стабильны до 300°С.
По лёгкости намагничивания и перемагничивания М. м. подразделяют на магнитно-твёрдые
материалы и магнитно-мягкие материалы. В отд. группы выделяют термомагнитные сплавы,
магнитострикиионные материалы, магнитодиэлектрики и др. спец. материалы. Создание более совершенных М. м. связано с применением всё более чистых исходных (шихтовых) материалов и с
разработкой новой технологии производства (вакуумной плавки и др.). Улучшение крист. и
магнитной текстуры М. м. позволяет уменьшить потери энергии в них на перемагничивание, что особенно важно для электротехн. сталей. Формирование спец. вида кривых намагничивания и петель
гистерезиса возможно при воздействии на М. м. магн. полей, радиоактивного излучения, нагрева и
др. физ. факторов. Для создания высококачеств. М. м. (напр., магнитно-мягких материалов с
большой индукцией насыщения и с малой шириной магнитного резонанса) перспективны РЗЭ.
Разрабатываются М. м., в к-рых магн. св-ва сочетаются с необходимыми электрич., оптич. и
тепловыми св-вами.
Физ. св-ва осн. М. м. приведены в ст. Магнитно-мягкие материалы и Магнитно-твёрдые
материалы.
• Бозорт Р. М., Ферромагнетизм, пер. с англ., М., 1956; Займовский А. С., Чудновская Л. А.,
Магнитные материалы, 3 изд., М.—Л., 1957; Редкоземельные ферромагнетики и
антиферромагнетики, М., 1965.
И. М. Пузей.
МАГНИТНЫЕ ПОЛУПРОВОДНИКИ, полупроводниковые материалы, в хим. состав к-рых входят
переходные или редкозем. элементы. Магн. моменты атомов этих элементов с частично заполненными d- или f-оболочками при темп-ре T0К, как правило, упорядочены. Нек-рые из таких
полупроводников, напр. EuO, EuS, CdCr2Se4 — ферромагнетики, а другие, напр. EuTe, EuSe, NiO —
антиферромагнетики. Сильное вз-ствие подвижных носителей заряда с локализов. магн. моментами
d- и f-оболочек приводит к ряду особенностей электрич. и оптич. св-в М. п., отсутствующих у
немагн. полупроводников. Так, у ферромагн. ПП при понижении темп-ры наблюдается гигантский
(до 0,5 эВ) сдвиг в ДВ сторону края собств. оптич. поглощения и фотопроводимости. Часто их
проводимость а вместо монотонного роста с увеличением Т обнаруживает резкий минимум вблизи
точки Кюри Тс. В определ. интервале концентраций донорных дефектов вырожденный ферромагн.
ПП (EuO) при повышении Т, а вырожденные антиферромагн. ПП (EuSe, EuTe) при понижении Т
обнаруживают в магн. поле фазовый переход в EuO из высокопроводящего состояния в
низкопроводящее со скачком проводимости ~1010—1017. В EuSe и EuTe магн. поле вызывает
обратный переход. С другой стороны, носители заряда могут сильно влиять на магн. св-ва М. п.,
напр, легированием EuO и EuS удаётся вдвое поднять их Тс, а легированием EuSe перевести его из
антиферромагнитного в ферромагн. состояние.
Многие св-ва М. п. объясняются тем, что энергия носителей заряда минимальна при ферромагн.
упорядочении и повышается при его разрушении. Поэтому, напр., в антиферромагнетиках возможны
специфич. состояния Носителей (ф е р р о н н ы е), когда эл-н проводимости создаёт в кристалле
ферромагн. микрообласть и локализуется в ней, делая её стабильной. В вырожденных
полупроводниках возможны коллективные ферронные состояния, когда кристалл разбивается на
чередующиеся ферро- и антиферромагн. области. В каждой ферромагн. области находится много элнов, в антиферромагнитных же областях их нет. Св-ва М. п. делают их перспективными для
использования в электронике. Уже созданы приборы, основанные на гигантском (до 5•106 град/см)
фарадеевском вращении плоскости поляризации в М. п. (см. Фарадея эффект).
• Метфессель 3., Маттис Д., Магнитные полупроводники, пер. с англ., М., 1972; Нагаев Э. Л., Физика
магнитных полупроводников, М., 1979.
Э. Л. Нагаев.
МАГНИТНЫЕ ЭТАЛОНЫ, см. Эталоны магнитных величин.
МАГНИТНЫЙ ГИСТЕРЕЗИС, см. в ст. Гистерезис.
МАГНИТНЫЙ ЗАРЯД, вспомогательное понятие, вводимое при расчётах статич. магн. полей (по
аналогии с понятием электрич. заряда, создающего электростатич. поле). М. з., в отличие от
электрич. зарядов, реально не существует, т. к., согласно классич. теории магнетизма, магн. поле не
имеет особых источников, помимо электрич. токов. Гипотеза англ. физика П. Дирака (1931) о
существовании в природе М. з.— т. н. магнитных монополей — экспериментально пока не
подтверждена, но попытки обнаружить М. з. продолжаются. Для тел, обладающих намагниченностью, можно ввести понятия объёмной m и поверхностной m плотности М. з. Первая
связана с неоднородным распределением намагниченности по объёму тела, вторая — со скачком
норм. составляющей намагниченности на поверхности магнетика. Принято считать, что М. з.
располагаются двойными слоями на поверхностях, где происходит скачок норм. составляющей
намагниченности, причём элементарные М. з. противоположных знаков связаны в магн. диполи.
• Т а м м И. Е., Основы теории электричества, 9 изд., М., 1976.
С. В. Вонсовский.
МАГНИТНЫЙ МОМЕНТ, основная величина, характеризующая магн. свойства в-ва. Источником
магнетизма (М. м.), согласно классич. теории эл.-магн. явлений, явл. макро- и микро(атомные)электрич. токи. Элем. источником магнетизма считают замкнутый ток. Из опыта и классич. теории
эл.-магн. поля следует, что магн. действия замкнутого тока (контура с током) определены, если
известно произведение силы тока i на площадь контура (M=i/с в СГС системе единиц). Вектор М
и есть, по определению, М. м. Его можно записать по аналогии с электрическим дипольным
моментом в форме: M=ml, где т — эквивалентный магнитный заряд контура, а l — расстояние
между «магн. зарядами» противоположных знаков.
М. м. обладают элем. ч-цы, ат. ядра, электронные оболочки атомов и молекул. М. м. отдельных элем.
ч-ц (эл-нов, протонов, нейтронов и др.), как показала квант. механика, обусловлен существованием у
них собств. механич. момента — спина. М. м. ядер складываются из спиновых М. м. протонов и
нейтронов, образующих эти ядра, а также из М. м., связанных с их орбит. движением внутри ядра. М.
м. ат. ядер на три порядка меньше М. м. эл-нов в атомах, поэтому М. м. атомов и молекул определяется в осн. спиновыми и орбитальными М. м. эл-нов. Спиновый М. м. эл-на сп может
ориентироваться во внеш. магн. поле так, что возможны только две равные и противоположно
направленные проекции сп на направление вектора напряжённости Н внеш. поля:
где │е│ — абс. значение элем. электрич. заряда, me — масса покоя эл-на, Б — магнетон Бора, SH —
проекция на H спинового механич. момента. Исследования ат. спектров показали, что cn фактически
равен не Б, а Б(1+0,0116). Это обусловлено действием на эл-н т. н. нулевых колебаний эл.-магн.
поля (см. Квантовая электродинамика).
Орбитальный М. м. эл-на орб связан с его орбит. механич. моментом
376
где gорб — магнитомеханическое отношение для орбит. движения эл-на. Квант. механика допускает
лишь дискр. ряд возможных проекций орб на направление внеш. поля (см. Квантование
пространственное): op6=ml•Б, где ml — магнитное квантовое число, принимающее 2l+1 значений
(0, ±1, ±2, ..., ±l, где l — орбит. квант. число). В атомах суммарные орбитальный и спиновый М. м. элнов определяются отдельно квант. числами L и S. Сложение этих моментов проводится по правилам
пространств. квантования. В силу неравенства магнитомеханич. отношения для спина эл-на и его
орбит. движения результирующий М. м. электронной оболочки атома не будет параллелен или
антипараллелен её результирующему механич. моменту.
Для хар-ки магн. состояния макроскопич. тел вычисляется ср. значение результирующего М. м. всех
образующих тело микрочастиц. Отнесённый к ед. объёма тела М. м. наз. намагниченностыо. Для
макроскопич. гол, особенно для тел с магнитной структурой атомной (ферро-, ферри- и
антиферромагнетиков), вводят понятие средних атомных М. м. как ср. значениям, м., приходящегося
на один атом (ион) — носитель М. м. Обычно средние атомные М. м. отличаются от М. м.
изолированных атомов; их значения в Б оказываются дробными (напр., у Fe, Co и Ni они равны
соответственно 2,218; 1,715 и 0,604 Б).
• Т а м м И. Е., Основы теории электричества, 9 изд., М., 1976; Вонсовский С. В., Магнетизм
микрочастиц, М., 1973.
С. В. Вонсовский.
МАГНИТНЫЙ МОНОПОЛЬ. Законы природы обнаруживают большую степень подобия между
электрич. и магн. полями. Ур-ния поля, установленные англ. физиком Дж.. Максвеллом, одни :и те
же для обоих полей. Имеется, однако, одно большое различие. Ч-цы с электрич. зарядами,
положительными и отрицательными, постоянно наблюдаются в природе, они создают в окружающем
пр-ве кулоновское электрич. поле. Магнитные же заряды, ни положительные, ни отрицательные,
никогда не наблюдались по отдельности. Магнит всегда имеет два равных по величине полюса на
двух своих концах — положительный и отрицательный, и магн. поле вокруг него есть
результирующее поле обоих полюсов.
Законы классич. электродинамики допускают существование ч-ц с одним магн. полюсом — м а г н и
т н ы х м о н о п о л е й и дают для них определ. ур-ния поля и ур-ния движения. Эти :законы не
содержат никаких запретов, в силу к-рых М. м. не могли бы существовать.
В квант. механике ситуация несколько иная. Непротиворечивые ур-ния движения для заряж. ч-цы,
движущейся в поле М. м., и для М. м.,
движущегося в поле ч-цы, можно построить только при условии, что электрич. заряд е ч-цы и магн.
заряд М. м. связаны соотношением:
где n — положит. или отрицат. целое число. Это условие возникает вследствие того, что в квант.
механике ч-цы представляются волнами и появляются интерференц. эффекты в движении ч-ц одного
типа под влиянием ч-ц другого типа. Если М.м. с магн. зарядом существует, то ф-ла (*) требует,
чтобы все заряж. ч-цы в его окрестности имели заряд е, равный целому кратному величины ћc/2. Т.
о., электрич. заряды должны быть квантовании. Но именно кратность всех наблюдаемых зарядов
заряду эл-на явл. одним из фундам. законов природы. Если бы существовал М. м., этот закон имел бы
естеств. объяснение. Никакого другого объяснения квантования электрич. заряда не известно.
Принимая, что е — заряд эл-на, величина к-рого определяется соотношением е2/ћc=1/137, можно из флы (*) получить наименьший магн. заряд 0 М. м., определяемый равенством: и,20/ћc=137/4. Т. о., 0
значительно больше е. Отсюда следует, что трек быстро движущегося М. м., напр. в Вильсона камере
или в пузырьковой камере, должен очень сильно выделяться на фоне треков др. ч-ц. Были
предприняты тщат. поиски таких треков, но до сих пор М. м. не были обнаружены.
М. м.— стабильная ч-ца и не может исчезнуть до тех пор, пока не встретится с др. монополем,
имеющим равный по величине и противоположный по знаку магн. заряд. Если М. м. генерируются
высокоэнергичными космическими лучами, непрерывно падающими на Землю, то они должны
встречаться повсюду на земной поверхности. Их искали, но также не нашли. Остаётся открытым
вопрос, связано ли это с тем, что М. м. очень редко рождаются, или же они вовсе не существуют. П.
А. М. Дирак.
О т р е д а к ц и и. Гипотеза о возможности существования М. м. — ч-цы, обладающей положит. или
отрицат. магн. зарядом, была высказана англ. физиком П. А. М. Дираком (1931), поэтому М. м. наз.
также монополем Дирака.
• D i r а с Р. А. М., Quantised singularities in the electromagnetic field, «Proceedings of the Royal Society.
Ser. A», 1931, v. 133, .№ 821; Д э в о н с С., Поиски магнитного монополя, «УФН», 1965, т. 85, в. 4, с.
755—60 (Дополнение Б. М. Болотовского, там же, с. 761 — 762); Швингер Ю., Магнитная модель
материи, там же, 1971, т. 103, в. 2, с. 355— 365; Монополь Дирака. Сб. статей, пер. с англ., под ред. Б.
М. Болотовского и Ю. Д. Усачева, М., 1970.
МАГНИТНЫЙ ПОЛЮС, участок поверхности намагниченного образца (магнита), на к-ром норм.
составляющая намагниченности Jn отлична от нуля. Если магнитный поток в образце и
окружающем пр-ве изобразить графически при помощи линий индукции (силовых линий)
магнитного поля, то М. п. будет соответствовать месту пересечения поверхности образца этими
линиями (рис.). Обычно участок поверхности, из к-рого выходят силовые линии, наз. северным (N)
или положительным М. п.,
Магн. поле и полюсы (N и S) намагниченного стального стержня. Линиями со
стрелками обозначены линии магн. индукции (линии замыкаются в окружающем
стержень пр-ве).
а участок, в к-рый эти линии входят, южным (S) или отрицательным. Одноимённые М. п.
отталкиваются, разноимённые притягиваются. Если следовать аналогии с вз-ствием электрич.
зарядов, то М. п. можно приписать отличную от нуля поверхностную плотность магнитных зарядов
m = Jn, хотя в действительности магн. зарядов не существует (см. Магнитный монополь).
Отсутствие в природе магн. зарядов приводит к тому, что линии магн. индукции не могут прерываться в образце, и у намагниченного образца (тела) наряду с М. п. одной полярности всегда
должен существовать эквивалентный М. п. другой полярности.
МАГНИТНЫЙ ПОТЕНЦИАЛОМЕТР, устройство для измерения разности значений потенциала
(Uмагн) магн. поля между двумя его точками и напряженности магн. поля на поверхности намагнич.
образца. В кач-ве М. п. применяют феррозонды, преобразователи, действующие на основе Холла
эффекта; магниторезисторные преобразователи (см. Магнетосопротивленив) и др. устройства.
Широкое применение в кач-ве М. п. нашли индукц. катушки пост. сечения по длине с бифилярной
обмоткой. Концы обмотки присоединяют к измерителю, в кач-ве к-рого при измерениях в пост. магн.
полях обычно применяют баллистический гальванометр или микровеберметр, в перем. магн. полях
— вольтметр или электронно-лучевой осциллограф. Если такой М. п. находится в постоянном
неоднородном магн. поле, причём его концы располагаются в точках с разными магн. потенциалами,
то магн. поток, пронизывающий М. п. (потокосцепление потенциометра), пропорц. разности Uмагн
между его концами. При удалении М. п. из поля, смыкании его концов или выключении поля происходит отброс стрелки баллистич. гальванометра, пропорциональный изменению потокосцепления
Ф.
377
Измеряемое значение Ф=kUмагн, где k — постоянная М. п. По величине Uмагн рассчитывают ср.
напряжённость магн. поля (Hcp) между концами М. п.: Hср=Uмагн/l, где l — расстояние между
фиксиров. точками поля.
М. п. на основе индукц. катушек можно измерять разности магн. потенциалов, начиная с 10-3—10-2 А.
Ещё большей чувствительностью обладают феррозондовые М. п., позволяющие измерять
Uмагн~10-5—10-6 А.
• Чечерников В. И., Магнитные измерения, 2 изд., М., 1969.
МАГНИТНЫЙ ПОТОК (поток магнитной индукции), поток Ф вектора магн. индукции В через к.л. поверхность. М. п. dФ через малую площадку dS, в пределах к-рой вектор В можно считать
неизменным, выражается произведением величины площадки и проекции Bn вектора на нормаль к
этой площадке, т. е. dФ=BndS. М. п. Ф через конечную поверхность S определяется интегралом:
Ф=∫SBndS.
Для замкнутой поверхности этот интеграл равен нулю, что отражает соленоидальный хар-р
магнитного поля, т. е. отсутствие в природе магнитных зарядов — источников магн. поля (магн. поля
создаются электрич. токами). Единица М. п. в Международной системе единиц (СИ) — вебер, в СГС
системе единиц — максвелл; 1 Вб=108 Мкс.
МАГНИТНЫЙ ПРОБОЙ, см. Пробой магнитный.
МАГНИТНЫЙ РЕЗОНАНС, избират. поглощение в-вом эл.-магн. волн определ. частоты ,
обусловленное изменением ориентации магн. моментов ч-ц в-ва (эл-нов, ат. ядер). Энергетич. уровни
ч-цы, обладающей магн. моментом , во внеш. магн. поле Н расщепляются на магн. подуровни,
каждому из к-рых соответствует определ. ориентация магн. момента относительно поля Н (см.
Зеемана эффект). Эл.-магн. поле резонансной частоты вызывает квант. переход между магн.
подуровнями. Условие резонанса: ξ=ћ, где ξ — разность энергий между магн. подуровнями. Если
поглощение энергии осуществляется ядрами, то М. р. наз. ядерным магнитным резонансом (ЯМР).
М. р., обусловленный магн. моментами неспаренных эл-нов в парамагнетиках, наз. электронным
парамагнитным резонансом (ЭПР). В магнитоупорядоченных в-вах электронный М. р. наз.
ф e p p o м а г н и т н ы м и а н т и ф е р р о м а г н и т н ы м. В обычно применяемых магн. полях
~103—104 Э частоты ЯМР попадают в диапазон коротких радиоволн (106— 107 Гц), а ЭПР — в
диапазон СВЧ (109—1010 Гц). Спектры М. р. чувствительны к различным внутр. полям,
действующим в в-ве, поэтому М. р. применяется для исследования структуры твёрдых тел и
жидкостей, атомной и молекулярной динамики и т. п.
В. А. Ацаркин.
МАГНИТНЫЙ СПЕКТРОМЕТР, прибор для измерения импульсов заряж. ч-ц по кривизне их
траекторий в магн. поле. Если при этом измеряется скорость ч-цы, то можно определить её массу, т.
е. идентифицировать ч-цу (см. Лоренца сила). М. с. используются для исследований бета-распада
(см. Бета-спектрометр), яд. реакций и др. явлений, наблюдаемых при малых энергиях ч-ц. Физ.
процессы в этом случае характеризуются малым числом рождающихся ч-ц в каждом акте и
сравнительно высокой вероятностью. Поэтому соответствующие М. с., как правило, одноканальные
приборы с небольшой апертурой, содержащие на выходе детектор, регистрирующий ч-цу с
фиксиров. траекторией. Энергетич. спектр ч-ц измеряется последовательным изменением магн. поля.
Рис. 1. Схема двухплечевого магн. спектрометра: 1 — мишень, в к-рой происходит исследуемый процесс; 2 — магниты; 3 — магн. линзы; 4 — трековые
детекторы; 5 — сцинтилляц. счётчики; 6 — газовые черенковские счётчики;
7 — ливневые спектрометры для идентификации эл-нов; 8 — сцинтилляц.
счётчики.
Развитие физики ч-ц высоких энергий привело к созданию сложных М. с. для изучения
разнообразных процессов, сопровождающихся рождением большого числа ч-ц в каждом акте (см.
Множественные процессы). Эти процессы обычно характеризуются малой вероятностью, что
требует приборов с большой светосилой. Часто необходимо одновременно измерять траектории и
импульсы неск. заряж. ч-ц разл. типов, идентифицировать их и определять эфф. массу системы ч-ц
или т. н. недостающую массу (см. ниже); выделять редкие процессы
(напр., двухчастичные распады короткоживущих ч-ц) на фоне большого кол-ва др. процессов. М. с.
для таких экспериментов — сложные установки, содержащие трековые детекторы с автоматизиров.
съёмом информации [искровые камеры (проволочные), пропорциональные камеры, дрейфовые камеры] с десятками, сотнями тысяч каналов регистрации ч-ц, сотни сцинтилляционных счётчиков,
многочисл. детекторы для идентификации вторичных ч-ц {черенковские счётчики (газовые),
электронные и мюонные идентификаторы], работающие в линию с ЭВМ. В более простых М. с. в
магн. поле расположены оптические искровые и стримерные камеры. Эти М. с. обладают меньшим
быстродействием.
Двухплечевые М. с. позволяют исследовать процессы, при к-рых две ч-цы испускаются в одном
акте, напр. двухчастичный распад. Ч-цы регистрируются в каждом из плеч М. с. (рис. 1). Измеряя их
импульсы и угол между ними, можно восстановить эфф. массу объекта, при двухчастичном распаде
к-рого они возникли. В детектор попадает только малая доля вторичных ч-ц, образующихся в мишени, Двухплечевые М. с. могут работать в очень интенсивных пучках (~1012 ч-ц за цикл работы
ускорителя), что важно при исследовании редких процессов.
Рис. 2. Схема широкоапертурного автоматизированного магнитного спектрометра: 1 — магнит; 2 — трековые детекторы; 3 — сцинтилляционные
годоскопич. счётчики; 4 — многоканальный черенковский газовый счётчик
для идентификации вторичных ч-ц; 5 — ливневый спектрометр для
регистрации эл-нов и -квантов; б — мюонный детектор в виде системы
годоскопич. счётчиков и трековых детекторов, прослоённых Fe; 7 — мишень;
8 — дополнительные сцинтилляц. счётчики.
Именно с помощью таких М. с. открыты J/-частица с массой 3,1 ГэВ и ипсилон-частица с массой
9,5 ГэВ. Обе ч-цы выделены по их двухлептонным распадам (J/е+е- и +-). Двухплечевые М.
с. регистрируют события только в очень узком кинематич. диапазоне (напр., регистрируется только
J/ и ипсилон-частицы, почти покоящиеся в системе центра масс). Кроме того, они обладают малой
светосилой и непригодны для анализа сложных многочастичных процессов.
Широкоапертурные М. с. (рис. 2) позволяют измерять траектории и импульсы нескольких
вторичных ч-ц, образующихся при вз-ствии первич378
ных ч-ц высоких энергий в мишени установки, идентифицировать вторичные ч-цы, определять эфф.
массы их разл. комбинаций. Широкоапертурные М. с. обладают большой светосилой, однако значит.
часть первичного пучка, как правило, проходит через всю установку, и поэтому они обычно
работают при интенсивности, не превышающей неск, миллионов ч-ц за один цикл работы
ускорителя. Они могут также настраиваться на выделение двухчастичных распадов ч-ц определ.
массы, напр. нейтральных К-мезонов в опытах по изучению нарушения СР-инвариантности в К°
2-распадах.
Спектрометры недостающей массы применяются при исследовании короткоживущих ч-ц
(резонансов).
Рис. 3. Принцип действия спектрометра недостающих масс; вверху схема
спектрометра (а), внизу спектры недостающих масс — гладкий (б) и с
максимумами (в).
Пусть происходит реакция -+ р р+Х- (X — все вторичные ч-цы). Если измерять импульс и угол
вылета протона отдачи р с помощью протонного спектрометра (рис. 3,a), то можно определить эфф.
массу Мх системы Х- (т. н. недостающую массу). Если в реакции всегда образуется неск.
независимых вторичных ч-ц, спектр недостающих масс гладкий. Однако если реакция идёт в два
этапа — сначала совместно с протоном отдачи образуются мезонные резонансы с массами M1 или М2
или М3 и соответствующими ширинами Г1, Г2, Г3, а затем резонансы распадаются на вторичные ч-цы,
то спектр недостающих масс содержит максимумы, свидетельствующие о существовании резонансов.
Спектрометры для экспериментов со встречными пучками, как правило, содержат большие
сверхпроводящие соленоиды, окружающие область, где взаимодействуют два сталкивающихся пучка
ч-ц. Такие магн. системы перекрывают телесный угол, близкий к 4л. Встречные пучки проходят по
оси соленоида, а детекторы ч-ц (трековые детекторы, сцинтилляц. счётчики, ливневые детекторы и т.
д.) располагаются концентрически как внутри соленоида, так и вне его. С помощью спектрометров
такого типа открыты и '-частицы, очарованные мезоны и тяжёлые лептоны.
• Методы измерения основных величин ядерной физики. Сост.-ред. Люк К. Л. Юан и By Цзянь-сюн,
пер. с англ., М., 1964; Элементарные частицы, М., 1978, в. 2, 1980, в. 3 (Материалы школ физики
ИТЭФ).
Л. Г. Ландсберг.
МАГНИТОГИДРОДИНАМИЧЕСКИЙ ГЕНЕРАТОР (МГД-генератор), установка для
непосредств. преобразования тепловой энергии в электрическую. Основан на явлении эл.-магн.
индукции, т. е. возникновении тока в проводнике, пересекающем магн. силовые линии; в кач-ве
движущегося в магн. поле проводника используется плазма или проводящая жидкость (электролиты
и жидкие металлы) .
На возможность использования проводящих жидкостей, движущихся в магн. поле, для генерации
электрич. токов указал ещё англ. физик М. Фарадей в 1831. Однако предпринятые им же попытки
экспериментально проверить эту идею были безуспешны. Осн. принципы устройства современных
М. г. были сформулированы в 1907 — 22, однако практич. реализация их оказалась возможной
только в кон. 50-х гг. в связи с развитием магнитной гидродинамики, физики плазмы и т. д.
М. г. состоит (рис. 1) из генератора (нагревателя, источника) рабочего тела, в к-ром рабочее тело
нагревается до необходимой темп-ры (тв. топливо переходит в газ и ионизуется) и разгоняется до
требуемых скоростей; МГД-канала, в к-ром движется рабочее тело (плазма или проводящая
жидкость) и происходит отвод генерируемой электроэнергии контактным (с помощью электродов)
или индукционным (вторичные обмотки) способами; магн. системы, в магн. поле " к-рой происходит
пондеромоторное торможение рабочего тела.
Рис. 1. Схема плазменного МГД-генератора: 1 — генератор плазмы; г —
сопло; 3 — МГД-канал; 4 — электроды с последовательно включённой
нагрузкой; 5 — магн. система, создающая тормозящее магн. поле; Rн —
нагрузка.
По типу используемого рабочего тела М. г. подразделяются на плазменные и жидкометаллические. В
плазменных М. г. может использоваться равновесная или неравновесная плазма.
Системы с М. г. могут работать по открытому и замкнутому циклам. В первом случае использованные газы выбрасываются в атмосферу. В М. г. замкнутого цикла рабочее тело, пройдя М. г.,
возвращается в МГД-канал через компрессор или насос.
Как и в любом генераторе, основанном на принципе эл.-магн. индукции, в проводящем потоке (с
электропроводностью а), движущемся в МГД-канале М. г. со скоростью v поперёк магн. поля В,
возникает индукц. поле напряжённостью E=vXB. Под действием этого поля в объёме потока и во
внеш. цепи возбуждается электрич. ток.
Вз-ствие генерируемого тока с магн. полем приводит к появлению тормозящей пондеромоторной
силы, работа к-рой на длине канала М. г. определяет уд. мощность и эффективность М. г. Она
тратится на работу во внеш. цепи, на джоулев нагрев рабочего тела и на работу, связанную с токами
утечки.
Мощность М. г. N~v2B2. Для жидкометаллич. М. г. существенной проблемой при получении
больших мощностей явл. разгон рабочего тела до высоких скоростей. В совр. схемах разгона
парогазовой смеси с конденсацией перед МГД-каналом происходят большие потери кинетич. энергии, а при работе с гетерогенным парогазовым рабочим телом — потери электропроводности. Эти
потери и ряд др. эффектов ограничивают кпд жидкометаллич. М. г. величинами ~3— 6%; агрегатные
мощности М. г.— ок. 0,5—1,0 МВт. Значительно более высокие показатели имеют плазменные М. г.
Во-первых, в них рабочее тело можно разгонять до больших скоростей (~2000 —2500 м/с), вовторых, введение в газы небольших кол-в легко ионизующихся добавок (напр., паров щелочных
металлов К, Cs) позволило снизить темп-ру ионизации и получить приемлемые электропроводности
плазмы уже при темп-рах 2300—3000 К и атм. давлениях. Использование перегрева электронной
компоненты плазмы относительно ионной и ат. компонент также значительно увеличивает
электропроводность такой неравновесной плазмы. При типичных значениях магн. индукции В ~ 3Т
можно получать кпд плазменных М. г. до 20%, а мощность с ед. объёма рабочего тела ~103 МВт/м3.
При использовании плазмы в кач-ве рабочего тела нужно учитывать особенности работы М. г.,
связанные с плазменными эффектами и сжимаемостью газа. Так, в сильных магн. полях или в
разреж. газе, когда частота соударений эл-нов уменьшается и становится сравнимой с циклотронной
частотой вращения эл-нов, они успевают за время между соударениями пройти заметную дугу по
ларморовской окружности. Благодаря этому направление тока в плазме не совпадает с направлением
напряжённости электрич. поля (Холла эффект).
379
Это приводит к возникновению дополнит. электрич. поля, т. н. поля Холла, направленного навстречу
потоку газа. В результате а уменьшается в направлении индуцированного поля и становится
анизотропной. Для уменьшения вредных последствий эффекта Холла предпочтительны режимы
работы с давлениями, близкими атмосферным. Кроме того, можно разделить электроды на секции
(чтобы уменьшить циркуляцию тока вдоль канала), причём каждая пара электродов должна иметь
свою нагрузку
Рис. 2. Схемы соединения электродов в МГД-генераторах: a — линейный
фарадеевский генератор с секционированными электродами; б — линейный
холловский генератор; в — сериесный генератор с диагональным соединением
электродов.
(рис. 2, а), что усложняет конструкцию М. г. Если же в идеально секционированном канале
электроды коротко замкнуты (рис. 2, 6, в), то поле Холла значительно больше индукционного и этот
эффект используется для получения высоких (10—20 кВ) напряжений.
Сжимаемость газа приводит к появлению градиентов давления и темп-ры вдоль канала. Эти эффекты
частично компенсируют расширением проточной части канала. Трение газа о стенки канала
приводит к образованию холодных пограничных слоев, где теряется часть генерируемого напряжения; в результате трения может также происходить зажигание дуг, разрушающих электроды.
При сильных пондеромоторных торможениях рабочего тела может произойти отрыв пограничного
слоя и в потоке плазмы возникнут резкие возмущения, поток расслаивается, резко уменьшается индуцированное поле в выходных зонах, генерация срывается. Отсос пограничного слоя частично
компенсирует этот эффект.
В канале М. г. может возникать также ряд плазменных неустойчивостей, обусловленных
локальными перегревами, неоднородностью ионизации и т. п.
Отсутствие движущихся деталей (осн. преимущество М. г.) и принципиально высокая рабочая темпра позволяют создавать М. г. с высокими кпд и большими агрегатными мощностями. В
комбинированных ТЭС можно применять М. г. как высокотемпературные ступени перед обычными
машинными генераторами, что должно повысить кпд станции в целом на 10—15%. Быстрота выхода
на режим (~1 с) позволяет на базе М. г. создавать пиковые и аварийные электростанции, а также
мощные импульсные МГД-установки. Используя принцип самовозбуждения магн. системы, можно
создавать автономные импульсные МГД-установки. Малое количество вредных примесей в
выхлопных газах М. г., работающих на природных ископаемых топливах, обеспечивает лучшие
условия защиты окружающей среды от теплового и химического загрязнений. Созданы экспериментальные МГД-генераторы, генерирующие до 10—20 МВт в течение сотен часов. В народном
хозяйстве используются мощные импульсные М. г. открытого цикла, работающие на продуктах
сгорания специальных твёрдых топлив. Разработаны МГД-установки для прогнозирования
землетрясений методом периодических глубинных зондирований земной коры, для геофиз.
нефтепоисковых работ и т. д.
Исследования и разработки в области М. г. ведутся в СССР, США, Японии, Индии и др. странах.
• Р о з а Р., Магнитогидродинамическое преобразование энергии, пер. с англ., М., 1970;
Магнитогидродинамическое преобразование энергии, М., 1979.
Ю. М. Волков.
МАГНИТОДВИЖУЩАЯ СИЛА (намагничивающая сила), величина, характеризующая магн.
действие электрич. тока. Вводится для магнитных цепей по аналогии с электродвижущей силой в
электрич. цепях. М. с. F равна циркуляции вектора напряжённости магн. поля Н по замкнутому
контуру L, охватывающему электрич. токи, к-рые создают это магн.
поле:
(в ед. СИ). Здесь HL — проекция Н на направление элемента контура интегрирования dl, n — число
проводников (витков) с током Ii, охватываемых контуром. Единица М. с. в Международной системе
единиц (СИ) — ампер (или ампер-виток), в СГС системе единиц (симметричной) — еильберт.
МАГНИТОДИЭЛЕКТРИКИ, магнитные материалы, представляющие собой конгломерат магн.
порошка (из ферро- и ферримагнетиков) и связки — диэлектрика (напр., бакелита, полистирола,
резины); в макрообъёмах обладают высоким электрич. сопротивлением, зависящим от кол-ва и типа
связки. М. могут быть как магнитно-твёрдыми материалами, так и магнитно-мягкими
материалами. Магнитно-мягкие М. получают в осн. из тонких порошков карбонильного железа,
молибденового пермаллоя и алсифера; их применяют для
изготовления сердечников катушек индуктивности, фильтров, дросселей и др. радиотехн. устройств,
работающих при частотах 104—108 Гц. Магнитно-твёрдые М. изготовляют на основе порошков из
сплавов ални (Fe — Ni — Al — Cu), алнико (Fe — Ni — Al — Co), ферритов. Коэрцитивная сила
этих М. ниже на неск. десятков %, а остаточная индукция меньше почти в два раза, чем у массивных
материалов. М. применяются в приборостроении (пост. магниты, эластичные герметизаторы для
разъёмных соединений и др.).
• Ферриты и магнитодиэлектрики. Справочник, М., 1968; Толмасский И. С., Металлы и сплавы для
магнитных сердечников, М., 1971.
МАГНИТОЗВУКОВЫЕ ВОЛНЫ, низкочастотные (с частотой ниже ионной циклотронной)
продольные эл.-магн. колебания, распространяющиеся в замагниченной плазме поперёк направления
внеш. магн. поля. В М. в. в-во перемещается вдоль направления распространения. Механизм явления
аналогичен обычному звуку и заключается в сжатии и расширении в-ва вместе с вмороженным в
него магн. полем; поэтому в определении скорости М. в. надо учитывать не только газовое, но и
магн. давление. Скорость распространения М. в. равна скорости альфвеноеских волн. См. также
Плазма.
МАГНИТОМЕТР, прибор для измерения хар-к магнитного поля и магн. св-в физ. объектов. М.
различают по назначению, принципу действия и условиям эксплуатации.
При классификации по назначению выделяют две группы М. К первой, наиболее разветвлённой,
относят приборы для измерения осн. хар-к магн. поля: напряжённости Н (в А/м или Э), индукции В
(в Тл или Гс), магн. потока Ф (в Вб или Мкс); ко второй — приборы для измерения магн. св-в
материалов и горных пород.
Помимо обобщающего наименования «М.», традиционного для 1-й группы приборов, нек-рые из них
наз. в соответствии с наименованием единицы измеряемой величины (преим. Международной
системы единиц), напр. тесламетр (реже гауссметр), веберметр.
К осн. хар-кам магн. поля, к-рые измеряют М. 1-й группы, относятся: абс. значение (модуль) вектора
поля (Н или В), абс. значения составляющих (проекций) вектора поля в геомагнитной или др.
системе координат (см. Земной магнетизм), направление вектора поля или его проекций (приборы,
компас, буссоль, магн. теодолит, инклинатор, деклинатор, векторный М.), относит. изменения поля
во времени (магн. вариометры) и пр-ве (градиентометры или дифференциальные М.).
М. 2-й группы измеряют след магн. св-ва горных пород и магн материалов: магнитный момент M
(А•м2), намагниченность J (А/м), маг380
нитную восприимчивость (каппа-метр), магн. проницаемость (мюметр), зависимости J(H) и В(Н)
(см. Намагничивания кривые), коэрцитивную силу Hс, потери на гистерезис и т. п.
По принципу действия М. подразделяют на неск. типов. М а г н и т о с т а т и ч е с к и е М.—
приборы, основанные на вз-ствии измеряемого магн. ноля Hизм с постоянным (индикаторным)
магнитом, имеющим магн. момент М. В поле Низм на магнит действует механич. момент I=[МНизм].
Момент в М. разл. конструкции уравновешивается: а) моментом кручения кварцевой нити
(действующие по этому принципу кварцевые М. и универс. магн. вариометры на кварцевой растяжке
обладают чувствительностью G ~ 1 нТл); б) моментом силы тяжести (магнитные весы с G~10 —15
нТл), в) моментом, действующим на вспомогательный эталонный магнит, установленный в определ.
положении (оси индикаторного и вспомогат. магнитов в положении равновесия перпендикулярны). В
последнем случае, определяя дополнительно период колебания вспомогат. магнита в поле .Низм,
можно измерить абс. величину Низм (абс. метод Гаусса).
Рис. 1. Схема кварцевого магнитометра для измерения вертикальной
составляющей (Z) напряжённости геомагн. поля: 1 — оптич. система зрит.
трубы; 2 — оборотная призма для совмещения шкалы 9 с полем зрения; 3 —
магниточувствит. система (пост. магнит на кварцевой растяжке 5); 4 —
зеркало; 6 — магнит для частичной компенсации геомагн. поля (изменения
диапазона прибора); 7 — кварцевая рамка; 8 — измерит. магнит (по углу
его поворота определяют Z); 10 — система освещения шкалы.
М. этого типа имеют, как правило, только одну плоскость вращения пост. магнита (вертикальную
или горизонтальную) и применяются для измерения соответствующей компоненты поля — обычно
компоненты X, Y или Z, напряжённости геомагн. поля (рис. 1), а также для измерения градиента поля
и абс. величины Н.
Модификации магнитостатич. М. с двумя параллельными магнитами на одной нити подвеса (астатич.
системы) применяются также для измерения магн. св-в земных пород и магн. материалов.
Электрические М. основаны на сравнении Низм с полем эталонной катушки Н=ki, где k — постоянная
катушки, определяемая из её геом. и конструктивных параметров, i — измеряемый ток. Электрич. М.
состоят из компаратора для измерения размеров катушки и её обмотки,
теодолита для точной ориентации оси катушки по направлению измеряемой компоненты поля,
потенциометрич. системы для измерения тока i и чувствит. датчика — индикатора равенства полей.
Чувствительность М. этого типа ~ 1 мкЭ, осн. область их применения — измерение горизонт. и
вертик. составляющих геомагн. поля. Индукционные М. основаны на явлении электромагнитной
индукции — возникновении эдс в измерит. катушке при изменении проходящего сквозь её контур
магн. потока Ф. Изменение потока Ф в катушке может быть связано: а) с изменением величины или
направления измеряемого поля во времени (приборы: индукц. вариометры, флюксметры). Простейший флюксметр (веберметр) представляет собой баллистический гальванометр, действующий в
сильно переуспокоенном режиме (G ~ 10-4 Вб/дел); применяются магнитоэлектрич. веберметры с G
~10-6 Вб/дел, фотоэлектрич. веберметры с G ~ 10-8 Вб/дел и др.; б) с периодич. изменением
положения (вращением, колебанием) измерит. катушки в измеряемом поле (рис. 2). Простейшие
тесламетры с катушкой на валу синхронного двигателя обладают G~10-4 Тл.
Рис. 2. Блок-схема и конструкция преобразователя вибрац. тесламетра: 1 —
измерит. катушка, укреплённая на торце пьезокристалла 2 (вибратора); 3 —
зажим для крепления пьезокриоталла; 4 — усилитель сигнала; сигнал
детектируется и измеряется прибором 5 магнитоэлектрич. системы; в — генератор эл.-магн. колебаний; 7 — источник питания.
У наиболее чувствительных вибрационных М. G ~ 0,1 — 1 нТл; в) с изменением магнитного
сопротивления измерит. катушки, что достигается периодич. изменением магн. проницаемости
пермаллоевого сердечника (он периодически намагничивается до насыщения вспомогательным
перем. полем возбуждения). Действующие по этому принципу феррозондовые М. имеют G ~ 0,2 — 1
нТл (см. Феррозонд). Индукционные М. применяются для измерения магн. полей Земли и др. планет,
техн. полей, в магнитобиологии и т. д.
Квантовые М.— приборы, основанные на ядерном магнитном резонансе, электронном
парамагнитном.
резонансе, свободной прецессии магн. моментов ядер или эл-нов во внеш. магн. поле, Мейснера
эффекте, Джозефсона эффекте и др. эффектах. Для наблюдения зависимости частоты прецессии
магн. моментов микрочастиц от Hизм (=Hизм, где — магнитомеханическое отношение) необходимо создать макроскопич. магн. момент ансамбля микрочастиц — ядер или эл-нов (см. в ст.
Сверхпроводящий магнитометр). Квант. М. применяются для измерения напряжённости слабых
магн. полей (в т. ч. геомагн. и магн. поля в косм. пр-ве), в геологоразведке, в магнетохимии, в биофизике (G до 10-5—10-7 нТл). Значительно меньшую чувствительность (G~10-5 Тл) имеют квант. М.
для измерения сильных магн. полей.
Гальваномагнитные М. основаны на явлении искривления траектории электрич. зарядов, движущихся в магн. поле Hизм, под действием Лоренца силы (см. Гальваномагнитные явления). К этой
группе М. относятся: М. на Холла эффекте (возникновении между гранями проводящей пластинки
разности потенциалов, пропорциональной протекающему току и Hизм), М. на эффекте Гаусса
(изменении сопротивления проводника в поперечном магн. поле Hизм), М. на явлении падения
анодного тока в магнетронах и электроннолучевых трубках (вызванного искривлением траектории
эл-нов в магн. поле) и др.
Рис. 3. Принципиальная схема тесламетра, основанного на эффекте Холла
(компенсац. типа): E1 и E2 — источники пост. тока; r1 и r2 — резисторы; G
— гальванометр; тА — миллиамперметр; ПХ — преобразователь Холла (ПП
пластинка). Эдс Холла компенсируется падением напряжения на части калиброванного сопротивления r2, через к-рое протекает пост. ток.
На эффекте Холла основано действие различного рода тесламетров для измерения пост., перем. и
импульсных магн. полей (с G ~10-4—10-5 Тл, рис. 3); градиентометров и приборов для исследования
магн. с-в материалов. Чувствительность G тесламетров, работающих на основе эффекта Гаусса,
достигает 10 мкВ/Тл; у электронно-вакуумных М. G ~ 30 нТл.
Существуют также М. экспериментального, прикладного и демонстрац. хар-ра, работа к-рых
основана на изменении длины намагниченного стержня (см. Магнитострикция), на вращении
плоскости поляризации света (см. Магнитооптика, Фарадея эф381
фект, Керра эффект) и т. д. М. каждого из указанных типов дополнительно различаются по осн.
показателям: диапазону измерений, чувствительности, погрешности, скорости и способу отсчёта и т.
д., а также по условиям эксплуатации. В частности, разработаны многочисл. типы М. для измерения
магн. поля в условиях морской и аэромагн. съёмки, в околоземном и межпланетном косм. пр-ве.
• Яновский Б. М., Земной магнетизм, 2 изд., т. 2, Л., 1963; Ч е ч у р и н а Е. Н., Приборы для
измерения магнитных величин, М., 1969; Померанцев Н. М., Рыжков В. М., Скроцкий Г. В.,
Физические основы квантовой магнитометрии, М., 1972; М и х л и н Б. 3., С е л е з н е в В. П.,
Селезнев А. В., Геомагнитная навигация, М., 1976.
МАГНИТОМЕХАНИЧЕСКИЕ ЯВЛЕНИЯ (гиромагнитные явления),
группа явлений, обусловленных взаимосвязью магн. и механич. моментов микрочастиц — носителей
магнетизма. Любая микрочастица, обладающая определ. моментом количества движения (эл-н,
протон, нейтрон, ат. ядро, атом), имеет также и определ. магнитный момент. Благодаря этому
увеличение суммарного момента кол-ва движения микрочастиц, образующих физ. тело (образец),
приводит к возникновению у образца дополнит. магн. момента; наоборот, при намагничивании
образец приобретает дополнит. механич. момент.
Увеличение магн. момента (намагниченности) в ферромагн. образцах при их вращении было
обнаружено в 1909 амер. физиком С. Барнеттом (см. Барнетта эффект). Обратный эффект —
поворот свободно подвешенного ферромагн. образца при его намагничивании во внеш. магн. поле
открыт в 1915 в опытах А. Эйнштейна и В. де Хааза (см. Эйнштейна — де Хааза эффект).
М. я. позволяют определить отношение магн. момента атома к его полному механич. моменту
(гиромагнитное, или магнитомеханическое отношение) и сделать заключение о природе носителей
магнетизма в разл. в-вах. Так было установлено, что в переходных Зd-металлах (Fe, Co, Ni) магн.
момент обусловлен спиновыми моментами эл-нов (см. Спин). В др. в-вах (напр., редкозем. металлах)
магн. момент создаётся как спиновыми, так и орбитальными моментами эл-нов.
В связи с созданием новых, в первую очередь резонансных, методов исследования магнетизма (см.
Магнитный резонанс) интерес к М. я. уменьшился.
• Вонсовский С. В., Магнетизм., М., 1971.
Р. З. Левитин.
МАГНИТОМЕХАНИЧЕСКОЕ ОТНОШЕНИЕ (гиромагнитное отношение),
отношение магнитного момента элем. ч-ц (и состоящих из них систем — атомов, молекул, ат. ядер и
т. д.) к их моменту кол-ва движения (механич. моменту). Для каждой элем. ч-цы, обладающей
отличным от нуля механич. моментом — спином, М. о. имеет определ. значение. Для разл. состояний
ат. системы значения М. о. определяются по ф-ле: =g0, где 0 — единица М. о., g — Ланде множитель. В этом случае за единицу М. о. принимают его величину для орбит. движения эл-на в атоме:
—е/2mес, где е — заряд эл-на, me — масса эл-на. Для ядер за единицу М. о. принимают аналогичную
величину для протона: е!2mрС (mр — масса протона).
Величина М. о. определяет действие магн. поля на систему, обладающую магн. моментом. Согласно
классич. теории, магн. момент во внеш. магн. поле напряжённостью Н совершает прецессию —
равномерно вращается вокруг направления Н, сохраняя определ. угол наклона, с угл. скоростью =Н. В частном случае, когда магн. момент обусловлен орбит. движением эл-нов, имеет место
Лармора прецессия. Согласно квант. теории, масштаб магн. расщепления уровней энергии в магн.
поле (см. Зеемана эффект) определяется М. о., он равен: ћН= g0nћH.
М. А. Ельяшевич.
МАГНИТООПТИКА (магнетооптика),
раздел физики, изучающий изменения оптич. свойств в-ва под действием магн. поля. Подавляющее
большинство магнитооптич. явлений связано с расщеплением уровней энергии атома (снятием
вырождения). Непосредственно это расщепление проявляется в Зеемана эффекте. Др. магнитооптич.
эффекты по существу явл. следствием эффекта Зеемана и связаны с особенностями поляризац. хар-к
зеемановских оптич. переходов и с закономерностями распространения поляризов. света в среде, обладающей дисперсией. Спецификой магнитооптич. эффектов является то, что в магн. поле, помимо
обычной линейной оптической анизотропии, появляющейся в среде под действием электрич. поля
или деформаций, возникает циркулярная анизотропия, связанная с неэквивалентностью двух
направлений вращения в плоскости, перпендикулярной полю. Это важное обстоятельство явл. следствием аксиальности магн. поля.
Наиболее просто осн. явления М. можно классифицировать феноменологически в зависимости от
направления магн. поля. При этом рассматриваются два осн. случая: 1) волн. вектор светового
излучения k параллелен магн. полю Н и 2) волн. вектор света перпендикулярен магн. полю. Явление
Зеемана наблюдается в обоих случаях, причём различие поляризац. хар-к компонент зеемановского
расщепления влечёт за собой различный хар-р индуцированной магн. полем анизотропии в этих случаях. Так, при распространении монохроматич. света вдоль поля (при продольном эффекте Зеемана)
его право- и левоциркулярно поляризованные составляющие поглощаются по-разному (т. н.
магнитный циркулярный дихроизм), а при распространении света поперёк поля (поперечном эффекте
Зеемана) имеет место магнитный линейный дихроизм, т. с. разное поглощение составляющих,
линейно поляризованных параллельно и перпендикулярно магн. полю (см. Поляризация света). Эти
поляризац. эффекты имеют сложную зависимость от длины волны излучения (сложный спектр. ход),
знание к-рой позволяет определить величину и хар-р зеемановского расщепления в тех случаях,
когда оно много меньше ширины спектральных линий. (Аналогичные эффекты могут наблюдаться и
в люминесценции.)
Расщепление спектр. линий влечёт за собой соответствующее расщепление дисперс. кривых,
характеризующих зависимость показателя преломления среды от длины волны излучения (см.
Дисперсия света, Преломление света). В результате при продольном (по полю) распространении
показатели преломления для света с правой и левой круговыми поляризациями становятся
различными (магнитное циркулярное двойное лучепреломление), а линейно поляризованный
монохроматич. свет, проходя через среду, испытывает вращение плоскости поляризации. Последнее
явление носит назв. Фарадея эффекта. В области линии поглощения фарадеевское вращение
проявляет характерную немонотонную зависимость от длины волны — эффект М а к а л у з о — К о
р б и н о. При поперечном относительно магн. поля распространении света различие показателей
преломления для линейных поляризаций приводит к линейному магнитному двойному лучепреломлению, известному как Коттона — Мутона эффект (или эффект Фохта). Изучение и
использование всех этих эффектов входит в круг проблем совр. М.
Один из важных разделов совр. М.— исследование влияния слабых магн. полей на излучения газов (в
т. ч. и газовых лазеров). При этом в эксперименте регистрируется изменение пространств. и
поляризац. хар-к излучения под действием магн. поля (Ханле эффект).
Оптич. анизотропия среды в магн. поле проявляется также и при отражении света от её поверхности.
При намагничивании среды происходит изменение поляризации отражённого света, хар-р и степень
к-рой зависят от взаимного расположения поверхности, плоскости поляризации падающего света и
вектора намагниченности. Этот эффект наблюдается в первую очередь в ферромагнетиках и носит
назв. магнитооптического Керра эффекта.
М. тв. тела интенсивно развивалась в 60—70-х гг. 20 в. В особенности это
382
относится к М. полупроводников и таких магнитоупорядоченных кристаллов, как ферриты и
антиферромагнетики.
Одно из осн. магнитооптич. явлений в ПП состоит в появлении (при помещении их в магн. поле)
дискр. спектра поглощения оптич. излучения зa краем сплошного поглощения, соответствующего
оптич. переходу между зоной проводимости и валентной зоной (см. Полупроводники, Твёрдое пело).
Эти т. н. осцилляции коэфф. поглощения, или осцилляции магнитопоглощения, обусловлены
специфич. «расщеплением» в магн. поле указанных зон на системы подзон — подзон Ландау. Оптич.
переходы между подзонами ответственны за осцилляции поглощения. Возникновение подзон Ландау
вызвано тем, что эл-ны проводимости и дырки совершают в магн. поле орбит. движение в плоскости,
перпендикулярной полю. Энергия такого движения может изменяться лишь скачкообразно (дискретно) — отсюда дискретность оптич. переходов. Эффект осцилляции магнитопоглощения широко
используется для определения параметров зонной структуры ПП. С ним связаны п т. н. междузонные
эффекты Фарадея и Фохта в ПП.
Подзоны Ландау расщепляются в магн. поле вследствие того, что эл-н обладает собственным
моментом кол-ва движения — спином. При определ. условиях наблюдается вынужденное рассеяние
света на эл-нах в ПП с переворотом спина относительно магн. поля. При таком процессе энергия
рассеиваемого фотона изменяется на величину спинового расщепления подзоны, к-рое для нек-рых
ПП весьма велико. На этом эффекте основано плавное изменение частоты излучения мощных
лазеров и создан светосильный ИК спектрометр сверхвысокого разрешения (см. Инфракрасная
спектроскопия),
Большой раздел М. полупроводников составляет изучение зеемановского расщепления уровней
энергии мелких водородоподобных примесей и экситонов (см. также Квазичастицы). Наблюдение
магнитопоглощения и отражения ИК излучения в узкозонных ПП позволяет исследовать коллективные колебания электронной плазмы (см. Плазма твёрдых тел) и её вз-ствие с фононами.
В прозрачных ферритах и антиферромагнетиках магнитооптич. методы применяют для изучения
спектра спиновых волн, экситонов, примесных уровней энергии и пр. В отличие от диамагнетиков и
парамагнетиков, во вз-ствии света с магнитоупорядоченными средами гл. роль играют не внеш. поля,
а внутр. магн. поля этих сред (их напряжённости достигают 105—106 Э), к-рые определяют спон-
танную намагниченность (подрешёток или кристалла в целом) и её ориентацию в кристалле.
Магнитооптич.
св-ва прозрачных ферритов и антиферромагнетиков могут быть использованы в системах управления
лазерным лучом (напр., для создания модуляторов света, см. Модуляция света) и для оптич. записи и
считывания информации, особенно в ЭВМ.
Создание лазеров привело к обнаружению новых магнитооптич. эффектов, проявляющихся при
больших интенсивностях светового потока. Показано, в частности, что поляризованный по кругу
свет, проходя через прозрачную среду, действует как эфф. магн. поле и вызывает появление
намагниченности среды (т. н. обратный эффект Фарадея).
Магнитооптич. методы используются при исследованиях квант. состояний, ответственных за оптич.
переходы, спектров электронного парамагн. резонанса в ат. и конденсиров. средах, физ.-хим.
структуры в-ва, электронной структуры металлов и ПП, фазовых переходов и пр.
• Б о р н М., Вольф Э., Основы оптики, пер. с англ., 2 изд., М., 1973; В о н с о в с к и й С. В.,
Магнетизм, М, 1971; З а п а с с к и й В. С., Ф е о ф и л о в П. П., Развитие поляризационной
магнитооптики парамагнитных кристаллов, «УФН», 1975, т. 116, в. 1, с. 41: Писарев Р. В., Магнитное
упорядочение и оптические явления в кристаллах, в кн.: Физика магнитных диэлектриков, Л., 1974.
В. С. Запасский, Б. П. Захарченя.
МАГНИТОРЕЗИСТИВНЫЙ ЭФФЕКТ, изменение электрич. сопротивления тв. проводников под
действием внеш. магн. поля Н. Различают поперечный М. э., при к-ром электрич. ток I течёт
перпендикулярно магн. полю Н, и продольный М. э. (I||Н). Причина М. э.— искривление траекторий
носителей тока в магн. поле (см. Гальваномагнитные явления). Относительное поперечное изменение
сопротивления (/) при комнатных темп-pax мало: у хороших металлов (/) ~ 10-4 при Н ~
104 Э. Исключение — Bi, у к-рого (/)2 при H=3•104 Э. Это позволяет использовать его для
измерения магн. поля (см. Магнитометр). У полупроводников (/) ~10-2—10 и существенно
зависит от концентрации примесей и от темп-ры, напр. у достаточно чистого Ge (/)~3 при T=90
К и H=1,8•104 Э.
Понижение темп-ры и увеличение Н приводит к увеличению (/). П. Л. Капица в 1927, используя
сильные магн. поля (в неск. сотен тысяч Э) при темп-ре жидкого азота, обнаружил у большого числа
металлов и в широком интервале полей линейную зависимость (/) от Н (з а к о н К а п и ц ы). В
слабых полях (/) пропорц. Н2. Коэфф. пропорциональности обычно положителен, т. е.
сопротивление растёт с увеличением магн. поля; исключение составляет ферромагнетики (см. Кондо
эффект). Т. к. сопротивление чувствительно к кол-ву примесей и дефектов в крист. решётке, а также
к темп-ре, то измерения (на определ. образце, при определ. темп-ре) могут приводить к разным
зависимостям от Н. Эксперим. данные для металлов удобно описывать, выразив (/) в виде фции от Hэф=H(300/),. где 300— сопротивление данного металла при комнатной темп-ре (300 К) и
H=0, а — при темп-ре эксперимента и при H=0. При этом разл. данные, относящиеся к одному
металлу, укладываются на одну прямую (п р а в и л о К о л е р а). Резкая анизотропия сопротивления
в сильных магн. полях (у Au, Ag, Cu, Sn и др. небольшое изменение ориентации магн. поля может
привести к изменению иногда в 1000 раз) означает анизотропию Ферми поверхности (небольшая
анизотропия соответствует изотроп. поверхности Ферми). Если с ростом Н для всех направлений
не стремится к «насыщению» — не перестаёт расти (Bi, As и др.), то эл-ны и дырки содержатся в
проводнике в равном кол-ве. Стремление к насыщению означает преобладание носителей одного
типа.
М. э. используется для исследования электронного энергетич. спектра и механизма рассеяния
носителей тока в проводниках, а также для измерения магн. полей.
• См. лит. при ст. Гальваномагнитные явления.
Э. М. Эпштейн.
МАГНИТОРЕЗОНАНСНЫЙ МАСС-СПЕКТРОМЕТР, устройство, в к-ром для разделения ионов
по отношению массы к заряду используется движение «узкого» пакета ионов, сформированного в
модуляторе, в однородном магн. поле. Ионы, циклотронная частота к-рых совпадает с частотой
перем. напряжения, приложенного к электродам модулятора, дополнительно ускоряются и после
неск. оборотов по расширяющимся траекториям попадают на коллектор. М. м.-с. используется для
прецизионных измерений масс ионов, а также для изотопного анализа. См. Масс-спектрометр.
МАГНИТОСТАТИКА, раздел теории эл.-магн. поля, в к-ром изучаются св-ва стационарного
магнитного поля (поля пост. электрич. токов или поля пост. магнитов). Для расчёта этих полей часто
пользуются понятием магнитного заряда, позволяющим применять в М. ф-лы, аналогичные ф-лам
электростатики. Формально это возможно благодаря теореме эквивалентности поля магн. зарядов и
поля пост. электрич. токов (см. Ампера теорема), хотя в природе свободных магн. зарядов не
существует (см. Магнитный монополь).
• Т а м м И. Е., Основы теории электричества, 9 изд., М., 1976.
МАГНИТОСТРИКЦИОННЫЕ МАТЕРИАЛЫ, ферромагнитные металлы и сплавы (см.
Ферромагнетик), а также ферриты, обладающие хорошо выраженными магнитострикц. св-вами
383
ХАРАКТЕРИСТИКИ МАГНИТОСТРИКЦИОННЫХ МАТЕРИАЛОВ
Примечание: k, соответствуют Н0 опт; для а приведены макс. значения.
(см. Магнитострикция) и применяемые для изготовления магнитострикционных преобразователей
эл.-магн. энергии в механич. и обратно (излучатели акустич. колебаний, датчики давления, фильтры
и др. приборы). Осн. хар-ки М. м. (см. табл.): коэфф. магнитомеханич. связи k, квадрат к-рого равен
отношению преобразованной энергии (механич. или магнитной) к подводимой (соответственно
магнитной или механической) без учёта потерь; динамические магнитострикц. постоянная а,
определяющая чувствительность преобразователя в режиме излучения, и относительная магнитная
проницаемость ; скорость звука с; магнитострикция насыщения s, определяющая предельную
интенсивность звука, излучаемого преобразователем; коэрцитивная сила Нс и уд. электрич.
сопротивление , характеризующие потери энергии соотв. на гистерезис и на вихревые токи.
Магнитострикц. преобразователи работают, как правило, при пост. поле подмагничивания Н0,
соответствующем максимуму k (H0 опт) или несколько большем.
Металлич. М. м. изготавливают в виде лент толщиной 0,1—0,3 мм, из к-рых штампуют или навивают
сердечники, ферриты-шпинели применяют в виде монолитных сердечников, ферриты-гранаты — в
виде монокристаллов.
И. П. Голямина.
МАГНИТОСТРИКЦИОННЫЙ
ПРЕОБРАЗОВАТЕЛЬ,
электромеханический
или
электроакустический преобразователь, действие к-рого основано на эффекте магнитострикции. В
М. п. используется линейная магнитострикция ферромагнетиков в области техн. намагничивания (см.
Ферромагнетизм). М. п. представляет собой сердечник из магнитострикц. материалов с нанесённой
на него обмоткой.
В М. п.— излучателе энергия перем. магн. поля, создаваемого в сердечнике протекающим по
обмотке перем. электрич. током, преобразуется в энергию механич. колебаний сердечника; в М. п.—
приёмнике энергия механич. колебаний, возбуждаемых действующей на сердечник внеш. перем. силой, преобразуется в энергию магн.
поля, наводящего перем. эдс в обмотке.
М. п. используются в гидроакустике, УЗ технологии, акустоэлектронике в кач-ве излучателей и
приёмников звука, фильтров, резонаторов, стабилизаторов частоты и т. п., а также в технике в кач-ве
датчиков колебаний. Материалом для М. п.— излучателей и приёмников звука в гидроакустике и УЗ
технике, работающих на частотах ~100 Гц — 100 кГц, служат металлич. магнитострикц. материалы и
керамич. ферриты (на основе феррита никеля). Для фильтров, резонаторов и др. устройств
акустоэлектроники в диапазоне десятков и сотен кГц используются магнитострикц. ферритышпинели, на частотах до десятков и сотен МГц — ферриты-гранаты на основе редкозем. элементов.
М. п. чаще всего работают в режиме резонансных колебаний сердечника. Сердечники М. п. в
гидроакустич. устройствах или в установках пром. применения УЗ представляют собой обычно
радиально колеблющиеся кольца или продольно колеблющиеся стержни, соединённые между собой
приёмно-излучающими накладками.
Преобразователи из металлич. магнитострикц. материалов с сердечниками
стержневой (а) и кольцевой (б и в) формы.
Сердечники из металлич. материалов для уменьшения потерь на вихревые токи набирают из
штампованных пластин толщиной 0,1—0,3 мм (рис., а, б) или навивают из тонкой ленты (рис., в).
Сердечники из ферритов используют монолитными. Ферритовые сердечники в фильтрах,
резонаторах и т. п. устройствах имеют форму колец, гантелей, трубок. М. п. обладают
электроакустич. кпд ~50%. Макс. интенсивность излучения М. п. ограничивается при работе на
значит. акустич. нагрузку нелинейностью св-в материала, обусловленную явлением магн.
насыщения, а при работе с малой нагрузкой ограничивается механич. прочностью материала. М. п.
на основе монокристаллов феррита-граната иттрия (ИФГ) обеспечивают устройствам
акустоэлектроники в акустич. СВЧ диапазоне добротность до 107.
• Харкевич А. А., Теория преобразователей, М.—Л., 1948; Матаушек И., Ультразвуковая техника,
пер. с нем., М., 1962; Ультразвуковые преобразователи, под ред. Е. Кикучи, пер. с англ., М., 1972.
И. П. Голямина.
МАГНИТОСТРИКЦИЯ (от магнит и лат. strictio — сжатие, натягивание), изменение формы и
размеров тела при его намагничивании; открыто англ. учёным Дж. Джоулем (1842). В ферро- и
ферримагнетиках (Fe, Ni, Со, Gd, Tb, Dy и др., в ряде сплавов, ферритах) М. достигает значит. величины (относит. удлинение l/l ~10-5—10-2). В антиферро-, пара- и диамагнетиках М. в большинстве
случаев очень мала (10-6—10-7). Обратное по отношению к М. явление — изменение
намагниченности ферромагн. образца при деформации — наз. магнитоупругим эффектом или
Виллари эффектом.
В теории магнетизма М. рассматривают как результат проявления осн. типов вз-ствий в ферромагн.
телах: электрического обменного вз-ствия и магн. вз-ствия (см. Ферромагнетизм), В соответствии с
этим возможны два вида различных по природе магнитострикц. деформаций тел (их крист. решётки):
за счёт изменения магн. сил (диполь-дипольных и спин-орбитальных) и за счёт изменения обменных
сил.
При намагничивании ферро- и ферримагнетиков магнитные силы действуют в интервале от нулевого
поля до поля напряжённостью Hs, в к-ром образец достигает техн. магн. насыщения Js.
Намагничивание в этом интервале полей обусловлено процессами смещения границ между доменами
и поворота магн. моментов доменов по полю. Оба эти процесса изменяют энергетич. состояние
крист. решётки, что проявляется в изменении равновесных расстояний между
384
ее узлами. В результате атомы смещаются, происходит деформация решётки. М. этого вида зависит
от направления и величины намагниченности J (т. е. анизотропна) и проявляется в осн. в изменении
формы кристалла почти без изменения его объёма (линейная М.). Для расчёта линейной М.
существуют феноменологич. ф-лы. Так, М. ферромагн. кристаллов кубич. симметрии,
намагниченных до насыщения, рассчитывается по ф-ле:
где si, sj и i, j — направляющие косинусы вектора Js и направления измерения (относительно рёбер
куба), a1 и a2 — константы анизотропии М., численно равные:
где (l//l)[100] и (tl/l)[111] — максимальные линейные М. соотв. в направлении ребра и диагонали
ячейки, кристалла; их называют магнитострикц. постоянными. Величину s=(l/l)s наз. М.
насыщения.
М., обусловленная обменными силами, в ферромагнетиках наблюдается в области намагничивания
выше техн. насыщения, где магн. моменты доменов полностью ориентированы в направлении поля и
происходит только рост абс. величины J (парапроцесс). М. за счёт обменных сил в кубич. кристаллах
изотропна, т. е. проявляется в изменении объёма тела. В гексагональных кристаллах (напр., в Gd, Tb
и др. редкозем. металлах) эта М. анизотропна. М. за счёт парапроцесса в большинстве ферромагнетиков при комнатных темп-рах мала, она мала и вблизи точки Кюри, где парапроцесс почти
полностью определяет ферромагн. св-ва в-ва. Однако в нек-рых сплавах с малым коафф. теплового
расширения (инварных магн. сплавах) М. велика [в магн. полях ~ 8•104 А/м (103 Э) отношение
V/V~10-5]. Значительная М. при парапроцессе характерна также для ферритов и редкозем. металлов
и сплавов при разрушении ни создании в них магн. полем неколлинеарных магнитных структур.
М. относится к т, н. чётным магн. эффектам, т. к. она не зависит от знака магн. поля. Наиболее
исследована М. в поликрист. ферромагнетиках. Обычно измеряется относит. удлинение образца в
направлении ноля H (п р о д о л ь н а я М.) или перпендикулярно направлению поля (п о п е р е ч н а
я М.). Для металлов и большинства сплавов продольная и поперечная М. в области полей техн.
намагничивания имеют разные знаки, причём величина поперечной М. меньше, чем продольной, а в
области парапроцесса эти величины имеют одинаковый знак (рис. 1). Для большинства ферритов как
продольная, так и поперечная М. отрицательны. У Fe (рис. 2) продольная М. в слабом магн. поле
положительна (удлинение тела), а в более сильном поле отрицательна (укорочение тела). Для Ni при
всех значениях поля продольная М. отрицательна.
Рис. 1. Продольная (I) и поперечная (II) магнитострикция сплава Ni (36%)
— Fe (64%). в слабых полях они имеют разные знаки, в сильных — при
парапроцессе — одинаковый знак (здесь магнитострикция носит объёмный
хар-р).
Рис. 2. Зависимость продольной магнитострикции ряда поликрист. металлов,
сплавов и соединений от напряжённости магн. поля.
Большинство сплавов Fe — Ni, Fe — Со, Fe — Pt и др. имеют положительную продольную М.: l/l
~(1—10)•10-6. Значительной продольной М. обладают сплавы Fe — Pt, Fe — Pd, Fe — Co, Mn — Sb,
Mn — Cu — Bi, Fe — Rh. Среди ферритов наибольшая М. у CoFe2O4: l/l~ (2—25)•10-4. Рекордно
высока М. у нек-рых редкозем. металлов, их сплавов и соединений: у Tb и Dy, TbFe2 и DyFe2,
ферритов-гранатов (напр., Tb3Fe5O12) l/l ~10-3—10-2 (в зависимости от величины приложенного
поля, при низких темп-pax). М. примерно такого же порядка обнаружена у ряда соединений урана
(U3As4, U3P4 и др.). Величина, знак и графич. ход зависимости М. от напряжённости поля и
намагниченности зависят от структурных особенностей образца (кристаллографич. текстуры,
примесей посторонних элементов, термич. и холодной обработки). М. в области техн.
намагничивания обнаруживает явление гистерезиса (рис. 3). Исследование М., особенно в области
техн. намагничивания, помогает в изысканиях новых магнитных материалов как с высокой М. (см.
Магнитострикционные материалы), так и с низкой [напр., отмечено, что высокая магн.
проницаемость сплавов Fe — Ni типа пермаллоя связана с тем, что в них мала М. (наряду с малым
значением константы магнитной анизотропии)].
М. влияет на тепловое расширение ферро-, ферри- и антиферромагнетиков, т. к. действие обменных
(а в общем случае и магнитных) сил проявляется не только в магн. поле, но также и при нагревании
тел в отсутствии поля (т е р м о с т р и к ц и я). Изменение объёма тел вследствие термострикции
особенно значительно
Рис. 3. Магнитострикц. гистерезис железа.
вблизи точек магнитных фазовых переходов (точек Кюри и Нееля, при темп-ре перехода
коллинеарной магн. структуры в неколлинеарную и др.). Наложение этих изменений объёма на
обычное тепловое расширение иногда приводит к аномально малому значению коэфф. теплового
расширения у нек-рых материалов, напр. у сплавов типа инвар (36% Ni, 64% Fe).
Большие аномалии модулей упругости и внутр. трения, также наблюдаемые в ферро-, ферри- и
антиферромагнетиках в окрестности точек Кюри и Нееля и др. магн. фазовых переходов, обязаны
влиянию М., возникающей при нагреве. Кроме того, при воздействии на ферро- и ферри-магн. тела
упругих напряжений в них даже при отсутствии внеш. магн. поля происходит перераспределение
магн. моментов доменов (в общем случае изменяется и абс. величина самопроизвольной
намагниченности домена). Эти процессы сопровождаются дополнит. деформацией тела
магнитострикц. природы — механострикцией. В непосредств. связи с механострикцией находится
явление изменения под влиянием магн. поля модуля упругости ферромагн. металлов (E-эффект).
Для измерения М. наибольшее распространение получили установки, работающие по принципу
механооптич. рычага, позволяющие наблюдать относит. изменения длины образца ~10-6. Ещё
большую чувствительность дают радиотехн. и пнтерференц. методы. Получил распространение
также метод проволочных датчиков, в к-ром на образец наклеивают проволочку, включённую в одно
из плеч моста измерительного. Изменение длины
385
проволочки и её электрич. сопротивления при магнитострикц. изменении размеров образца с
высокой точностью фиксируют электроизмерит. прибором. На явлении М. основано действие
магнитострикц. преобразователей (датчиков) и реле, излучателей и приёмников ультразвука,
фильтров и стабилизаторов частоты в радиотехн. устройствах, магнитострикц. линий задержки в
акустике и т. д.
• Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971; Белов К. П., Упругие, тепловые и электрические явления в
ферромагнетиках, 2 изд., М., 1957; Б о з о р т Р., Ферромагнетизм, пер. с англ., М., 1956;
Редкоземельные ферромагнетики и антиферромагнетики, М., 1965; Белов К. П., Редкоземельные
магнетики и их применение, М., 1980.
К. П. Белов.
МАГНИТОСФЕРА, область околоземного пр-ва, физ. св-ва, размеры и форма к-рой определяются
магн. полем Земли и его вз-ствием с потоками заряж. ч-ц от Солнца (солнечным ветром). М.
несферична, она сильно вытянута в сторону, противоположную направлению на Солнце. С дневной
стороны поток плазмы солн. ветра сжимает геомагн. поле (искажая его дипольный характер), на
ночной стороне силовые линии магн. поля вытягиваются в протяжённый магн. хвост (рис.). Линии
геомагн. поля, расположенные выше плоскости эклектики, направлены к Солнцу, ниже — от Солнца
(согласно расположению магн. полюсов Земли). Диаметр хвоста составляет ~40Rзем (земных
радиусов). Поля противоположных направлений в магн. хвосте разделяет токовый слой. Внутри токового слоя напряжённость
Строение земной магнитосферы в плоскости, проходящей через магн. полюсы Земли и линию Земля
— Солнце.
поля близка к нулю, здесь давление полей разл. направлений уравновешивается давлением горячей
плазмы, поэтому часто говорят, что противоположно направленные поля в геомагн. хвосте разделены
нейтр. слоем. Давление магн. поля уравновешивается давлением плазмы и вдоль всей границы М.
Границу М. при грубом рассмотрении можно считать непрозрачной для солн. ветра. На дневной
стороне граница М.— магнитопауза — проходит на расстоянии ~10Rзем. Напряжённость поля на
границе зависит от параметров солн. ветра и обычно составляет неск. десятков гамм. Сверхзвук.
поток солн. плазмы при обтекании М. вызывает формирование
бесстолкновительной ударной волны. Все линии геомагн. поля в М. можно разделить на два классах
линии, близкие к линиям магн. диполя, и линии, уходящие в хвост М. В пр-ве эти два класса линий
разделены областями, к-рые наз. полярными овалами (северным и южным). Топология поля в районе
овалов такова, что здесь можно говорить о существовании магн. щели, в к-рую проникают ч-цы солн.
ветра. Особенно эффективно ч-цы проникают в щель вблизи полуденного меридиана, эту область
часто называют полярным каспом. Прорвавшиеся в М. ч-цы вызывают полярные сияния, однако
процессы в полярных овалах чрезвычайно сложны, и происходящие там явления нельзя
рассматривать как результат только прямого прорыва ч-ц солн. ветра. Внутр. часть М., расположенную в пределах диполеподобного геомагн. поля (примерно до ЗRзем), называют плазмосферой.
Концентрация ч-ц «холодной» плазмы в плазмосфере составляет ~104 см-3; ч-цы плазмосферы
участвуют в суточном вращении Земли.
Концентрация ч-ц во внеш. части М. на 2—3 порядка ниже, чем в плазмосфере; движение ч-ц плазмы
здесь определяется электрич. полями, возбуждаемыми солн. ветром. Общая картина движений
(конвекции) ч-ц во внеш. частях М. сильно зависит от величины и направления магн. поля в
межпланетной среде.
Во внутр. областях М. магн. поле удерживает, как в магн. ловушке, потоки быстрых ч-ц с энергией в
сотни и более кэВ. Эти ч-цы образуют радиационные пояса Земли. Резкое возрастание плотности
энергии в солн. ветре приводит к магнитосферным бурям (усилению полярных сияний, возрастанию
потоков ч-ц в радиац. поясах, искажению магн. поля Земли). Бури часто объясняют быстрым выделением энергии, запасённой в полях хвостовой части М. Альтернативным объяснением явл.
представление о магнитосферной динамо-генерации эдс на границе М.
Исследования при помощи косм. аппаратов показали, что М. существует и у нек-рых др. планет. М.
Меркурия напоминает М. Земли, но магн. поле Меркурия значительно слабее. М. Юпитера — самая
мощная среди М. планет. Она простирается до 100RЮ. Большие размеры М. и высокая скорость
вращения Юпитера приводят к заметному влиянию на М. центробежных сил — М. Юпитера
сплющена. На её границе напряжённость магн. поля ~6. Обширной М. окружена планета Сатурн.
Магн. поле Венеры определяется в осн. токами униполярной индукции, возникающими при взаимодействии солн. ветра с ионосферой. Здесь, как и у комет, можно говорить о наведённой М.
• А к а с о ф у С. И., Ч е п м е н С., Солнечно-земная физика, пер. с англ., ч. 1—2, М., 1974—75; X е с
с В. Н., Радиационный пояс и магнитосфера, М., 1972; R о е d e r e r J. G., Global problems in magnetospheric plasma physics and prospects for their solution, «Space sci. rev.», 1977, v. 21, № 1, p. 23—71.
И. М. Подгорный.
МАГНИТОТЕПЛОВЫЕ ЯВЛЕНИЯ, изменения теплового состояния тел при изменениях их магн.
состояния (намагничивания или размагничивания). Различают М. я. при адиабатич. намагничивании
и размагничивании (магпетокалорический эффект, при к-ром происходит изменение темп-ры тела)
п М. я. изотермические, при к-рых происходит выделение или поглощение теплоты. Принципиально
М. я. можно наблюдать в любых в-вах, т. к. их причина имеет общий термодинамич. хар-р —
изменение внутренней энергии тела при изменениях его магн. состояния. Особенно значительны М.
я. в ферро-, антиферро- и ферримагнетиках; хар-р М. я. в этих в-вах зависит от того, какие процессы
намагничивания в них происходят: 1) смещение границ между доменами, 2) вращение магн.
моментов доменов, 3) парапроцесс, 4) процессы разрушения или индуцирования неколлинеарной
магнитной структуры (в антиферро- и ферромагнетиках). Особенно велики тепловые эффекты,
сопутствующие последним двум процессам. В тесной термодинамич. связи с М. я., возникающими
при намагничивании, находятся наблюдаемые в ферро-, антиферро- и ферримагнетиках аномалии уд.
теплоёмкости вблизи точек Кюри, Нееля и др. точек магн. фазовых переходов (напр., вблизи точки
изменения неколлинеарной магн. структуры ферримагнетика). М. я. в нек-рых парамагнетиках
используют для получения сверхнизких темп-р (см. Магнитное охлаждение].
• Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971; Белов К. П., Редкоземельные магнетики и их применение,
М., 1980.
К. П. Белов.
МАГНИТОТОРМОЗНОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ, то же, что синхротронное излучение.
386
МАГНИТОУПРУГИЕ ВОЛНЫ, волны, возникающие в магнитоупорядоченных кристаллах —
ферромагнетиках и аптиферромагнетиках — в результате магнитоупругого вз-ствия. Упругие
колебания ионов в крист. решётке относительно положения равновесия в магнитоупорядоченных
кристаллах сопровождаются колебаниями спинов, а следовательно, и магнитных моментов; в свою
очередь, колебания спинов, распространяясь по кристаллу в виде спиновых юли, вызывают смещение
ионов. Поэтому в М. в. изменение намагниченности связано с изменением деформации и механич.
напряжения. Магнитоупругое вз-ствие наиболее сильно проявляется в той области частот, где длина
упругой волны оказывается величиной, близкой к длине спиновой волны. Дисперсионные
соотношения, характеризующие зависимость частоты волны от величины волн. вектора k=2/, в
простейшем случае имеют вид: для спиновой волны сп=(H+k2сп), а для продольных и поперечных
упругих волн уп=сlkуп
Рис. 1. Зависимость частоты спиновой волны 1 и упругих волн поперечной 2
и продольной 3 от волнового вектора.
Рис. 2. Дисперсионные кривые спиновой волны и поперечной упругой волны в
области вз-ствия.
и уп =ctkуп, где =e/mc0 — магнитомеханическое отношение для эл-на, е — его заряд, m — масса, с0
— скорость света в вакууме, Н — напряжённость пост. магн. поля, — постоянная, связанная с
обменной постоянной и с величиной угла между направлениями H и k, cl и сt — скорость распространения продольной и поперечной упругих волн (рис. 1). Для волн, у к-рых значения и k лежат
далеко от области пересечения дисперсионных кривых, вз-ствие пренебрежимо мало, и спиновая и
упругие волны распространяются независимо друг от друга. Если же частоты спиновых и звук. волн
при заданном k близки друг другу, то магнитоупругое вз-ствие приводит к тому, что в области частот
зв сп возникает связанная М. в. В области пересечения дисперсионных кривых обычно
наблюдаются сильное поглощение и дисперсия звука, что обусловлено переходом энергии звук.
волны в энергию М. в., а затем в энергию спиновой волны.
Условие равенства частот упругой и спиновой волн имеет вид ck0=(H++k20), где k0 — значение
волн. вектора, соответствующее частоте 0, при к-рой происходит пересечение дисперсионных
кривых (рис. 2). При k<k0 кривая 1 соответствует звук. волне, а кривая 2 — чисто спиновой волне.
При k>>k0 кривая 1 соответствует спиновой волне, а кривая 2— упругой. Б области пересечения кривых, т. е. при 0 и kk0, существуют две связанные М. в. Расщепление дисперсионных кривых изза магнитоупругой связи (величина на рис. 2) обычно мало, т. е. <<0.
Вз-ствие спиновой волны возможно как с продольной, так и с поперечными упругими волнами,
поэтому на дисперсионных кривых возможно существование неск. областей возникновения М. в. Взствие спиновых и упругих волн происходит на высоких ультразвук. и гиперзвук. частотах, поскольку
область существования спиновых волн ограничена снизу частотами ~108 Гц. Верх. граница для М. в.
также определяется возможностью получения спиновых волн и составляет 5•1010 Гц.
М. в. могут использоваться для преобразования звук. волны в спиновую и обратно. Наилучшим материалом для осуществления вз-ствия упругих и спиновых волн явл. ферриты, в частности
монокристаллы иттриевого феррита-граната (ИФГ), обладающие очень малыми акустич. и
ферромагн. потерями. На монокристаллах ИФГ изготовляют линии задержки для СВЧ.
• Л е-К р о у Р., К о м с т о к Р., Магнитоупругие взаимодействия в ферромагнитных диэлектриках, в
кн.: Физическая акустика, под ред. У. Мэзона, пер. с англ., т. 3, ч. Б, М., 1968, гл. 4: Штраусс В.,
Магнитоупругие свойства иттриевого феррита-граната, в кн.: Физическая акустика, под ред. У.
Мэзона, пер. с англ., т. 4, ч. Б, М., 1970, гл. 5; Т а к е р Дж., Р э м п т о н В., Гиперзвук в физике
твердого тела, пер. с англ., М., 1975.
А. Л. Полякова.
МАГНИТОУПРУГИЙ ЭФФЕКТ, то же, что Виллари эффект.
МАГНИТОЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ ИЗМЕРИТЕЛЬНЫЙ МЕХАНИЗМ, преобразователь силы пост.
электрич. тока в механич. перемещение на основе вз-ствия подвижного контура тока с магн. полем
пост. магнита. При протекании тока через рамку механизма (рис.) возникают силы (см. Ампера
закон), создающие вращат. момент, к-рый по мере поворота рамки уравновешивается механич.
противодействующим моментом, создаваемым токоподводящими растяжками или пружинами. М. и.
м. обладает высокой точностью и чувствительностью (ток, соответствующий макс. отклонению
рамки, в зависимости от конструкции механизма составляет от неск. мкА до десятков мА), линейностью преобразования (шкалы приборов с М. и. м. равномерны), малой чувствительностью к
изменениям темп-ры окружающей среды и к внеш.
магн. полям. На основе М. и. м. выпускается широкая номенклатура амперметров и вольтметров
пост. и перем. тока (в последнем случае с предварит. выпрямлением тока, см. Выпрямительный
электроизмерительный прибор), гальванометров, логометров.
Устройство магнитоэлектрич. измерит. механизма с внеш. магнитом: 1 —
пост. магнит; 2 — магнитопровод; 3 — полюсные наконечники; 4 — подвижная
рамка; 5 — сердечник; в — магн. шунт, регулирующий чувствительность
механизма; 7 — растяжки; 8 — опоры; 9 — стрелка указателя.
• Основы электроизмерительной техники, М., 1972.
В. П. Кузнецов.
МАГНОН, квазичастица, соответствующая волне поворотов спинов в магнитоупорядоченных
средах (см. Спиновые волны). М. проявляют себя в тепловых, высокочастотных и др. свойствах в-ва.
При темп-ре T=0К в среде нет М., с ростом темп-ры число М. растёт (в ферромагнетиках пропорц.
T3/2, а в антиферромагнетиках пропорц. Т3). Рост числа М. приводит к уменьшению магн. порядка;
благодаря возрастанию числа М. с ростом темп-ры уменьшается намагниченность ферромагнетиков.
Рассеяние нейтронов и света сопровождается рождением М. Длинноволновые М. можно возбудить
полем СВЧ. Неупругое рассеяние нейтронов — один из наиб. важных методов эксперим.
определения дисперсии закона М. (см. Нейтронография).
• Ахиезер А. И., Барьяхтар В. Г., Пелетминский С. В., Спиновые волны, М., 1967.
МАГНОН-ФОНОННОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ, взаимодействие упругих и спиновых волн в
твёрдом теле. См. Магнитоупругие волны.
МАГНУСА ЭФФЕКТ, возникновение поперечной силы, действующей на тело, вращающееся в
набегающем на него потоке жидкости (газа); открыт нем. учёным Г. Г. Магнусом (Н. G. Magnus) в
1852. Напр., если вращающийся бесконечно длинный круговой цилиндр обтекает безвихревой поток,
направленный перпендикулярно его образующим, то вследствие вязкости жидкости скорость течения
со стороны, где направления скорости v
387
потока и вращения цилиндра совпадают (рис.), увеличивается, а со стороны, где они
противоположны, уменьшается.
В результате давление на одной стороне возрастает, а на другой уменьшается, т. е. появляется поперечная сила У; её величина определяется Жуковского теоремой. Аналогичная сила возникает и при
набегании потока на вращающийся шар, чем объясняется непрямолинейный полёт закрученного
теннисного или футбольного мяча. Направлена поперечная сила всегда с той стороны вращающегося
тела, на к-рой направление вращения и направление потока противоположны, к той стороне, на к-рой
эти направления совпадают.
• Прандтль Л., Гидроаэромеханика, пер. с нем., 2 изд., М., 1951; X а й к и н С. Э., Физические основы
механики, 2 изд., М., 1971.
МАДЖИ — РИГИ — ЛЕДЮКА ЭФФЕКТ, изменение теплопроводности проводника под
действием магн. поля. Открыт итал. учёными Дж. Маджи (G. Maggi), А. Риги (A. Righi) и независимо
от них франц. учёным С. А. Ледюком (S. A. Leduc) в 1887 на Bi. Относится к продольным термомагнитным эффектам. М.— Р.— Л. - э. обусловлен искривлением траекторий носителей тока в магн.
поле под действием Лоренца силы, что соответствует уменьшению эфф. длины свободного пробега
носителей заряда и приводит к изменению электронной части теплопроводности. В полупроводниках
величина М.— Р.— Л. э. (тепловое м а г н е т о с о п р о т и в л е н и е) значительно больше, чем в
металлах.
• Цидильковский И. М., Термомагнитные явления в полупроводниках, М., 1960; Аскеров В. М.,
Кинетические эффекты в полупроводниках, Л., 1970.
9. М. Эпштейн.
МАЗЕР, термин, заимствованный из амер. литературы; обозначает квант. генераторы и усилители
радиодиапазона. Слово Maser — аббревиатура англ. выражения: Microwave Amplification by
Stimulated Emission of Radiation, что означает: усиление микроволн (СВЧ) при помощи индуцированного излучения. См. Квантовая электроника, Квантовые стандарты частоты,
Квантовый усилитель.
МАЗЕРНЫЙ ЭФФЕКТ В КОСМОСЕ, усиление проходящего через косм. среду излучения за счёт
индуцированного излучения. Среда при этом должна содержать значит. кол-во возбуждённых
молекул (атомов), находящихся на одном из высоких энергетич. уровней (см. Квантовый усилитель,
Мазер). Переход возбуждённых молекул на ниж. энергетич. уровень с испусканием кванта излучения
происходит под воздействием проходящего излучения. Рождённые при этом кванты обладают теми
же св-вами (частотой, энергией, поляризацией, направлением), что и кванты первичного излучения.
Интенсивность индуцированного излучения определяется лишь мощностью процесса накачки,
переводящего молекулы на верх. уровень энергии. Механизм накачки, как считают, может быть связан с поглощением молекулами ОН (а также Н2O и др. молекулами, для к-рых наблюдается М. э. в к.)
излучения от к.-л. близлежащего источника (напр., звезды) или с протеканием в космосе хим.
реакций. В 1965 радиоастр. методами было установлено, что в космосе действительно реализуются
условия для работы естеств. мазеров. В спектрах излучения нек-рых косм. радиоисточников (галактических газовых туманностей W3, W49 и др.) были обнаружены очень интенсивные, резкие
линии излучения с длиной волн =18 см, принадлежащие молекулам гидроксила ОН. Наблюдаемое
излучение молекул ОН обусловлено их переходами между четырьмя ниж. уровнями энергии,
соответствующими радиоизлучению на частотах 1612, 1665, 1667 и 1720 МГц. Если бы молекулы ОН
излучали самопроизвольно, независимо друг от друга, то отношение интенсивностей указанных
линий при малой оптич. толщине источника было бы равно 1:5:9:1, а при увеличении оптич.
толщины, как следует из теории, стремилось бы к 1:1:1:1. Однако в нек-рых источниках линия 1665
МГц оказывается в десятки раз интенсивнее остальных линий, а в других — доминирует линия 1612
МГц и т. д. Это указывает на М. э. в к., при к-ром интенсивности различных линий будут разными.
Различные интенсивности излучения для разных длин волн при индуцированном излучении должны
привести к значит. поляризации излучения, что и наблюдается в действительности. Кроме того,
излучение межзвёздных облаков ОН отличается чрезвычайно высокой интенсивностью.
Эффективная яркостная температура нек-рых линий достигает 1013 К (а для молекул Н2O даже 1015
К), ширина же самих линий, обусловленная тепловым движением молекул, соответствует лишь
температуре 10—100 К. Все эти факторы указывают на реализацию в космосе мазерного эффекта.
• Космические мазеры. Сб. ст., пер. с англ., М., 1974; Пахольчик А., Радиоастрофизика, пер. с англ.,
М., 1973; На переднем крае астрофизики, пер. с англ., М., 1979.
Д. А. Варшалович.
МАЙКЕЛЬСОНА ОПЫТ, поставлен амер. физиком А. А. Майкельсоном (A. A. Michelson) в 1881 с
целью измерения влияния движения Земли на скорость света.
В физике кон. 19 в. предполагалось, что свет распространяется в нек-рой универсальной мировой
среде — эфире. При этом ряд явлений (аберрация света, Физо опыт) приводил к заключению, что
эфир неподвижен или частично увлекается телами при их движении. Согласно гипотезе неподвижного эфира, можно наблюдать «эфирный ветер» при движении Земли сквозь эфир и скорость
света по отношению к Земле должна зависеть от направления светового луча относительно
направления её движения в эфире.
М. о. проводился с помощью интерферометра Майкельсона с равными плечами, одним — по
движению Земли, другим — перпендикулярно к нему. Если эфир неподвижен, то при повороте
прибора на 90° разность хода лучей должна менять знак и интерференц. картина — смещаться.
Однако смешение интерференц. картины не было обнаружено, т. е. М. о. дал отрицательный
результат.
В 1885—87 опыты Майкельсона и амер. физика Э. У. Морли с большой точностью подтвердили .
результат первонач. М. о. В 1964 амер. физики в модифицир. форме повторили М. о., использовав в
качестве источников света два одинаковых гелий-неоновых лазера, обладающих очень высокой
степенью монохроматичности и пространств. когерентности, и с ещё большей точностью получили
отрицат. результат.
В классич. физике отрицат. результат М. о. не мог быть понят и согласован с др. явлениями
электродинамики движущихся сред. В теории относительности постоянство скорости света для всех
инерциальных систем отсчёта принимается как постулат, подтверждаемый большой совокупностью
экспериментов.
• Вавилов С. И., Собр. соч., т. 4 — Экспериментальные основания теории относительности, М., 1956;
Сивухин Д. В., Общий курс физики. Оптика, М., 1980; Джефф Б., Майкельсон и скорость света, пер. с
англ., М., 1963.
Е. К. Тарасов.
МАЙКЕЛЬСОНА ЭШЕЛОН, оптич. прибор, представляющий собой стопу стеклянных или
кварцевых пластин одинаковой толщины, сложенных на оптический контакт так, что их концы
образуют «лестницу» со ступеньками равной высоты (рис.). Впервые построен А. А. Майкельсоном в
1898. Параллельный пучок света S, падая на М. э., разделяется на неск. лучей (по числу пластин),
проходящих разные пути в материале пластин (в прозрачных М. э.) или в воздухе (при отражении от
покрытых зеркальным слоем ступенек в отражательных М. э.). Приобретая т. о. разность хода, лучи
интерферируют между собой аналогично тому,
388
как это происходит в дифракционной решётке. В отличие от последней разность хода двух соседних
лучей в М. э. составляет десятки тысяч длин волн света, а число этих лучей обычно не превышает
30—40. М. э. используется в кач-ве диспергирующего элемента в спектральных приборах.
Ход лучей в прозрачном эшелоне Майкельсона: t — высота ступеньки; d —
разность хода лучей от соседних ступеней; — угол дифракции лучей.
Пунктиром показан ход лучей при наклонном падении.
Разрешающая способность приборов с М. э. чрезвычайно высока, их используют для анализа очень
узких (~0,1—0,2 Å) участков с предварит. монохроматизацией. Отражат. М. э., разрешающая сила крых примерно в 4 раза выше, чем прозрачных, применяют для исследования УФ и ИК излучений. См.
также Эшелле.
• Королев Ф. А., Спектроскопия высокой разрешающей силы, М., 1953.
Л. Н. Капорский.
МАКРОМОЛЕКУЛА (от греч. makros — большой и молекула), совокупность большого числа
атомов, соединённых между собой хим. связями. Как правило, М. состоят из повторяющихся единиц
— мономеров, объединившихся в М. в результате реакции полимеризации.
Возможное представление разветвлённой макромолекулы в виде графа. В
вершинах графа находятся группы атомов, рёбра соответствуют хим. связям
между повторяющимися единицами. Жирная линия — ствол графа.
М. бывают линейные и разветвлённые. Граф разветвлённой М. (рис.) представляет собой «дерево» с
возможными циклами. М. характеризуются мол. массой, а в М. с разным числом повторяющихся
единиц — м о л е к у л я р н о-м а с с о в ы м р а с п р е д е л е н и е м. Физ. св-ва М. зависят как от
их хим. строения, так и от мол. массы.
Одна и та же М. обычно может принимать множество к о н ф о р м а ц и й — разл. пространств.
структур М. при сохранении длин валентных связей и углов (см. Изомерия молекул). Наиболее
распространённые физ. методы изучения конформаций М. в р-ре основаны на измерении вязкости и
скорости седиментации, исследовании светорассеяния. Синтетич. М. в р-ре, а также в аморфном
(стеклообразном) состоянии обычно имеют большой набор конформаций. Глобулярные белки,
представляющие собой природные линейные М., содержащие в кач-ве повторяющихся единиц аминокислотные остатки, имеют одну, строго фиксированную конформацию, определяющую их
функционирование в живой клетке.
М. с одинаковыми повторяющимися единицами наз. с т е р е о р е г у л я р н ы м и, в тв. состоянии
такие М. могут образовывать п а р а к р и с т а л л — состояние, характеризующееся наличием крист.
областей с идеально плотной упаковкой М. и аморфных областей с несколько менее плотной
упаковкой. Аморфные области включают участки изгиба М. Паракрист. структуру имеют и волокна
М., вт. ч. волокна нуклеиновых кислот и полисахаридов. Глобулярные М. кристаллизуются как
молекулы низкомол. соединений, однако в большинстве случаев их кристаллы несовершенны.
• В о л ь к е н ш т е й н М. В., Молекулы и жизнь, М., 1965.
В. Г. Дашееский.
МАКСВЕЛЛ (Мкс, Мх), единица магн. потока в СГС системе единиц, названа в честь англ. физика
Дж. Максвелла (J. Maxwell). 1 Мкс=10-8 еебера.
МАКСВЕЛЛА ДИСК, см. Колориметр.
МАКСВЕЛЛА РАСПРЕДЕЛЕНИЕ, распределение по скоростям молекул (ч-ц) макроскопич. физ.
системы, находящейся в статистич. равновесии, при условии, что движение молекул подчиняется
законам классич. механики (пример — классический идеальный газ). Установлено Дж. Максвеллом в
1859. Согласно М. р., вероятное число молекул в ед. объёма f(v), компоненты скоростей к-рых лежат
в интервалах от vx до vx+dvx, от vy до vy+dvy и от vz до vz+dvz, определяются ф-цией распределения
Максвелла
где т — масса молекулы, n — число молекул в ед. объёма. Отсюда следует, что число молекул, абс.
значения скоростей к-рых лежат в интервале от v до v+dv, также называемое М. р., имеет вид:
Оно достигает максимума при скорости vb=(2kT/m) , наз. наиболее
вероятной скоростью. Для мол. водорода при T=273 К vb=1506 м/с. При помощи М. р. можно
вычислить ср. значение любой ф-ции от скорости молекулы: ср. скорость
vb (рис.). При возрастании темп-ры максимум М.
р. (значение vb) смещается к более высоким темп-рам. М. р. не зависит от вз-ствия между молекулами и справедливо не только для газов, но и для жидкостей, если для них возможно классич.
описание. Оно справедливо также и для броуновских ч-ц (см. Броуновское движение), взвешенных в
жидкости или газе. М. р. может быть получено из канонического распределения Гиббса для классич.
системы интегрированием по всем координатам ч-ц, т. к. в этом случае распределение по скоростям
не зависит от распределения по импульсам. М. р. есть решение кинетического уравнения Больцмана
для частного случая статистич. равновесия.
М. р. было подтверждено экспериментально нем. физиком О. Штерном (1920) в опытах с
мол. пучками.
• С и в у х и н Д. В., Общий курс физики. Термодинамика и молекулярная физика 2 изд., М.,
1979, § 72—74; Б о р н М., Атомная физика, пер. с англ., 3 изд., М., 1970.
Д. Н. Зубарев.
МАКСВЕЛЛА ТРЕУГОЛЬНИК, см. Колориметрия.
МАКСВЕЛЛА УРАВНЕНИЯ, фундаментальные ур-ния классич. макроскопич. электродинамики,
описывающие эл.-магн. явления в любой среде (и в вакууме). Сформулированы в 60-х гг. 19 в. Дж.
Максвеллом на основе обобщения эмпирич. законов электрич. и магн. явлений и развития идеи англ.
учёного М. Фарадея о том, что вз-ствия между электрически заряж. телами осуществляются посредством эл.-магн. поля. Совр. форма М. у. дана нем. физиком Г. Герцем и англ. физиком О.
Хевисайдом.
М. у. связывают величины, характеризующие эл.-магн. поле, с его источниками, т. е. с
распределением в пр-ве электрич. зарядов и токов. В вакууме эл.-магн. поле характеризуется напряжённостью электрич. поля Е и магн. индукцией В — векторными величи389
нами, зависящими от пространств. координат и времени. Эти величины определяют силы,
действующие со стороны поля на заряды и токи, распределение к-рых в пр-ве задаётся плотностью
заряда (величиной заряда в ед. объёма) и плотностью электрического тока j. Для описания эл.магн. процессов в матер. среде, кроме Е и В, вводятся вспомогат. векторные величины, зависящие от
состояния и св-в среды: электрич. индукция D и напряжённость магн. поля Н.
М. у. позволяют определить осн. хар-ки поля (E, В, D и Н) в каждой точке пр-ва в любой момент
времени, если известны источники поля j и как ф-ции координат и времени. М. у. могут быть
записаны в интегр. или дифф. форме (ниже они приводятся в Гаусса системе единиц).
М. у. в и н т е г р а л ь н о й ф о р м е определяют не векторы E, В, D и Н в отд. точках пр-ва, а некрые интегр. величины, зависящие от распределения этих хар-к поля: циркуляцию векторов Е и Н
вдоль произвольных замкнутых контуров и потоки векторов D и B через произвольные замкнутые
поверхности.
Первое М. у. явл. обобщением на перем. поля эмпирического Био — Савара закона о возбуждении
магн. поля электрич. токами. Максвелл высказал гипотезу, что магн. поле порождается не только
токами, текущими в проводнике, но и перем. электрич. полями в диэлектриках или вакууме.
Величина, пропорц. скорости изменения электрич. поля во времени, была названа Максвеллом током
смещения, он возбуждает магн. поле по тому же закону, что и ток проводимости. Полный ток,
равный сумме тока смещения и тока проводимости, всегда явл. замкнутым. Первое М. у. имеет вид:
т. е. циркуляция вектора магн. напряжённости вдоль замкнутого контура L (сумма скалярных
произведений вектора Н в данной точке контура на бесконечно малый отрезок dl контура)
определяется полным током через произвольную поверхность S, ограниченную данным контуром.
Здесь jn — проекции плотности тока проводимости j на нормаль к бесконечно малой площадке ds,
являющейся частью поверхности S; (1/4)(дDn/дt) — проекция плотности тока смещения на ту же
нормаль; с—3•1010см/с — постоянная, равная скорости распространения эл.-магн. вз-ствий (скорость
света) в вакууме.
Второе М. у. является матем. формулировкой закона электромагнитной индукции Фарадея и записывается в виде:
т. е. циркуляция вектора напряженности электрич. поля вдоль замкнутого контура L (эдс индукции)
определяется скоростью изменения потока вектора магн. индукции через поверхность S,
ограниченную данным контуром. Здесь Bn — проекция на нормаль к площадке ds вектора магн. индукции В; знак «-» соответствует Ленца правилу для направления индукц. тока.
Третье М. у. выражает опытные данные об отсутствии магн. зарядов, аналогичных электрическим
(магн. поле порождается только электрич. токами):
т. е. поток вектора магн. индукции через произвольную замкнутую поверхность S равен нулю.
Четвёртое М. у. (обычно наз. Гаусса теоремой) представляет собой обобщение закона вз-ствия
неподвижных электрич. зарядов — Кулона закона:
т. е. поток вектора электрич. индукции через произвольную замкнутую поверхность S определяется
электрич. зарядом, находящимся внутри этой поверхности (в объёме V, ограниченном поверхностью
S).
Если считать, что векторы эл.-магн. поля (Е, В, D и Н) явл. непрерывными ф-циями координат, то,
рассматривая циркуляцию Н и Е по бесконечно малым контурам и потоки векторов В и D через
поверхности, ограничивающие бесконечно малые объёмы, можно от интегральных М. у- (1, а—г)
перейти к системе дифференциальных М. у., характеризующих поле в каждой точке пр-ва:
Физ. смысл ур-ний (2) тот же, что ур-ний (1).
М. у. в форме (1) или (2) не образуют полной замкнутой системы, позволяющей рассчитывать эл.магн. процессы при наличии матер. среды. Их необходимо дополнить соотношениями,
связывающими векторы Е, Н, D, В и j, к-рые не являются независимыми. Связь между ними
определяется св-вами среды и её состоянием, причём D и 3 выражаются через Е, а В — через Н:
D=D(E), B=B(H),j=j(E). (3)
Эти ур-ния наз. ур-ниями состояния или материальными ур-ниями; они описывают эл.-магн.
св-ва среды и для каждой конкретной среды имеют определ. форму. В вакууме DЕ и ВН.
Совокупность ур-ний поля (2) и ур-ний состояния (3) образуют полную систему ур-ний.
Макроскопич. М. у. описывают среду феноменологически, не рассматривая сложного механизма взствия эл.-магн. поля с заряж. ч-цами среды. М. у. могут быть получены из Лоренца — Максвелла
уравнений для микроскопич. полей и определ. представлений о строении в-ва путём усреднения
микрополей по малым пространственно-временным интервалам. Таким способом получаются как
осн. ур-ния поля (2), так и конкретная форма ур-ний состояния (3), причём вид ур-ний поля не
зависит от св-в среды.
Ур-ния состояния в общем случае очень сложны, т. к. векторы D, В и j в данной точке пр-ва в данный
момент времени могут зависеть от полей E и H и If во всех точках среды во все предшествующие
моменты времени. В нек-рых средах векторы D и В могут быть отличными от нуля при Е и Н равных
нулю (сегнетоэлектрики и ферромагнетики). Однако для большинства изотропных сред, вплоть до
весьма значит. полей, ур-ния состояния имеют простую линейную форму:
D=E, B=H, j=E+jстр. (4)
Здесь (х, у, z) — диэлектрическая проницаемость, a (х, у, z) — магнитная проницаемость среды
(для вакуума в системе СГС ==1), величина (х, у, z) наз. удельной электропроводностью, j'стр —
плотность т. н. сторонних токов, т. е. токов, поддерживаемых любыми силами, кроме см электрич.
поля (напр., маги. полем, диффузией). В феноменологич. теории Максвелла макроскопич. характеристики эл.-магн. св-в среды , и должны быть найдены экспериментально. В микроскопич. теории
Лоренца — Максвелла они могут быть рассчитаны.
Проницаемости и фактически определяют тот вклад в эл.-магн. поле, к-рый вносят т. н. связанные
заряды, входящие в состав электрически нейтр. атомов и молекул в-ва. При известных из опыта , и
можно рассчитать эл.-магн. поле в среде, не решая трудную вспомогат. задачу о распределении
связанных зарядов и соответствующих им токов в в-ве. Плотность заряда и плотность тока j в М.
у.— это плотности свободных зарядов и токов, причём вспомогат. векторы Н и D вводятся так, чтобы
циркуляция вектора Н определялась только движением свободных зарядов, а поток вектора D —
плотностью распределения этих зарядов в пр-ве.
Если эл.-магн. поле рассматривается в двух граничащих средах, то на поверхности раздела векторы
поля могут претерпевать разрывы (скачки); в этом случае ур-ния (2) должны быть дополнены
граничными условиями:
390
Здесь jпов и пов — плотности поверхностных тока и заряда, квадратные и круглые скобки — соотв.
векторные и скалярные произведения векторов, n — единичный вектор нормали к поверхности
раздела и направления от первой среды ко второй (12), а индексы относятся к разным сторонам
границы раздела.
Осн. ур-ния для поля (2) линейны, ур-ния же состояния (3) в общем случае нелинейны. Обычно
нелинейные эффекты обнаруживаются в достаточно сильных полях. В линейных средах
[удовлетворяющих соотношениям (4)], и в частности в вакууме, М. у. линейны, так что для них
справедлив суперпозиции принцип: при наложении полей они не оказывают влияния друг на друга.
Из М. у. вытекает ряд законов сохранения. В частности, из ур-ний (1, а) и (1, г) можно получить т. н.
ур-ние непрерывности:
представляющее собой закон сохранения электрич. заряда: полный ток, протекающий за ед. времени
через любую замкнутую поверхность S, равен изменению заряда внутри объёма V, ограниченного
поверхностью S. Если ток через поверхность отсутствует, то заряд в объёме V остаётся неизменным.
Из М. у. следует, что эл.-магн. поле обладает энергией и импульсом. Плотность энергии W (энергия
поля в ед. объёма) равна:
Эл.-магн. энергия может перемещаться в пр-ве. Плотность потока энергии определяется т. н.
вектором Пойнтинга
Направление вектора Пойнтинга перпендикулярно и E и H и совпадает с направлением
распространения эл.-магн. энергии, а его величина равна энергии, переносимой в ед. времени через
единичную поверхность, перпендикулярную П. Если эл.-магн. энергия не переходит в др. формы
энергии, то, согласно М. у., изменение энергии в нек-ром объёме за ед. времени равно потоку эл.магн. энергии через поверхность, ограничивающую этот объём. Если внутри объёма за счёт эл.-магн.
энергии выделяется теплота, то закон сохранения энергии записывается в виде:
где Q — кол-во теплоты, выделяемой в ед. времени, Пn — проекция П на нормаль к бесконечно
малой площадке ds.
Плотность импульса эл.-магн. поля g (импульс ед. объёма поля) связана с плотностью потока энергии
соотношением:
Существование импульса эл.-магн. поля впервые было экспериментально обнаружено в опытах П. Н.
Лебедева по измерению давления света (1899—1901).
Как видно из (7), (8) и (10), эл.-магн. поле всегда обладает энергией, а поток энергии и эл.-магн.
импульс отличны от нуля лишь в случае, когда одновременно существуют и электрич. и магн. поля,
причём Е и Н не параллельны друг другу.
М. у. приводят к фундам. выводу о конечности скорости распространения эл.-магн. вз-ствий. Это
означает, что при изменении плотности заряда или тока, порождающих эл.-магн. поле, в нек-рой
точке пр-ва на расстоянии R от них поле изменится спустя время =R/c. Вследствие конечной
скорости распространения эл.-магн. вз-ствий возможно существование электромагнитных волн,
частным случаем к-рых (как впервые показал Максвелл) явл. световые волны.
Эл.-магн. явления протекают одинаково во всех инерциальных системах отсчёта, т. е.
удовлетворяют относительности принципу. В соответствии с этим М. у. не меняют своей формы при
переходе от одной инерц. системы отсчёта к другой (релятивистски инвариантны). Выполнение
принципа относительности для эл.-магн. процессов оказалось несовместимым с классич.
представлениями о пр-ве и времени, потребовало пересмотра этих представлений и привело к
созданию спец. относительности теории (А. Эйнштейн, 1905). Форма М. у. остаётся неизменной
при переходе к новой инерц. системе отсчёта, если пространств. координаты и время, векторы поля
E, Н, В и D, плотность тока j и плотность заряда изменяются в соответствии с Лоренца
преобразованиями. Релятивистски инвариантная форма М. у. подчёркивает тот факт, что электрич. и
магн. поля образуют единое целое.
М. у. описывают огромную область явлений. Они лежат в основе электротехники и радиотехники и
играют важную роль в развитии таких актуальных направлений совр. физики, как физика плазмы и
проблема управляемого термоядерного синтеза, магнитная гидродинамика, нелинейная оптика,
конструирование ускорителей заряженных частиц, астрофизика и т. д. М. у. неприменимы лишь при
больших частотах эл.-магн. волн, когда становятся существенными квант. эффекты, т. е. когда
энергия
отд. квантов эл.-магн. ноля — фотонов — велика и в процессах участвует сравнительно небольшое
число фотонов.
• Максвелл Дж. К., Избр. соч. по теории электромагнитного поля, пер. с англ., М., 1954; Т а м м И. Е.,
Основы теории электричества, 9 изд., М., 1976; Калашников С. Г., Электричество, 4 изд., М., 1977
(Общий курс физики); Ф е й н м а н Р., Л е й т о н Р., С э н д с М., Фейнмановские лекции по
физике,[пер. с англ.], 2 изд., в. 5—
7. М., 1977; Ландау Л. Д., Л и ф ш и ц
Е. М., Теория поля, 6 изд., М., 1973 (Теоретическая физика, т. 2); их же, Электродинамика сплошных
сред, М., 1959; А с т а х о в А. В., Ш и р о к о в Ю. М., Электромагнитное поле, М., 1980 (Курс
физики, т. 2); С и в у х и н Д. В., Электричество, М., 1977 (Общий курс физики, т. 3); П а р с е л л Э.,
Электричество и магнетизм, пер. с англ., 2 изд., М., 1975 (Берклеевский курс физики, т. 2).
Г. Я. Мякишев.
МАЛЮСА ЗАКОН, зависимость интенсивности линейно поляризованного света после его
прохождения через анализатор от угла а между плоскостями поляризации падающего света и
анализатора (см. Поляризация света). Установлен франц. физиком Э. Л. Малюсом (Е. L. Malus) в
1810. Если I0 и I — соотв. интенсивность падающего на анализатор и выходящего из него света, то,
согласно М. з., I=I0cos2. Свет с иной (не линейной) поляризацией может быть представлен в виде
суммы двух линейно поляризованных составляющих, к каждой из к-рых применим М. з. По М. з.
рассчитываются интенсивности проходящего света во всех поляризационных приборах. Потери на
отражение, зависящие от а и не учитываемые М. з., определяются дополнительно.
МАНДЕЛЬШТАМА — БРИЛЛЮЭНА РАССЕЯНИЕ, рассеяние оптич. излучения
конденсированными средами (тв. телами и жидкостями) в результате его вз-ствия с собственными
упругими колебаниями этих сред. М.— Б. р. сопровождается изменением частот (длин волн),
характеризующих излучение. Напр., М.— Б. р. монохроматического света в кристаллах приводит к
появлению шести частотных компонент рассеянного света, в жидкостях — трёх (одна из них — неизменённой частоты).
Сравнительно сильное вз-ствие между ч-цами конденсиров. сред (в кристаллах оно связывает их в
упорядоченную пространств. решётку) приводит к тому, что по всевозможным направлениям в среде
распространяются упругие волны разл. частот (см. Гиперзвук). Наложение таких волн друг на друга
вызывает появление флуктуации плотности среды, на к-рых и рассеивается свет (см. Рассеяние
света). М.— Б. р. показывает, что световые волны взаимодействуют не только с флуктуациями плотности, но и непосредственно с упругими волнами, обычно ненаблюдаемыми по отдельности.
Особенно наглядна физ. картина явления в кри391
сталлах. В них упругие волны одинаковой частоты, бегущие навстречу друг другу, образуют стоячие
волны той же частоты, т. е. создают периодич. решётку, на к-рой происходит дифракция света; это
явление аналогично дифракции света на ультразвуке. Рассеяние света стоячими волнами
происходит по всем направлениям, но, вследствие интерференции света, за рассеяние в данном
направлении ответственна упругая волна одной определ. частоты. Пусть на плоском фронте такой
волны (рис.) рассеиваются, изменяя своё направление на угол , лучи падающего света частоты
(длины волны ; =c*/, где с* — скорость света в кристалле).
Для того чтобы рассеянные лучи, интерферируя, давали максимум интенсивности в данном
направлении, необходимо, чтобы оптич. разность хода СВ+ВД соседних падающих (1 и 2) и
рассеянных (Г и 2') лучей была равна :
2n•sin/2=-, (1)
где =АВ — длина рассеивающей упругой (гиперзвук.) волны. Рассеяние световой волны на упругой
эквивалентно модуляции света падающего пучка с частотой упругой волны. Условие (1) приводит к
выражению для относит. изменения частоты рассеянного света:
/=±2v/c*•sin /2 (2)
(v — скорость упругих волн в кристалле) .
Смещение частоты света при М.—Б. р. относительно невелико, т. к. v<<c*. Напр., для кристалла
кварца v=5•105 см/с, c*=2•1010 см/с и при рассеянии под углом =90° /=0,003%. Однако такие
величины надёжно измеряются интерферометрич. методами (см. Интерферометр).
Из представления о стоячих волнах, модулирующих световую волну, исходил Л. И. Мандельштам,
теоретически предсказавший это рассеяние. Независимо от него те же результаты получил франц.
физик Л. Бриллюэн (L. Brillouin), рассматривая рассеяние света на бегущих навстречу друг другу
упругих волнах в среде. Причиной «расщепления» монохроматич. линий в этом случае оказывается
Доплера эффект.
Экспериментально М.— Б. р. впервые наблюдалось Мандельштамом и
Г. С. Ландсбергом (1930). Детально его исследовал Е. Ф. Гросс. В частности, он обнаружил (1938),
что М.— Б. р. в кристаллах расщепляет монохроматич. линию на шесть компонент (это объясняется
тем, что скорость звука v в кристалле различна для разных направлений, вследствие чего в общем
случае в нём существуют три— одна продольная и две поперечные — упругие волны одной и той же
частоты, каждая из к-рых распространяется со своей v скоростью). Он же изучил М.— Б. р. в
жидкостях и аморфных тв. телах (1930—32), при к-ром наряду с двумя смещёнными наблюдается и
несмещённая компонента исходной частоты v. Теор. объяснение этого явления принадлежит Л. Д.
Ландау и чешскому физику Г. Плачеку (1934), показавшим, что, кроме флуктуации плотности,
необходимо учитывать и флуктуации температуры среды.
Создание лазеров не только улучшило возможности наблюдения М.— Б. р., но и привело к открытию
т. н. вынужденного М.— Б. р. Оно обусловлено нелинейным вз-ствием интенсивной возбуждающей
световой волны (первоначально слабой рассеянной волны) и упругой тепловой волны. Основой
такого вз-ствия явл. эффект электрострикции, заключающийся в том, что диэлектрик в электрич.
поле напряжённостью Е меняет свой объём и т. о. возникает электрострикц. давление (а
следовательно, образуется упругая волна). Электрострикц. давление пропорц. Е2. В гигантском
импульсе лазера напряжённость электрич. поля световой волны может достигать значений 104—108
В/см, и тогда электрострикц. давление может составить сотни тыс. атмосфер и возникнет весьма интенсивный гиперзвук. Интенсивность звук. волны, возникающей при вынужденном М.— Б. р.,
невелика.
Исследования М.— Б. р. в сочетании с др. методами позволяют получить ценную информацию о сввах рассеивающей среды. Вынужденное М.— Б. р. используется для генерации мощных гиперзвук.
волн в кристаллах.
• Волькенштейн М. В., Молекулярная оптика, М.—Л., 1951; Фабелинский И. Л., Молекулярное
рассеяние света, М., 1965.
Я. С. Бобович.
МАНОМЕТРИЧЕСКИЙ ТЕРМОМЕТР, состоит из баллона, соединённого капилляром с
пружинным манометром. Действие М. т. основано на тепловом расширении заполняющей баллон
жидкости либо на температурной зависимости давления находящегося в баллоне газа или
насыщенного пара. В зависимости от того, чем заполнен баллон, различают М. т. газовые (азот),
жидкостные (ртуть) и конденсационные, или парожидкостные (хлористый этил и др.). М. т.
применяют в кач-ве приборов техн. назначения в диапазоне темп-р от -60 до +550 °С. При большой
длине капилляра (до 60 м) они
могут служить дистанционными термометрами,
• См. лит. при ст. Термометрия.
Д. И. Шаревская.
МАСКИРОВКА ЗВУКА, психофизиол. явление, заключающееся в повышении порога слышимости
данного звука (сигнала) под влиянием др. звуков (помех). М. з. количественно выражается числом
децибел, на к-рое повышается порог слышимости сигнала в присутствии помехи. М. з. максимальна
при совпадении физ. параметров сигналов и помех и снижается при увеличении различий в этих
параметрах. Различают след. виды М. з.: одновременную (сигнал и помеха действуют одновременно),
разновременную прямую (помеха предшествует сигналу) и обращённую (сигнал предшествует
помехе), разнесённую по частоте (сигнал и помеха имеют разные частоты), разнесённую в пр-ве
(источники сигнала и помехи расположены в разл. местах в пр-ве). Тоны низких частот оказывают
большее маскирующее действие, чем тоны высоких частот. Маскировка чистого тона шумом
определяется полосой шума, расположенной вокруг частоты тона (т. н. критич. полосой слуха).
Критич. полоса составляет для человека ок. 80 Гц при частоте тона ниже 500 Гц и 16% от ср. частоты
при частотах тона выше 1 кГц.
Н. А. Дубровский.
МАССА (лат. massa, букв.— глыба, ком, кусок), физ. величина, одна из осн. хар-к материи,
определяющая её инерционные и гравитац. св-ва. Понятие «М.» было введено в механику И.
Ньютоном в определении импульса (кол-ва движения) тела — импульс р пропорц. скорости
свободного движения тела v:
p=mv, (1)
где коэфф. пропорциональности m — постоянная для данного тела величина, его М. Эквивалентное
определение М. получается из ур-ния движения классической механики Ньютона:
f=mа. (2)
Здесь М.— коэфф. пропорциональности между действующей на тело силой f и вызываемым ею
ускорением а. Определённая таким образом М. характеризует св-ва тела, явл. мерой его инерции
(чем больше М. тела, тем меньшее ускорение оно приобретает под действием пост. силы) и наз.
инерциальной или и н е р т н о й М.
В теории гравитации Ньютона М. выступает как источник поля тяготения. Каждое тело создаёт поле
тяготения, пропорц. М. тела, и испытывает воздействие поля тяготения, создаваемого др. телами,
сила к-рого также пропорц. М. Это поле вызывает притяжение тел с силой, определяемой законом
тяготения Ньютона:
392
где r — расстояние между центрами масс тел, G — универсальная гравитационная постоянная,
а m1 и m2 — М. притягивающихся тел. Из ф-лы (3) можно получить зависимость между М. тела
m и его весом Р в поле тяготения Земли:
P=mg, (4)
где g=GM/r2 — ускорение свободного падения (М — М. Земли, rR, где R — радиус Земли). М.,
определяемая соотношениями (3) и (4), наз. г р а в и т а ц и о н н о й.
В принципе ниоткуда не следует, что М., создающая поле тяготения, определяет и инерцию того же
тела. Однако опыт показал, что инертная и гравитац. М. пропорц. друг другу (а при обычном выборе
ед. измерения численно равны). Этот фундам. закон природы наз. принципом эквивалентности.
Экспериментально принцип эквивалентности установлен с очень большой точностью — до 10-12
(1971). Первоначально М. рассматривалась (напр., Ньютоном) как мера кол-ва в-ва. Такое
определение имеет вполне определ. смысл только для однородных тел, подчёркивает аддитивность
М. и позволяет ввести понятие плотности — М. ед. объёма тела. В классич. физике считалось, что М.
тела не изменяется ни в каких процессах [закон сохранения М. (в-ва)].
Понятие «М.» приобрело более глубокий смысл в спец. теории относительности А. Эйнштейна (см.
Относительности теория), рассматривающей движение тел (или ч-ц) с очень большими скоростями
— сравнимыми со скоростью света с3•1010 см/с. В новой механике, наз. релятивистской, связь
между импульсом и скоростью ч-цы даётся соотношением:
[при малых скоростях (v << с) это соотношение переходит в соотношение (1)]. Величину m0
называют массой покоя, а массу m движущейся ч-цы определяют как зависящий от скорости коэфф.
пропорциональности между р и v.
т. е. М. ч-цы (тела) растёт с увеличением её скорости. В релятив. механике определения М. из ур-ний
(1) и (2) неэквивалентны, т, к. ускорение перестаёт быть параллельным вызвавшей его силе и М.
получается зависящий от направления скорости ч-цы. Согласно теории относительности, М. ч-цы
связана с её энергией ξ соотношением:
М. покоя m0 определяет внутр. энергию ч-цы — т. н. энергию покоя ξ0=m0c2. Т.о., с М. всегда
связана энергия (и наоборот), поэтому в релятив. механике не существуют по отдельности законы
сохранения М. и энергии — они слиты в единый закон сохранения полной (т. е. включающей
энергию покоя ч-ц) энергии. Приближённое их разделение возможно лишь в классич. физике, когда v
<<c и не происходит превращения ч-ц. При соединении ч-ц друг с другом с образованием
устойчивого связ. состояния выделяется избыток энергии (равный энергии связи) ξ, к-рому
соответствует М. m=ξ/с2. Поэтому М. составной ч-цы меньше суммы М. образующих её ч-ц на
величину ξ/с2 (т. н. дефект масс). Это явление особенно заметно в ядерных реакциях.
Единицей М. в системе единиц СГС служит грамм, а в СИ — килограмм. М. атомов и молекул
обычно измеряется в атомных единицах массы. М. элем. ч-ц принято выражать либо в ед. М. эл-на
(mе), либо в энергетич. единицах (указывается энергия покоя соответствующей ч-цы). Так, М. эл-на
(me) составляет 0,511 МэВ, М. протона — 1836,1 mе, или 938,2 МэВ, и т. д. Природа М.— одна из
важнейших ещё не решённых задач физики. Принято считать, что М. элем ч-цы определяется
полями, к-рые с ней связаны (эл.-магн., ядерным и др.). Однако количеств. теория М. ещё не создана.
Не существует также теории, объясняющей, почему М. элем. ч-ц образуют дискр. спектр значений, и
тем более позволяющей определить этот спектр.
• Джеммер М., Понятие массы в классической и современной физике, пер. с англ., М., 1967; X а й к и
н С. Э., Физические основы механики, 2 изд., М., 1971.
Я. А. Смородинский.
МАССА ПОКОЯ частицы, масса ч-цы в системе отсчёта, в к-рой она покоится; одна из осн.
характеристик элем. ч-цы, обычно наз. просто её массой. См. также Относительности теория.
МАСС-АНАЛИЗАТОР, устройство для пространств. или временного разделения ионов с разл.
значениями отношения массы к заряду. Один из осн. элементов масс-спектрометра.
МАССОВАЯ СИЛА, то же, что объёмная сила.
МАССОВОЕ ЧИСЛО, суммарное число нуклонов (нейтронов и протонов) в ат. ядре. Различно для
изотопов одного хим. элемента.
МАСС-СЕПАРАТОР, прибор для измерения массовых чисел А нуклидов, образующихся в яд.
реакциях на ускорителях или в яд. реакторах. При изучении радиоактивных долгоживущих нуклидов
(период полураспада > 1 мин) в кач-ве М.-с. используют статич. масс-спектрометры со спец.
конструкцией ионного источника, позволяющей быстро помещать образец в источник ионов или
облучать его непосредственно в масс-спектрометре. Для определения А короткоживущих нуклидов
используются М.-с. с торможением ионов в камере, наполненной газом и помещённой в поперечное
магн. поле. При определ. условиях изменение заряда иона (при торможении ядра «обрастают» элнами) компенсируется изменением его скорости, и радиус траектории определяется лишь массой
иона. Разрешающая способность газонаполненных М.-с. ~ 100, мин. время анализа
~10-3 c.
И. О. Лейпунский.
МАСС-СПЕКТРОМЕТР, прибор для разделения ионизов. молекул и атомов по их массам,
основанный на воздействии магн. и электрич. полей на пучки ионов, летящих в вакууме. В М.-с.
регистрация ионов осуществляется электрич. методами, в м а с с - с п е к т р о г р а ф а х — по
потемнению фоточувствит. слоя.
М.-с. (рис. 1) обычно содержит устройство для подготовки исследуемого в-ва 1, ионный источник 2,
где это в-во частично ионизуется и происходит формирование ионного пучка, масс-анализатор 3, в кром происходит разделение ионов по массам, точнее, обычно по величине отношения массы m иона к
его заряду е, приёмник ионов 4, где ионный ток преобразуется в электрич. сигнал, к-рый усиливается
Рис. 1. Блок-схема масс-спектрометра (пунктиром обведена вакуумируемая
часть прибора).
393
(усилитель 5) и регистрируется. В регистрирующее устройство 6, помимо информации о кол-ве
ионов (ионный ток), из анализатора поступает также информация о массе ионов. М.- с. содержит
системы электрич. питания 8 и устройства 9, создающие и поддерживающие высокий вакуум в
ионном источнике и анализаторе. Иногда М.-с. соединяют с ЭВМ.
При любом способе регистрации ионов спектр масс в конечном счёте представляет собой
зависимость ионного тока I от m. Напр., в масс-спектре свинца (рис. 2) каждый из пиков
Рис. 2. Масс-спектр свинца, образующегося при распаде тория; m50% — ширина пика на полувысоте, m10% — на уровне 1/10 от макс. интенсивности.
ионного тока соответствует однозарядным ионам изотопов свинца. Высота каждого пика пропорц.
содержанию изотопа в свинце. Отношение массы иона к ширине пика 8т (в атомных единицах
массы) наз. разрешающей способностью R М.-с.: R=m/m. Т. к. m на разных уровнях относительно
интенсивности ионного тока различна, то R также различна. Напр., в области пика изотопа 208Pb (рис.
2) на уровне 10% относительно вершины пика R = 230, а на полувысоте R=380. Для полной хар-ки
разрешающей способности прибора необходимо знать форму ионного пика, к-рая зависит от мн.
факторов. Иногда разрешающей способностью наз. значение той наибольшей массы, при к-рой два
пика, отличающиеся по массе на единицу, разрешаются' до заданного уровня. Т. к. для мн. типов М.с. R не зависит от отношения m/e, то оба приведённых определения R совпадают. Считается, что М.с. с R до 102 имеет низкую разрешающую способность, с R ~ 102 —103 — среднюю. с R ~103—104 —
высокую, с R~104—105 — очень высокую.
Если в-во вводится в ионный источник в виде газа, то чувствительностью М.-с. наз. отношение тока,
создаваемого ионами данной массы заданного в-ва. к парциальному давлению этого в-ва в ионном
источнике. Эта величина в М.-с. разных типов лежит в диапазоне 10-6—10-3 А/мм рт. ст. Относит,
чувствительностью наз. мин. содержание в-ва, к-рое ещё может быть обнаружено в смеси с помощью
М.-с. Для разных М.-с., смесей и в-в
она лежит в диапазоне 10-3—10-7%. За абс. чувствительность иногда принимают мин. кол-во в-ва в
граммах, к-рое необходимо ввести в М.-с. для обнаружения этого в-ва.
Масс-анализаторы. По типу анализаторов различают статич. и динамич. М.-с. В статич. массанализаторах для разделения ионов используются электрич. и магн. поля, постоянные или
практически не изменяющиеся за время пролёта иона через прибор. Ионы с разл. значениями m/e
движутся в анализаторе по разным траекториям (см. Электронная и ионная оптика). В массспектрографах пучки ионов с разными величинами m/e фокусируются в разных местах
фотопластинки, образуя после проявления следы в виде полосок (входное и выходное отверстия
ионного источника обычно имеют форму прямоуг. щелей). В статич. М.-с. пучок ионов с заданными
m/e фокусируется на щель приёмника ионов. При плавном изменении магн. или электрич. поля в
приёмную щель последовательно попадают пучки ионов с разными m/e. При непрерывной записи
ионного тока получается график с ионными пиками — масс-спектр (в масс-спектрографе используются микрофотометры).
В наиболее распространённом статич. масс-анализаторе с однородным магн. полем (рис. 3) ионы,
образованные в ионном источнике, выходят из щели шириной S1 в виде расходящегося пучка, к-рый
в магн. поле разделяется на пучки ионов с разными m/e (mа/e, mb/e, mс/e),
Рис. 3. Схема статич. масс-анализатора с однородным магн. полем: S1 и S2
— щели источника и приёмника ионов; ОАВ — область однородного магн. поля
H, перпендикулярного плоскости рисунка; тонкие сплошные линии — границы
пучков ионов с разными m/e; r — радиус центр. траектории ионов.
причём пучок ионов с массой mb фокусируется на щель шириной S2 приёмника ионов. Величина mb/e
определяется выражением:
где mb — масса иона, е — его заряд (в ед. алементарного электрического заряда), r — радиус центр.
траектории ионов (в см), Н — напряжённость магн. поля (в Э), V — ускоряющий потенциал (в В).
Развёртка масс-спектра производится изменением Н или V. Первый метод предпочтительнее, т. к. в
этом случае по ходу развёртки не изменяются условия вытягивания ионов из источника.
Разрешающая способность статич-М.-с. определяется из соотношения:
где 1 — реальная ширина пучка в месте, где он попадает в щель приёмника S2 Если бы фокусировка
ионов была идеальной, то в случае X1=X2 (рис. 3) 1 была бы в точности равна S1. В
действительности 1>S1, что уменьшает разрешающую способность М.-с. Одна из причин уширения
пучка — неизбежный разброс по кинетич. энергии у ионов, вылетающих из ионного источника (см.
ниже). Другие причины — рассеяние ионов в анализаторе из-за столкновения с молекулами
остаточного газа, а также электростатич. «расталкивание» ионов в пучке. Для ослабления влияния
этих факторов применяют т. н. «наклонное вхождение» пучка в анализатор и криволинейные
границы магн. поля. В нек-рых М.-с. используют неоднородные магн. поля, а также ионные призмы
(см. Электронные призмы). Для уменьшения рассеяния ионов стремятся к созданию в анализаторе
высокого вакуума (р:10-8 мм рт. ст.). Для ослабления влияния разброса по энергиям применяют М .с. с двойной фокусировкой, к-рые фокусируют на щель S2 ионы с одинаковыми m/e, вылетающие не
только по разным
Рис. 4. Схема масс-анализатора с двойной фокусировкой. Пучок ускоренных
ионов, вышедших из щели S1 источника ионов, проходит через электрич. поле
цилиндрич. конденсатора, к-рый отклоняет ионы на 90°, затем через магн.
поле, отклоняющее ионы ещё на 60°, и фокусируется в щель S2 приёмника
коллектора ионов.
направлениям, но и с разными энергиями. Для этого ионный пучок пропускают через магнитное и
отклоняющее электрич. поле спец. формы (рис. 4). Сделать S1 и S2 меньше неск. мкм технически
трудно. Кроме того, это привело бы к очень малым ионным токам. Поэтому для получения R ~ 103—
104 используют большие r, т. е. длинные ионные траектории (до неск. м).
В динамич. масс-анализаторах для разделения ионов с разными m/e используют, как правило, разные
времена пролёта ионами определ. расстояния и воздействие на ионы импульсных или
радиочастотных электрич. полей с периодом, меньшим или равным времени пролёта ионов через
анализатор. Существует более 10 типов динамич. масс-анализаторов: время-пролётный,
радиочастотный,
394
квадрупольный, фарвитрон, омегатрон, магниторезонансный, циклотронно-резонансный и др.
Во в р е м я - п р о л ё т н о м м а с с-а н а л и з а т о р е (рис. 5) ионы образуются в ионном
источнике и очень коротким электрич. импульсом «впрыскиваются» в виде «ионного пакета» через
сетку .1 в анализатор 2, представляющий собой эквипотенциальное пр-во. В процессе дрейфа к
коллектору 3 исходный пакет «расслаивается» на неск. пакетов, каждый из к-рых состоит из ионов с
одинаковыми m/e.
Рис. 5. Схема время-пролётного масс-анализатора. Пакет ионов с массами m1
и m2 (чёрные и белые кружки) движется в дрейфовом пр-ве анализатора так,
что тяжёлые ионы (m1) отстают от лёгких (m2).
Расслоение обусловлено тем, что в исходном пакете энергии всех ионов одинаковы, а их скорости и,
следовательно, времена пролёта t через анализатор длиной L обратно пропорц. m :
t=L(m/2eV). (3)
Последовательность ионных пакетов, приходящих на коллектор, образует масс-спектр, к-рый
регистрируется. Разрешающая способность R ~ 103. В радиочастотном масс-анализаторе (рис. 6)
ионы
Рис. 6. Схема радиочастотного масс-анализатора. Ионы с определ.
скоростью и, следовательно, определ. массой, внутри каскада .ускоряясь
ВЧ полем, получают прирост кинетич. энергии, достаточный для преодоления
тормозящего поля и попадания на коллектор.
приобретают в ионном источнике энергию eV и проходят через систему последовательно
расположенных сеточных каскадов. Каждый каскад представляет собой три плоскопараллельные
сетки 1,2, 3, расположенные на
равном расстоянии друг от друга. ср. сетке относительно двух крайних приложено ВЧ электрич.
поле Uвч. При фиксированных частоте этого поля и энергии ионов eV только ионы с определённым
m/e имеют такую скорость v, что, двигаясь между сетками 1 и 2 в полупериоде, когда поле между
ними явл. ускоряющим для ионов, они пересекают сетку 2 в момент смены знака поля и проходят
между сетками 2 и 3 также в ускоряющем поле. Т. о., они получают макс. прирост энергии и
попадают на коллектор. Ионы др. масс, проходя эти каскады, либо тормозятся полем, т. е. теряют
энергию, либо получают недостаточный прирост энергии и отбрасываются в конце пути от коллектора высоким тормозящим потенциалом {U3. В результате на коллектор попадают только ионы с
определённым m/e. Масса таких ионов определяется из соотношения:
m=а(V/s22), (4)
где а — постоянная прибора, s — расстояние между сетками. Перестройка анализатора на
регистрацию ионов др. масс осуществляется изменением либо нач. энергии ионов, либо частоты
ВЧ поля.
В к в а д р у п о л ь н о м м а с с - а н а л и з а т о р е, или ф и л ь т р е м а с с, разделение ионов
осуществляется в поперечном электрич. поле с гиперболич. распределением потенциала. Поле
создаётся квадрупольным конденсатором, между парами стержней к-рого приложены постоянное и
ВЧ напряжения (рис. 7). Пучок ионов вводится в вакуумную камеру анализатора вдоль оси
квадруполя через отверстие 1. При фиксиров. значениях частоты и амплитуды перем. напряжения
U0 только у ионов с определ. значением m/e амплитуда колебаний в направлении, поперечном оси
анализатора, не превышает рас-
стояния между стержнями. Такие ионы за счёт нач. скорости проходят через анализатор, и, выходя из
него через отверстие 2, регистрируются, попадая на коллектор ионов. Сквозь квадруполь проходят
ионы, масса к-рых удовлетворяет условию:
m=aU0/2, (5)
где а — постоянная прибора. Амплитуда колебаний ионов др. масс нарастает по мере их движения в
анализаторе так, что эти ионы достигают стержней и нейтрализуются. Перестройка на регистрацию
ионов др. масс осуществляется изменением амплитуды U0 или частоты перем. составляющей
напряжения. Разрешающая способность R ~ 103.
В ф а р в и т р о н е ионы образуются непосредственно в самом анализаторе при соударениях
молекул с эл-нами, летящими с катода, и совершают колебания вдоль оси прибора между
электродами 1 и 2 (рис. 8) с частотой . Колебания обусловлены
Рис. 8. Схема фарвитрона.
распределением потенциала между электродами. При совпадении частоты этих колебаний с
частотой перем. напряжения Uвч, подаваемого на сетку, ионы приобретают дополнит. энергию,
преодолевают потенциальный барьер и попадают на коллектор. Условие резонанса имеет вид:
=a(U0/m), (6) где а — постоянная прибора.
В динамич. М.-с. с поперечным (относительно траектории ионов) магн. полем разделение ионов по
массам основано на совпадении циклотронной частоты иона с частотой перем. напряжения,
приложенного к электродам анализатора.
Рис,
9.
Схема
анализатора омегатрона.
Так, в о м е г а т р о н е (рис. 9) под действием приложенных высокочастотного электрич. поля Е и
перпендикулярного ему пост. магн. поля Н ионы движутся по дугам окружности. Ионы, циклотрон395
ная частота к-рых совпадает с частотой поля E, движутся по спирали и достигают коллектора.
Масса этих ионов удовлетворяет соотношению:
m=аH/ , (7)
где а — постоянная прибора.
В м а г н и т о р е з о н а н с н о м масс-анализаторе (рис. 10) используется постоянство времени
облёта ионами данной массы круговой траектории. Из ионного источника
Рис. 10. Схема магниторезонаненого масс-анализатора (магн. поле H
перпендикулярно плоскости рисунка).
1 близкие по массе ионы (область траекторий к-рых заштрихована), двигаясь в однородном магн.
поле, попадают в модулятор 2, где формируется тонкий пакет ионов, к-рые за счёт полученного в
модуляторе ускорения начинают двигаться по орбите II. Разделение по массам осуществляется в
результате ускорения «резонансных» ионов, циклотронная частота ц к-рых равна частоте поля
модулятора или =nц (n — целое число). Такие ионы в течение неск. оборотов ускоряются
модулятором и, двигаясь по раскручивающейся спирали, попадают на коллектор 3. Масса ионов
обратно пропорц. со, R 2,5•104.
Рис.
11.
Циклотронно-резонансный
масс-анализатор.
В ц и к л о т р о н н о - р е з о н а н с н о м М.-с. (рис. 11) происходит резонансное поглощение
ионами эл.-магн. энергии при совпадении циклотронной частоты ионов с частотой перем. электрич.
поля в анализаторе. ВЧ электрич. поле в области анализатора позволяет идентифицировать ионы с
данной величиной m/e по резонансному поглощению энергии ионами при совпадении частоты поля и
циклотронной частоты ионов. Ионы движутся по циклоидам в однородном магн. поле Н с
циклотронной частотой орбит. движения
=eH/mc (8)
и попадают на коллектор. Разрешающая способность R 2•103.
Разрешающая способность динамич. масс-анализаторов определяется сложной совокупностью
факторов. Помимо влияния объёмного заряда и рассеяния ионов в анализаторе для время-пролётного
М.-с. важную роль играет отношение времени, за к-рое ионы пролетают расстояние, равное ширине
ионного пакета, к общему времени пролёта ионами пр-ва дрейфа; для квадрупольного М.-с.
существенно число колебаний ионов в анализаторе и соотношение пост. и перем. составляющих
электрич. полей; для омегатрона — число оборотов, к-рое совершает ион в анализаторе, прежде чем
попадает на коллектор ионов, и т. д.
Для М.-с. с очень высокой разрешающей способностью, а также для лаб. приборов, от к-рых
требуется сочетание высокой разрешающей способности с большой чувствительностью, широким
диапазоном измеряемых масс и воспроизводимостью результатов измерений, применяются статич.
масс-анализаторы.
Динамич. М.-с. используются: время-пролётные М.-с.— для регистрации процессов длительностью
от 102 до 10-3 с, радиочастотные М.-с. (малые масса, габариты и потребляемая мощность) — в косм.
исследованиях, квадрупольные М.-с. (высокая чувствительность) — при работе с мол. пучками (см.
Молекулярные и атомные пучки), магниторезонансные М.-с.— для измерения очень больших
изотопных отношений, циклотронно-резонансные М.-с.— для изучения ионно-мол. реакций.
Ионные источники. В М.-с. используются разл. способы ионизации:
1) ионизация электронным ударом,
2) фотоионизация, 3) ионизация в сильном электрич. поле (полевая ионная эмиссия), 4) ионизация
ионным ударом (ионно-ионная эмиссия), 5) поверхностная ионизация, 6) искровой разряд (в а к у у м
н а я и с к р а), 7) ионизация под действием лазерного излучения или электронных, ионных и
атомных пучков. В масс-спектроскопии наиб. часто используются: способ 1 — при анализе газов и
легко испаряемых тв. в-в; 2 — для анализа состава поверхности тв. тел; 3 — для ионизации газов и
органич. соединений, наносимых на поверхность электрода (д е с о р б ц и я п о л е м); 5, 6, 7 — для
анализа трудно испаряемых тв. в-в (одновременно испарение и ионизация); 6 — при анализе
сложных органич. соединений, а также при изотопном анализе в-в с низкими энергиями ионизации.
Способ 7 благодаря большому энергетич. разбросу ионов обычно требует анализаторов с двойной
фокусировкой. Ионизация молекул без
значит. диссоциации (мягкая ионизация) осуществляется с помощью эл-нов, энергия к-рых лишь на
1—3 эВ превосходит энергию ионизации молекул, а также с использованием способов 2, 3, 4.
Регистрация ионных токов. Величины ионных токов, создаваемых в М.-с., определяют требования к
их усилению и регистрации. Ионные токи при ионизации электронным ударом (при энергии эл-нов
40—100 эВ и ширине щели источника S1 в неск. десятков мкм) ~10-10—10-9 А. Для др. способов
ионизации они обычно меньше. Получаемые при мягкой ионизации токи обычно ~10 -12 —10-14 А.
Чувствительность применяемых в М.-с. усилителей ~10-15—10-16 А при постоянной времени от 0,1 до
10 с. Дальнейшее повышение чувствительности или быстродействия М.-с. достигается применением
электронных умножителей, повышающих чувствительность до 10-18—10-19, а также систем,
позволяющих регистрировать отд. ионы.
Такая же чувствительность достигается в масс-спектрографах за счёт длит. экспозиции. Однако из-за
малой точности измерения ионных токов и громоздкости устройств введения фотопластинок в
вакуумную камеру анализатора фоторегистрация масс-спектров сохранила определ. значение лишь
при очень точных измерениях масс, а также в тех случаях, когда необходимо одновременно
регистрировать весь масс-спектр (из-за нестабильности источника ионов, напр. при элем. анализе в
случае ионизации вакуумной искрой).
• А с т о н Ф., Масс-спектры и изотопы, пер. с англ., М., 1948; Р а ф а л ь с о н А. Э., Шерешевский А.
М., Масс-спектрометрические приборы, М., 1968; Д ж е й р а м Р., Macс-спектрометрия. Теория и
приложения, пер. с англ., М., 1969; С л о б о д е н ю к Г. И., Квадрупольные масс-спектрометры, М.,
1974.
В. Л. Тальрозе.
МАСС-СПЕКТРОСКОПИЯ
(масс-спектрометрия,
масс-спектральный
анализ),
метод
исследования в-ва путём определения масс атомов и молекул, входящих в его состав, и их кол-в.
Совокупность значений масс и их относит. содержаний наз. м а с с - с п е к т р о м (рис.). В М.-с. используется разделение в вакууме ионов с разными отношениями массы m к заряду е под
воздействием электрич. и магн. полей (см. Масс-спектрометр). Поэтому исследуемое в-во прежде
всего подвергается ионизации (если оно не ионизовано, напр. в электрич. разряде или в ионосферах
планет). В случае жидких и тв. в-в их либо предварительно испаряют, а затем ионизуют, либо же
применяют поверхностную ионизацию. Чаще исследуют положит. ионы.
Первые масс-спектры были получены в Великобритании Дж. Дж. Томсоном (1910), а затем Ф.
Астоном (1919). Они привели к открытию стабильных изотопов. Вначале М.-с. применялась преим.
для определения изотопного
396
Рис. Macс-спектрограмма (а), полученная на масс-спектрографе с двойной
фокусировкой, и фотометрич. кривая этой спектрограммы (б) в области
массового числа 20.
состава элементов и точного измерения ат. масс. М.-с. до сих пор — один из осн. методов получения
информации о массах ядер и атомов. Вариации пзотопного состава элементов могут быть
определены с относит. погрешностью 10-2 %, а массы ядер с относит. погрешностью 10-5 % для
лёгких и 10-4 % для тяжёлых элементов. Высокая точность и чувствительность М.-с. как метода
изотопного анализа привели к её применению и в р. областях, где существенно знание изотопного
состава элементов, прежде всего в яд. энергетике. В геологии и геохимии масс-спектральное
измерение изотопного состава ряда элементов Pb, Ar и др.) лежит в основе методов определения
возраста горных пород и рудных образований. М.-с. широко используется в химии для элементного и
структурного мол. анализа. В физико-хим. исследованиях М.-с. применяется при исследованиях
процессов ионизации, возбуждения ч-ц и др. задач физ. и хим. кинетики; для определения энергии
ионизации, теплоты испарения, энергии связи атомов в молекулах и т. п. С помощью М.-с.
проведены измерения нейтрального и ионного состава верхней атмосферы Земли, Венеры, Марса
(возможны аналогичные измерения состава атмосфер др. планет). М.-с. начинает применяться как
экспрессный метод газового анализа в медицине. Принципы М.-с. лежат в основе устройства наиб.
чувствит. течеискателей. Высокая абс. чувствительность метода М.-с. позволяет использовать то для
анализа очень небольшого кол-ва в-ва (~10-13 г).
• См. лит. при ст. Масс-спектрометр.
В. Л. Тальрозе.
МАССЫ ИЗБЫТОК, разность массы атома, выраженной в атомных единицах массы, и его
массового числа А .
М. и. может быть как положительным,
так и отрицательным.
• Кравцов В. А., Массы атомов и энергия связи ядер, М., 1965.
МАССЫ СОХРАНЕНИЯ ЗАКОН, см. Мacca и Сохранения законы.
МАСШТАБ ИЗОБРАЖЕНИЯ, отношение линейного размера изображения к линейному размеру
предмета. Служит хар-кой проекционных систем и определяется их увеличением. Выбор М. и.
диктуется размерами изображаемого объекта: у телескопа, фотоаппарата, глаза М. и. меньше единицы (у телескопа М. и. практически равен нулю), а у микроскопа, кино- и диапроекторов,
фотоувеличителей, ионных проекторов и электронных микроскопов больше единицы. Если
изображение получается с помощью неск. последоват. проекций, его М. и. определяется
произведением М. и. каждой проекции в отдельности.
А. П. Гагарин.
МАСШТАБНАЯ ИНВАРИАНТНОСТЬ (скейлинг), свойство неизменности ур-ний, описывающих
к.-л. физ. процесс или явление, при одновременном изменении всех расстояний и отрезков времени в
одно и то же число раз. (В квант. теории этому соответствует инвариантность относительно
изменения импульса и энергии в одно и то же число раз.) Для этого необходимо, чтобы как в урниях, так и в граничных условиях отсутствовали параметры, имеющие размерность длины или
массы. На расстояниях, сравнимых с размерами атома, М. и. отсутствует (хотя она наблюдается для
нек-рого класса макроскопич. физ. явлений, напр. в гидродинамике), но на расстояниях много
меньших размеров адронов (~10-13 см) в сильном вз-ствии не обнаруживаются к.-л. параметры
размерности длины и св-во М. и. кажется вполне возможным. В применении к процессам с реальными ч-цами, энергия ξ и импульс р к-рых связаны соотношением ξ2= m2c4+p2c2 (где m — масса покоя чцы), наличие размерного параметра та препятствует непосредств. проявлению М. и. Однако
экспериментально установлено, что в нек-рых случаях зависимость сечений процессов при высоких
энергиях (ξ>> mс2) от массы оказывается слабой и М. и. приближённо выполняется. Наиб. известные
из таких процессов следующие.
а) Глубоко неупругое лептон-адронное рассеяние, напр. e+hе'+Х (где е, е' — начальный и
конечный эл-н, h — начальный адрон, X — совокупность нерегистрируемых конечных адронов),
безразмерные формфакторы к-рого вместо зависимости от двух импульсных переменных [квадрата
переданного четырёхмерного импульса (4-импульса) q2=(ре-pе')2 и квадрата энергии системы X (в
системе её центра инерции), M2Xс4= (pе-pe'+ph)3c2, где ре, ре', рh — 4-импульсы соответственно эл-на е,
е' и адрона h] в области |q2|>>1 (ГэВ/с)2 зависят только от их безразмерного отношения q2/M2Xc2 (т. н.
скейлинг Бьёркена, названный по имени амер. физика Дж. Бьёркена; см. Партоны).
Более точные измерения показывают, что эта М. и. справедлива лишь для не слишком большого
интервала передач импульса. Отклонение от скейлинга в этом случае, как предполагают, связано с
процессами вз-ствия кварков и глюонов, согласно законам квантовой хромодинамики.
б) Инклюзивные адронные процессы а+bc+Х, инвариантное сечение к-рого вместо зависимости от
продольных по отношению к оси соударения компонент трёхмерных импульсов ра и рLс адронов а и с
(в системе центра инерции) в области pа>pLс>> 1 ГэВ/с и малых поперечных импульсов, рTс << 1
ГэВ/с, зависит только от их отношения (т. н. скейлинг Фейнмана, названный по имени амер. физика
Р. Фейнмана). Эта М. и. также оказывается нарушенной для ч-ц, рождающихся с относительно малой
энергией в системе центра инерции (т. н. область нионизации.
А. В. Ефремов.
МАТЕМАТИЧЕСКИЙ МАЯТНИК, см. Маятник.
МАТЕРИАЛЬНАЯ ТОЧКА, понятие, вводимое в механике для обозначения объекта, к-рый
рассматривается как точка, имеющая массу. Положение М. т. в пр-ве определяется как положение
геом. точки, что существенно упрощает решение задач механики. Практически тело можно считать
М. т. в случаях, когда оно движется поступательно или когда вращат. часть его движения можно в
условиях рассматриваемой задачи не учитывать (напр., при изучении движения Земли вокруг
Солнца). При движении любой механич. системы (в частности, тв. тела) её центр масс (центр
тяжести) движется так же, как двигалась бы М. т. с массой, равной массе всей системы, под
действием всех внеш. сил, приложенных к системе.
МАТОВАЯ ПОВЕРХНОСТЬ, поверхность с микроскопич. неровностями, размеры к-рых близки к
длинам волн видимого света (380—760 нм, или 3800—7600 Å). При падении света на М. п. он
отражается от неё д и ф ф у з н о, т. е. рассеивается во все стороны (от гладкой поверхности — правильно, или зеркально; см. Отражение света). При этом в широком интервале углов падения света
(исключая углы, соответствующие правильным отражению и преломлению, а также большие углы,
>60—70°) приближённо выполняется Ламберта закон.
МАТРИЦА ПЛОТНОСТИ (статистический оператор), оператор, при помощи к-рого можно
вычислить ср. значение любой физ. величины в квант. статистич. механике и, в частном случае, в
квант. механике. Термин «М. п.» связан с тем, что статистич. оператор задаётся обычно в виде
матрицы mn,
397
строки и столбцы к-рой нумеруются индексами mn, отвечающими полному набору квант. чисел,
описывающих состояние системы, а её диагональные элементы mn определяют вероятности
соответствующих состояний.
М. п. в квант. статистич. механике играет такую же роль, как ф-ция распределения в классич.
статистич. механике.
В квант. механике состояние системы описывается волн. ф-цией (x), соответствующей максимально
полному набору данных о системе; такое состояние наз. ч и с т ы м с о с т о я н и е м. Ср. значение
любой физ. величины Ã, представляемой оператором Â , в состоянии, описываемом волн. ф-цией
(х), равно: Ã=∫*(x)Â(x)dx, где интегрирование проводится по координатам всех ч-ц (для ч-ц со
спином проводится, кроме того, суммирование по возможным значениям спина; * — величина,
комплексно сопряжённая ). Вся квант. механика, за исключением нек-рых вопросов теории
измерений, имеет дело с чистыми состояниями. В квант. статистич. механике состояние системы
нельзя описать волн. ф-цией из-за отсутствия полной (максимально возможной) информации о
квант.-механич. системе. Состояние, не основанное на полном (в смысле квант. механики) наборе
данных о системе, в отличие от чистого наз. смешанным состоянием, или смесью состояний; такое
состояние описывается М. п. mn. Ср. значение любой физ. величины A , к-рой соответствует
оператор Â, а в представлении квант. чисел m и n соответствует матрица Аnm, равно:
Ã=m,n mnАnm. Это усреднение включает как усреднение, связанное с вероятностным хар-ром квант.
описания, так и статистич. усреднение, обусловленное неполнотой сведений о рассматриваемой
системе, но эти операции не могут быть отделены друг от друга.
В частном случае М. п. может зависеть от координат ч-ц: (х, х'), где х означает совокупность
координат ч-ц x1, x2, ..., xN, а х' —совокупность x'1, х'2, ..., x'N (N — число ч-ц в системе), т. е.
координаты ч-ц играют роль матричных индексов М. п. В координатном представлении М. п. связана
с mn соотношением (х, х') =m,n *n(x')m(x). В этом представлении диагональные элементы М. п.
(х, х) определяют плотность вероятности в состоянии х. Для ч-ц со спином надо учитывать, кроме xi,
также спиновые переменные. В Бозе — Эйнштейна статистике М.п. симметрична относительно
перестановок х1, х2,..., xN (или штрихованных переменных). Для ч-ц со спином вместе с координатами
следует переставлять и спины.
В Ферми — Дирака статистике М.п. антисимметрична.
В теории физ. измерений применение М. п. связано с тем, что квант. система, находящаяся до
измерения в чистом состоянии, после измерения (в результате вз-ствия с измерит. прибором) будет
находиться уже в смешанном состоянии.
М. п. удовлетворяет квант. ур-нию Лиувилля (или уравнению Неймана), к-рое определяет закон
эволюции М. п. во времени и служит основой для неравновесной статистич. механики. Это ур-ние
позволяет вычислить реакцию статистич. системы, находящейся в статистич. равновесии, на внешние
возмущения (напр., на включение электрич. или магн. поля), а также построить статистич. операторы
для систем, находящихся в неравновесном состоянии, когда имеются потоки частиц, энергии или импульса.
• X и л л Т., Статистическая механика, пер. с англ., М., 1960, §9; Ландау Л. Д., Л и ф ш и ц Е. М.,
Статистическая физика, 3 изд., ч. 1, М., 1976, §5; Боголюбов Н. Н., Лекции по квантовой статистике,
в его кн.: Избр. труды, т. 2, К., 1970, раздел 1, § 1; 3 у б а р е в Д. Н., Неравновесная статистическая
термодинамика, М., 1971, § 7.
Д. Н. Зубарев.
МАТРИЦА РАССЕЯНИЯ (S-матрица),
совокупность величин (матрица), описывающая процесс перехода квантовомеханич. систем из одних
состояний в другие при их вз-ствии (рассеянии). Понятие «М. р.» введено нем. физиком В.
Гейзенбергом в 1943.
При вз-ствии система переходит из одного квант. состояния, начального (его можно отнести к
моменту времени t=-), в другое, конечное (t=+). Если обозначить набор всех квант. чисел,
характеризующих нач. состояние, через i, а конечное — через f, то амплитуда перехода (амплитуда
процесса), квадрат модуля к-рой определяет вероятность данного процесса, может быть записана как
Sfi. Совокупность амплитуд процессов образует таблицу с двумя входами (i — номер строки, f —
номер столбца), к-рая и наз. М. р. S. Каждая амплитуда явл. элементом этой матрицы (матричным
элементом). Наборы квант. чисел i, f могут содержать как непрерывные величины (энергию, угол
рассеяния и др.), так и дискретные (орбитальное квант. число, спин, изотопический спин, массу и т.
д.). В простейшем случае системы двух бесспиновых ч-ц в нерелятив. квант. механике состояние
определяется относит. импульсом ч-ц р; тогда амплитуда процесса — амплитуда рассеяния явл. фцией двух переменных — энергии ξ и угла рассеяния , Sfi=F(ξ, ). В общем случае М. р. содержит
элементы, отвечающие как упругому рассеянию, так и процессам превращения и рождения ч-ц.
Квадрат модуля матричного элемента |Sfi|2 определяет вероятность соответствующего процесса (или
его эффективное сечение).
Нахождение М. р.— осн. задача квант. механики и квант. теории поля. М. р. содержит всю
информацию о поведении системы, если известны не только численные значения, но и аналитич. свва её элементов; в частности, её полюсы определяют связанные состояния системы (а следовательно,
дискр. уровни энергии). Из осн. принципов квант. теории следует важнейшее св-во М. р.— её
унитарность. Оно выражается в виде соотношения SS+=1 [где S+ — матрица, эрмитово сопряжённая
S, т. е. (S+)fi= S*if, где знак * означает комплексное сопряжение], или
и отражает тот факт, что сумма вероятностей процессов по всем возможным каналам реакции должна
равняться единице. Соотношение унитарности позволяет устанавливать важные соотношения между
разл. процессами, а в нек-рых случаях даже полностью решить задачу. В релятив. квант. механике
существует направление, в к-ром М. р. считается первичной динамич. величиной; требования
унитарности и аналитичности М. р. должны служить при этом основой построения полной системы
ур-ний, определяющих матрицу S.
В. Б. Берестецкий.
МАХА КОНУС, конич. поверхность, ограничивающая в сверхзвуковом потоке газа область, в к-рой
сосредоточены звуковые волны (возмущения), исходящие из точечного источника возмущений А
(рис.).
Конус Маха, возникающий
звуковом потоке.
от
точечного
источника
возмущений
в
сверх-
В однородном сверхзвуковом потоке газа угол а между образующими М. к. и его осью наз. углом
Маха; он связан с Маха числом М соотношением sin =1/M.
МАХА ЧИСЛО [по имени австр. учёного Э. Маха (Е. Mach)] (M-число), характеристика течения газа
с большими скоростями, равная отношению скорости течения v к скорости звука а в той же точке
потока; М= v/a. Когда тело движется в газе, М. ч. равно отношению скорости тела к скорости звука в
этой среде. М. ч. служит одним из осн. подобия критериев в гидроаэромеханике и явл. мерой
влияния сжимаемости газа на его движение. При М <<1 газы можно считать несжимаемыми. В
воздухе сжимаемость необходимо учитывать при скоростях v>100 м/с, к-рым соответствует число
М>0,3. При М<1 течение наз. дозвуковым, при М=1 — звуковым, а при М>1 — сверхзвуковым
течением. В области течений с М>5 (т. н. гиперзвуковые течения) становятся существенными
физико-хим.
398
превращения в газе, сжимаемом в ударной волне или тормозящемся в пограничном слое.
МАХЕ (единица Махе) (махе, ME), устаревшая внесистемная единица концентрации радиоактивных
нуклидов. Была введена австр. физиком Г. Махе (Н. Mache). Иногда применяется в дозиметрии
минеральных вод, лечебных грязей и т. п.; в М. указывают концентрацию в воде или в воздухе
радона. 1 махе=3,64 эман=3,64•10-10кюри/л=13,47•103 Бк/м3.
МАЯТНИК, твёрдое тело, совершающее под действием приложенных сил колебания около
неподвижной точки или вокруг оси. Обычно под М. понимают тело, совершающее колебания под
действием силы тяжести; при этом ось М. не должна проходить через центр тяжести тела.
Простейший М. состоит из небольшого массивного груза С, подвешенного на нити (или лёгком
стержне) длиной l. Если считать нить нерастяжимой и пренебречь размерами груза по сравнению с
длиной нити, а массой нити по сравнению
Рис. 1. Маятники: а — круговой математический; б — физический.
с массой груза, то груз на нити можно рассматривать как материальную точку, находящуюся на
неизменном расстоянии l от точки подвеса О (рис. 1, а). Такой М. наз. м а т е м а т и ч е с к и м. Если
же колеблющееся тело нельзя рассматривать как материальную точку, то М. наз. ф и з и ч е с к и м.
Математический маятник. Если М., отклонённый от равновесного положения C0, отпустить без
нач. скорости или сообщить точке С скорость, направленную перпендикулярно ОС и лежащую в
плоскости нач. отклонения, то М. будет совершать колебания в одной вертикальной плоскости и
точка С будет двигаться по дуге окружности (плоский, или круговой математич. М.). В этом случае
положение М. определяется одной координатой, напр, углом отклонения от положения равновесия.
В общем случае колебания М. не являются гармоническими; их период Т зависит от амплитуды. Если
же отклонения М. малы, он совершает колебания, близкие к гармоническим, с периодом:
Т=2(l/g),
где g — ускорение свободного падения; в этом случае период Т не зависит от амплитуды, т. е.
колебания изохронны.
Если отклонённому М. сообщить нач. скорость, не лежащую в плоскости
начального отклонения, то точка С будет описывать на сфере радиуса l кривые, заключённые между
двумя параллелями z=z1 и z=z2 (рис. 2, а), где значения z1 и z2 зависят от нач. условий (сферический
М.). В частном случае, при z1=z2 (рис. 2, б) точка С будет описывать окружность в горизонтальной
плоскости (конический М.). Интерес представляет ещё циклоидальный маятник, колебания к-рого
изохронны при любой величине амплитуды.
Рис. 2. Маятники: а — сферический; б — конический.
Физический маятник. М. представляет собой тв. тело, совершающее под действием силы тяжести
колебания вокруг горизонтальной оси подвеса (рис. 1, б). Движение такого М. вполне аналогично
движению кругового математич. М. При малых углах отклонения М. также совершает колебания,
близкие к гармоническим, с периодом:
Т=2(I/Mgl),
где I — момент инерции М. относительно оси подвеса, l — расстояние от оси подвеса О до центра
тяжести С, М — масса М. Следовательно, период колебаний физ. М. совпадает с периодом колебаний
такого математич. М., к-рый имеет длину l0=I/Мl. Эта длина наз. приведённой длиной данного физ.
М.
Точка К на продолжении прямой ОС, находящаяся на расстоянии l0 от оси подвеса, наз. центром
качаний физ. М. При этом расстояние ОK=l0 всегда больше, чем ОС=l, Точка О оси подвеса М. и
центр качания обладают св-вом взаимности; если ось подвеса сделать проходящей через центр
качаний, то точка О прежней оси подвеса станет новым центром качаний и период колебаний М. не
изменится. Это св-во взаимности используется в оборотном маятнике для определения приведённой
длины l0; зная l0 и Т, можно найти значение g в данном месте.
Св-вами М. широко пользуются в разл. приборах: в часах, в приборах для определения ускорения
силы тяжести, ускорений движущихся тел, колебаний земной коры, в гироскопич. устройствах, в
приборах для эксперим. определения момента инерции тел и др. См. также Фуко маятник.
• Бухгольц Н. Н., Основной курс теоретической механики, 9 изд., ч. 1, 6 изд., ч. 2, М., 1972; Т а р г С.
М., Краткий курс теоретической механики, 9 изд., М., 1974, гл. 28; X а й к и н С. Э., Физические
основы механики, 2 изд., М., 1971, гл. 13.
С. М. Тарг.
МГД-ГЕНЕРАТОР, то же, что магнитогидродинамический генератор.
М — Д — П-СТРУКТУРА (структура металл — диэлектрик — полупроводник), конденсатор,
состоящий из пластины полупроводника, слоя диэлектрика и металлич. электрода. При зарядке
конденсатора электропроводность полупроводника изменяется вблизи границы раздела с диэлектриком вследствие изменения концентрации носителей заряда. На этом основана работа ряда приборов.
Рис. Схема МОП-транзистора.
Наиболее распространён кремниевый МОП-т р а н з и с т о р (металл — окисел металла —
полупроводник). На подложке Si р-типа (рис.) окислением создаётся тонкий диэлектрич. слой
двуокиси SiО2 (толщиной 1000 Å) и наносится металлич. электрод (з а т в о р). Под поверхностью
диэлектрика в Si р-типа создаются на нек-ром: расстоянии друг от друга две области с электронной
проводимостью, к к-рым подводятся металлич. контакты (исток и сток). Если к затвору приложить
положит. потенциал, то все эл-ны под ним в Si (р) притянутся к тонкому слою диэлектрика, создав
там проводящий инверсионный слой n-типа. В результате между стоком и истоком образуется канал,
по к-рому течёт ток. Подобная система эквивалентна вакуумному триоду (исток — катод, сток —
анод, затвор — сетка). Она может служить также элементом памяти. Для этого диэлектрик делается
двухслойным — тонкий слой SiО2 и нитрида кремния. Электрич. заряд, введённый в Si, можно (с
помощью нек-рых физ. процессов) перевести из Si в ловушки на границе окисел — нитрид. В этих
ловушках заряд сохраняется длительно после снятия напряжения между затвором и подложкой
(запоминание). Это состояние можно считывать по изменению свойств приповерхностной области
подложки. М — Д — П-с.— один из базовых элементов твердотельной электроники. Они служат
также для изучения поверхностных свойств полупроводников (вблизи его границы с диэлектриком).
• Мейндл Дж., Элементы микроэлектронных схем, «УФН», 1979, т. 127, в. 2; 3 и С. М., Физика
полупроводниковых приборов, М., 1973.
399
МЕГА... (от греч. megas — большой), приставка к наименованию единицы физ. величины для
образования наименования кратной единицы, равной 106 исходных единиц. Сокр. обозначение — М.
Пример: 1 МВт (мегаватт) = 106 Вт.
МЕДЛЕННЫЕ НЕЙТРОНЫ, нейтроны с кинетич. энергией менее 100 кэВ. См. Нейтронная
физика.
МЕЖАТОМНОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ, взаимодействие между атомами как свободными, так и
входящими в состав одной или разных молекул, кристаллов и т. д. М. в. может быть к о в а л е н т н ы
м, и о н н ы м, м е т а л л и ч е с к и м, типа в о д о р о д н о й с в я з и и в а н-д е р - в а а л ь с о в
ы м. Первые три типа М. в. явл. причиной образования химических связей в молекулах, атомных и
ионных кристаллах, металлах и сплавах; водородные связи могут образовываться внутри молекул и
между разными молекулами в случае, когда между двумя электроотрицат. атомами располагается
злектроположит. атом Н; ван-дер-ваальсовы М. в. обусловливают межмолекулярное взаимодействие,
а также ответственны за нек-рые св-ва молекул (напр., за существование разл. конформеров; см.
Изомерия молекул). Энергия ковалентного, ионного и металлич. М. в. ~102 кДж/моль, энергия
водородной связи ~10—50 кДж/молъ и энергия ван-дер-ваальсова М. в. ~0,1—1 кДж/моль.
Помимо указанной классификации, М. в. часто делят на валентные и невалентные. К валентным М. в.
относят ковалентные, ионные и металлические, а к невалентным — ван-дер-ваальсовы М. в. Вз-ствие
типа водородной связи считают либо слабым валентным, либо занимающим промежуточное
положение между валентным и невалентным М. в. Невалентное М. в. может включать не только
чисто ван-дер-ваальсово притяжение и отталкивание атомов, но также индукционное и
поляризационное, электростатич. и др. М. в. Энергия невалентного М. в. по крайней мере на два
порядка меньше энергии валентного М. в.
Ковалентное М. в. возникает в результате обобществления валентных эл-нов парой соседних атомов.
Понижение энергии в этом случае выражается в обменных интегралах, поэтому Ковалентное
межатомное взаимодействие часто называют обменным (см. Обменное взаимодействие). Ковалентное М. в. является причиной существования молекул простых газов (Н2, Сl2 и пр.), разл. соединений
(Н2O, NH3 и пр.), многочисл. органич. молекул (СН4, Н3С—СН3 и пр.), а также атомных кристаллов
(различных модификаций фосфора и серы, графита и пр.).
Ионное М. в. обусловлено переносом валентных эл-нов с одного атома на другой и электростатич.
вз-ствием образовавшихся в результате этого переноса ионов. Оно характерно для соединений
металлов с наиболее типичными металлоидами (напр., NaCl, СаСl2, Аl2O3), а также для ионных
кристаллов (NaCl, CsCl и пр.). М. в. в ионных молекулах и кристаллах чаще всего носит частично
ковалентный характер. Так, согласно квантовомеханич. расчётам, в молекуле Na+ Cl-заряды на
атомах Na и Сl равны не заряду эл-на е, а составляют 0,8 е, и определённый вклад в стабилизацию
этой молекулы вносит и обменное вз-ствие.
Металлическое М. в. характерно для чистых металлов и их соединений между собой и связано с
наличием эл-нов проводимости, свободно движущихся в решётке металла. Эти эл-ны
электростатически взаимодействуют с положительно заряженными атомами металлов, скрепляя их
между собой. Металлич. М. в., в отличие от ковалентного и ионного М. в., явл. нелокализованными и
ненаправленными.
Водородная связь возникает в том случае, когда между электроотрицат. атомами (атомами,
обладающими большим сродством к эл-ну, напр. О, N, F) находится атом Н. Эл-н в атоме Н слабо
связан с протоном, поэтому электронная плотность смещается на более электроотрицат. атом. В
результате протон «оголяется» и не препятствует сближению атомов О...О, O...N и т. д., расстояние
между к-рыми становится близким к тому, к-рое установилось бы в отсутствие атома Н.
Ван-дер-ваальсово М. в. складывается из отталкивания атомов, обусловленного перекрыванием их
электронных оболочек, и дисперсионного притяжения. При сближении атомов эл-ны, имеющие
противоположно направленные спины, отталкиваются. В результате межэлектронного отталкивания
электронная плотность в пр-ве между ядрами двух взаимодействующих атомов уменьшается, что
приводит к увеличению энергии межъядерного отталкивания. Т. о., ван-дер-ваальсово отталкивание
атомов при их сближении складывается из отталкивания эл-нов и электростатич. отталкивания ядер,
дезэкранированных вследствие вз-ствия эл-нов. Дисперсионное притяжение атомов возникает в
результате корреляции в движении эл-нов и явл. чисто квант. эффектом. Ван-дер-ваальсово М. в.
ответственно за отклонение св-в реальных газов от св-в идеальных газов, за относит. стабильность
разл. конформеров, за структуру и св-ва мол. кристаллов и жидкостей и т. д.
М. в. определяется распределением электронной плотности в системе атомов и полностью
описывается Шредингера уравнением. Для системы двух атомов решение ур-ния Шредингера,
учитывающего кулоновское притяжение эл-нов к ядрам, межэлектронное и межъядерное
отталкивание, а также кинетич. энергию эл-нов при разл. межъядерных расстояниях, даёт зависимость потенциальной энергии М. в. от расстояния между атомами. Точное решение получено
только для мол. иона H+2. Для систем, состоящих из двух атомов, разработаны разл. приближённые
методы решения ур-ния Шредингера. В случае же вз-ствия атомов в многоатомных молекулах или
атомов, принадлежащих разным молекулам, применяются феноменологич. методы расчёта,
базирующиеся на представлениях о точечных атомах. В основе этих методов лежит т. н.
приближение Борна — Оппенгеймера, согласно к-рому энергию молекулы (и вообще любой
многоатомной системы) можно рассматривать как непрерывную ф-цию координат ат. ядер.
Зависимость
потенциальной
энергии
межатомного
вз-ствия
U(r)
от
межъядерного расстояния r. — глубина потенциальной ямы, r0 — равновесное межатомное расстояние.
Для пары атомов такая ф-ция представлена на рис. Устойчивое состояние этой пары возникает при
сближении атомов на определённое расстояние r0, отвечающее минимуму потенциальной энергии М.
в. Р а в н о в е с н о е р а с с т о я н и е r0 и глубина потенциальной ямы различны для разных
типов М. в. Определение потенциальной энергии U(r) эффективного вз-ствия атомов по существу и
есть задача определения М. в. Феноменологич. методы расчёта М. в. основаны на использовании
разл. полуэмпирич. ф-л для U(r), в к-рые r0, и нек-рые др. величины входят как параметры и
подбираются на основании эксперим. данных.
Ковалентное М. в. наиболее часто описывают потенциальной ф-цией Морзе (трёхпараметровым
потенциалом Морзе):
U(r)={1-ехр[-а(r-r0)]}2, (1)
где r0 примерно равно сумме ковалентных атомных радиусов, а величина а характеризует крутизну
потенциальной ямы. Для двухатомной молекулы глубина потенциальной ямы равна энергии
диссоциации, а r0 — межъядерное расстояние, к-рое наблюдалось бы в отсутствии внутримол.
колебаний и отличалось бы от межъядерного расстояния, усреднённого за время колебаний, не более
чем на 0,001 нм.
Потенциальную энергию ионного М. в. обычно записывают в виде:
400
где рA и рB — дипольные моменты ионов, А и B — их поляризуемости, — эмпирич. константа.
Первый член (2)
учитывает
энергию
кулоновского притяжения разноимённо заряженных
ионов,
второй — энергию обменного отталкивания электронных оболочек, третий и четвёртый
члены характеризуют энергию вз-ствия свободных зарядов ионов с диполями PА PB,
образовавшимися в результате поляризации каждого иона в электрич. поле др. иона, пятый — взствие этих диполей друг с другом, шестой и седьмой — энергию деформации диполей
квазиупругом приближении). Глупа потенциальной ямы равна:
равновесное расстояние r0 определяли ур-нием:
и равно сумме ионных радиусов атомов.
Ионное M. в. определяет структуру энергетику ионных кристаллов.
Для детального описания их структуры используют ф-лу (4), однако для оценки межатомных
расстояний с умеренной точностью применяют аддитивную схему, основанную на системе ионных
радиусов.
Металлич. М. в. иногда описывают модифициров. кулоновским потенциалом (наз.
псевдопотенциалом), эффективно учитывающим вз-ствие эл-нов с оболочкой ионов, с обрезанием на
малых расстояниях:
где v — заряд иона, равный числу эл-нов проводимости, приходящихся на один ион металла, 0 и r0
— параметры обрезания.
Для водородных связей вводят спец. потенциалы, гл. параметрами к-рых явл. r0 и , напр. используют
ф-лу (1). Угловая же зависимость энергии водородной связи управляется ван-дер-ваальсовыми М. в.,
описываемыми атом-атомными потенциальными ф-циями (см. ниже). Так, угол О — Н...О, напр., не
может быть острым, поскольку в этом случае энергия ван-дер-ваальсова М. в. была бы слишком
высокой.
Ван-дер-ваальсово М. в. описывают ф-лой Леннард-Джонса (потенциалом 6—12 Леннард-Джонса):
U (x) = (x-12 -2x-6), (6)
где x=r/r0, или ф-лой Букингема (трёхпараметровым потенциалом Букингема 6-ехр):
U(x)=- Ax-6 + Bexp(-Cxr0), (7)
где А, В к С — эмпирич. параметры.
Расстояние r0 в случае ван-дер-ваальсова М. в. обычно на 0,2—0,3 нм больше, а глубина
потенциальной ямы меньше на 3—4 порядка, чем при валентном М. в. Невалентное М. в.
приближённо характеризуется ван-дер-ваальсовыми радиусами, к-рые примерно на 0,1 нм больше
ковалентных радиусов. Сумма ван-дер-ваальсовых радиусов соответствует мин. расстоянию, на к-рое
атомы могут сблизиться при нормальных условиях. Если r0 для ковалентного М. в. с хорошей
точностью равно сумме ковалентных радиусов атомов, то значение r0 в ф-лах (6) и (7) больше суммы
ван-дер-ваальсовых радиусов (превышение может достигать 0,1 нм).
Система ван-дер-ваальсовых радиусов, возникшая на основе многочисл. эксперим. данных, позволяет
определять форму молекулы, если известны длины связей, валентные и двугранные углы (см.
Молекула). Знание ван-дер-ваальсового «окаймления» молекул очень полезно при изучении
структуры мол. кристаллов, а также жидкостей на основе принципа плотной упаковки молекул.
Более точное теор. изучение структуры мол. кристаллов и жидкостей проводят с помощью метода а т
о м-а т о м н ы х п о т е н ц и а л ь н ы х ф-ц и й. В его основе лежит предположение о том, что
энергия кристалла представляет собой сумму энергий вз-ствня пар молекул, а энергия вз-ствия
каждой пары молекул складывается из ван-дер-ваальсовых М. в., описываемых потенциальными фциями (6) или (7). Такой метод оказывается эффективным для исследования органич. кристаллов,
построенных из атомов трёх-четырёх сортов. Так, зная эмпирич. константы и r0 в выражении (6)
или константы А, В, С в выражении (7), описывающих потенциальную энергию вз-ствия атомов С...С
и Н...Н, можно рассчитать структуру и термодинамические свойства многочисл. кристаллов
углеводородов.
Метод атом-атомных потенциальных ф-ций применяется и для расчётов конформаций (чаще всего в
гибких органич. молекулах, в к-рых вращения вокруг хим. связей сравнительно свободны).
Минимизируя энергию молекулы по внутр. геом. параметрам (в частности, по углам вращения),
находят равновесную конформацию. Применение метода атом-атомных потенциальных ф-ций в
сочетании с рентгеновским структурным анализом привело к увеличению точности и надёжности
определения структурных параметров нек-рых белков, полисахаридов, ДНК и транспортных РНК.
Наряду с феноменологич. методами, играющими важную роль в разл. приложениях, в изучении М. в.
применяются методы решения многоэлектронной задачи для многоатомной молекулы или для двух
взаимодействующих молекул (см. Квантовая химия). Подавляющее большинство таких методов
основано на приближении самосогласованного поля. Неэмпирич. расчёты, проводимые на ЭВМ, позволяют получать всё большую информацию о М. в.
• Torrens I. M., Interatomic potentials, N. Y.— L., 1972; Китайгородский А. И., Молекулярные
кристаллы, М., 1971; П о л и н г Л., Общая химия, пер. с англ., М., 1974.
В. Г. Дашевский, А. И. Китайгородский.
МЕЖДУНАРОДНАЯ ПРАКТИЧЕСКАЯ ТЕМПЕРАТУРНАЯ ШКАЛА
(МПТШ-68), установленная в 1968 Междунар. комитетом мер и весов температурная шкала,
основанная на 11 реперных точках (см. табл.). В МПТШ-68 различают междунар. практич. темп-ру
Кельвина (символ T68) и междунар. практич. темп-ру Цельсия (символ t68):
t68=T68-273,15 К. Промежуточные точки МПТШ-68 воспроизводятся по интерполяционным ф-лам. В
диапазоне между 13,81К и 630,74°С (точка затвердевания сурьмы) в качестве эталонного прибора
применяют платиновый термометр сопротивления (при Т<100 К применяют также германиевый
термометр),
ОСНОВНЫЕ РЕПЕРНЫЕ (ПОСТОЯННЫЕ) ТОЧКИ МПТШ-68
* За исключением тройных точек и одной точки равновесного водорода (17,042 К), присвоенные
значения темп-р действительны для состояний равновесия при давлении 101325 Па (1 норм. атмосфера).
401
ОСНОВНЫЕ И ПРОИЗВОДНЫЕ ЕДИНИЦЫ МЕЖДУНАРОДНОЙ СИСТЕМЫ ЕДИНИЦ (СИ)
в диапазоне 630,74°С — 1064,43°С — термопару с электродами платинородий (10% Rh) — платина,
выше 1337,58 К (1064,43°С) — спектральный пирометр с реперной точкой 1064,43 °С. В области
низких темп-р МПТШ-68 доведена до 13,81 К; темп-ры в интервале от 0,3 до 5,2 К определяют по
упругости паров жидкого 4Не (шкала 1958) и жидкого 3Не (шкала 1962); ещё более низкие — термо-
метрами сопротивления (угольными, из сверхпроводящих сплавов и др.) и магн. методами (см.
Низкие температуры).
Темп-pa, определённая по МПТШ-68, в пределах погрешностей измерений совпадает с темп-рой по
термодинамич. температурной шкале, принятой в физике за основную.
• Международная практическая температурная шкала. МПТШ-68, М., 1971.
МЕЖДУНАРОДНАЯ СИСТЕМА ЕДИНИЦ (Systeme International d'Unites), система единиц физ.
величин, принятая 11-й Генеральной конференцией по мерам и весам (1960). Сокр. обозначение
системы — SI (в рус. транскрипции СИ). М. с. е. разработана с целью замены сложной совокупности
систем единиц и отд. внесистемных единиц, сложившейся на основе метрической системы мер, и
упрощения пользования единицами. В СССР введена с 1982 (ГОСТ 8.417-81). Достоинствами СИ
явл. её универсальность (охватывает все отрасли науки и техники) и согласованность производных
единиц, к-рые образуются по ур-ниям, не содержащим коэфф. пропорциональности. Благодаря этому
при расчётах, если выражать значения всех величин в единицах СИ, в ф-лы не
требуется вводить коэфф., зависящие от выбора единиц.
В табл. приведены наименования и обозначения (междунар. и русские) осн., дополнит. и некоторых
производных единиц М. с. е.
Первые три осн. единицы (метр, килограмм, секунда) позволяют образовывать согласованные
производные единицы для всех величин, имеющих механич. природу, остальные добавлены для
образования производных единиц величин, не сводимых к механическим: ампер — для электрич. и
магн. величин, кельвин — для тепловых, кандела — для световых и моль — для величин в области
мол. физики и химии.
Наименования десятичных кратных единиц и дольных единиц образуются при помощи специальных
приставок.
• Б у р д у н Г. Д., Справочник по Международной системе единиц, 3 изд., М., 1960; Сена Л. А.,
Единицы физических величин и их размерности, 2 изд., М., 1977; Ч е р т о в А. Г., Единицы
физических величин, М., 1977.
МЕЖМОЛЕКУЛЯРНОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ, взаимодействие электрически нейтральных
молекул или атомов; определяет существование жидкостей и мол. кристаллов, отличие реальных
газов от идеальных и проявляется в разл. физ. явлениях. М. в. зависит от расстояния r между молекулами и, как правило, описывается потенц. энергией вз-ствия U(r) (потенциалом М. в.), т. к. именно
ср. потенц. энергия вз-ствия определяет состояние и мн. св-ва вещества.
Впервые М. в. стал учитывать голл. физик Я. Д. ван дер Ваальс (1873) для объяснения св-в реальных
газов и жидкостей. Он предположил, что на малых расстояниях r между молекулами действуют силы
отталкивания, к-рые с увеличением расстояния сменяются силами притяжения, и на основе этих
представлений получил ур-ние состояния реального газа (Ван-дер-Ваальса уравнение).
М. в. имеет злектрич. природу и складывается из сил притяжения (ориентационных, индукционных и
дисперсионных) и сил отталкивания.
Рис. 1. Электрич. диполи аb и cd при таком расположении притягиваются,
т. к. разноимённые заряды b и с взаимодействуют сильнее, чем находящиеся
на большем расстоянии друг от друга одноимённые заряды а и с (а также b
и d).
Ориентационные силы действуют между полярными молекулами, т. р. молекулами, обладающими
дипольными и квадрупольными электрич. моментами (см. Диполь). Сила притяжения между двумя
полярными молекулами максимальна в том случае, когда их дипольные моменты располагаются по
одной линии (рис. 1) и зависит от их взаимной ориентации (поэтому силы М. в. в этом случае и наз.
402
ориентационными).
Хаотич.
тепловое движение непрерывно меняет ориентацию полярных
молекул, но, как показывает расчёт, среднее по всем ориентациям значение силы имеет
конечную, не равную нулю, величину. Потенц. энергия ориентац. М. в. Uор(r)~p1p2r-6, где р1 и р2
— дипольные моменты взаимодействующих
молекул. Соответственно сила вз-ствия Fор=дUор/дr~r-7, т. е. Fop убывает расстоянием значительно быстрее, чем кулоновская сила вз-ствия
заряженных ч-ц (Fкул ~ г-2).
Индукционные (поляризационные) силы действуют между полярной и неполярной молекулами, а
также между полярными молекулами. Полярная молекула создаёт электрич. поле, к-рое поляризует
др. молекулу — индуцирует в ней дипольный момент. Потенц. энергия М. в. в этом случае пропорц.
дипольному моменту р1 полярной молекулы и поляризуемости 2 второй молекулы: Uинд ~p12r-6.
Индукц. силы Fинд ~ г-7. Дисперсионное М. в. действует между неполярными молекулами. Его
природа была выяснена только после создания квант. механики. В атомах и молекулах эл-ны
сложным образом движутся вокруг ядер. В среднем по времени дипольные моменты неполярных
молекул оказываются равными нулю, но мгновенное значение дипольного момента может быть
отлично от нуля. Мгновенный диполь создаёт электрич. поле, поляризующее соседние молекулы,—
возникает вз-ствие мгновенных диполей. Энергия взаимодействия неполярных молекул есть ср.
результат вз-ствия таких мгновенных диполей. Потенц. энергия дисперсионного М. в. Uдисп (r)
~12r-6, a Fдисп ~ r-7 (1 и 2 — поляризуемости взаимодействующих молекул). М. в. данного типа
наз. дисперсионным потому, что дисперсия света в в-ве определяется теми же св-вами молекул.
Дисперсионные силы действуют между всеми молекулами и атомами, т. к. механизм их появления не
зависит от наличия у молекул (атомов) пост. дипольных моментов. Обычно эти силы превосходят по
величине как ориентационные, так и индукционные. Только при вз-ствии молекул с большими
дипольными моментами, напр. молекул воды, Fор>Fдисп (в 3 раза для Н2O). При вз-ствии же таких
полярных молекул, как СО, HI, HBr и др., Fдисп в десятки и сотни раз превосходят все остальные.
Существенно, что все три типа М. в. одинаковым образом убывают с расстоянием:
U=Uор+Uинд+Uдисп ~r-6.
Силы отталкивания действуют между молекулами на очень малых расстояниях, когда приходят в
соприкосновение заполненные электронные оболочки атомов, входящих в состав молекул. Паули
принцип запрещает проникновение заполненных электронных оболочек друг в друга. Возникающие
при этом силы отталкивания зависят в большей степени, чем силы притяжения, от индивидуальных
особенностей молекул. К хорошему согласию с данными экспериментов приводит допущение, что
потенц. энергия сил отталкивания Uот возрастает с уменьшением расстояния по закону Uот(r)~r-12, т.
е. Fот~r-13.
Если принять, что U(r)=0 при r, и учесть, что энергия притяжения убывает с уменьшением расстояния пропорц. r-6, а энергия отталкивания растёт ~r-12, то кривая
Рис. 2. Зависимость потенц. энергии U(r) межмол. взаимодействия от
расстояния r между молекулами; r= — наименьшее возможное расстояние
между неподвижными молекулами; — глубина потенц. ямы (определяющая
энергию связи молекул).
U(r) будет иметь вид, изображённый на рис. 2. Минимуму U(r) соответствует расстояние, на к-ром
силы вз-ствия молекул равны нулю.
Рассчитать с достаточной точностью U(r) на основе квант. механики очень сложно, поэтому обычно
подбирают для U(r) ф-лу и входящие в неё параметры таким образом, чтобы проделанные с их
помощью расчёты хорошо согласовались с экспернм. данными. Наиболее часто пользуются ф-лами
Леннард-Джонса:
U(r)=-ar-6+br-12 и Букингема:
U(r)=—ar-6+bехр(-cr),
где параметры а, b, с связаны простыми соотношениями с глубиной e и положением потенц. ямы и
определяются из разл. эксперим. данных (коэфф. диффузии, теплопроводности и вязкости и т. д.).
Приведённые выше ф-лы игнорируют ориентационные М. в., играющие исключительно важную роль
в случае многоатомных молекул. Зависимость U(r) от ориентац. М. в. особенно существенна в
кристаллах. Её можно учесть с помощью множителя, в к-рый входят углы, характеризующие
взаимную ориентацию молекул, либо с помощью метода атом-атомных потенц. ф-ций (см.
Межатомное взаимодействие). В последнем случае потенциалы Леннард-Джонса и Букингема
используют для описания взаимодействий атомов, принадлежащих разным молекулам.
Наряду с эмпирич. модельными подходами для изучения М. в. всё чаще используются методы
квантовой химии. Расчёты потенц. поверхностей (зависимости энергии вз-ствия от
расстояния между молекулами и их взаимной ориентации) проведены в разл. приближениях для мн.
димеров (пар молекул). Эти расчёты позволили не только количественно описать М.в., но и
разобраться в их физ. природе. Так, оказалось, что во мн. случаях М. в. в значит. степени
определяется переносом заряда с одной молекулы на другую, что не учитывали классич.
представления о М. в.
• Радченко И. В., Молекулярная физика, М., 1965; К о у л с о н К., Межатомные силы — от
Максвелла до Шредингера, «УФН», 1963, т. 81, в. 3; Г и р ш ф е л ь д е р Дж., К е р т и с с Ч., Б е р д
Р., Молекулярная теория газов и жидкостей, пер. с англ., М., 1961.
Г. Я. Мякишев.
МЕЗОАТОМ, атом, в к-ром один из эл-нов оболочки замещён отрицательно заряженными мюоном
(-) или адроном (--, К--мезонами и др.). Существование М. было предсказано амер. физиком Дж.
Уилером в 1949; в 1970 было доказано существование М., в к-рых электрон замещён -- и -гиперонами или антипротоном. Радиусы М. в невозбуждённом состоянии r=5,3•10-9/mZ см, где Z —
заряд ядра, а m приближённо равно отношению массы мезона к массе электрона.
Наиболее изучены М., состоящие из ядра водорода и - (r=2,8•10-11см), - (r=2,2•10-11 см), или К(r=0,8•10-11 см). Такие М. подобно нейтронам могут свободно проникать внутрь электронных
оболочек др. атомов, приближаться к их ядрам и служить причиной многочисл. процессов:
образования м е з о м о л е к у л, катализа ядерных реакций, перехвата мезона ядрами др. атомов и т.
д. В М. мезоны расположены в сотни раз ближе к ядру, чем эл-ны. Напр., радиус ближайшей к ядру
орбиты - в М. свинца почти в два раза меньше, чем радиус ядра свинца, т. е. в М. свинца - осн.
часть времени проводит внутри ядра. Это позволяет использовать св-ва М. с - для изучения формы и
размеров ядер, а также для изучения распределения электрич. заряда по объёму ядра; -- и К--М.
используются также для изучения сильных взаимодействий и распределения нейтронов в ядрах (см.
Ядро атомное). Образование М. происходит при торможении мезонов, получаемых в мишенях.
Захват мезона на мезоатомную орбиту сопровождается выбросом одного из ат. эл-нов, обычно
внешнего. Напр., если пучок - направить в камеру с жидким водородом, то они постепенно теряют
свою энергию в столкновениях с атомами водорода, пока их энергия не станет 1 кэВ. При этом, если
они подходят близко к ядру атома водорода и образуют с ним электрич. диполь, поле к-рого не в
состоянии удержать ат. эл-н, то атом водорода теряет свой эл-н, а -остаётся связанным с ядром
(прото403
ном, дейтроном, тритоном). Как правило, все М. образуются в высоковозбуждённых состояниях. В
дальнейшем мезоны переходят в менее возбуждённое состояние, освобождая энергию в виде квантов (мезонное -излучение) или оже-электронов (см. Оже-эффект).
На процесс образования М. влияет строение электронной оболочки молекул, в состав к-рых входит
атом. Это позволяет изучать электронную структуру молекул, исследуя рентгеновское излучение М.
и продукты яд. реакций с ядром М. (см. Мезонная химия).
• Вайсенберг А. О., Мю-мезон, М., 1964; Б а р х о п Э., Экзотические атомы, «УФН», 1972, т. 106, в.
3. Л. И. Пономарёв.
МЕЗОМОРФНОЕ СОСТОЯНИЕ вещества, то же, что и жидкокристаллич. состояние. См. Жидкие
кристаллы.
МЕЗОННАЯ ФАБРИКА (мезонный генератор), линейный или циклич. резонансный ускоритель
протонов, предназначенный для экспериментов с интенсивными мезонными пучками.
МЕЗОННАЯ ХИМИЯ, метод изучения структуры в-ва (возник в 60-х гг. 20 в.), к-рый использует
известные св-ва мюонов (±), - и К-мезонов для получения данных об электронной оболочке
молекул, кристаллич. и магн. структуре в-в, скоростях хим. реакций и т. д. В М. х. можно выделить
четыре осн. направления исследований: -- и --M. х., изучение поведения + в в-ве и реакций
мюония (связанной системы + е-).
В основе --М. х. лежит использование яд. реакции перезарядки -на ядрах водорода: -+рn+°.
Вероятность w этой реакции очень сильно зависит от заряда Z (в ед. заряда протона е) ядра атома Z, с
к-рым связан водород в соединении ZmHn, и равна: w(ZmHn)a(n/m)Z-3. Кроме того, коэфф. а в этой фле даже при одном и том же Z зависит от типа хим. связи между атомами Н, в частности от степени
ионности (полярности) связи. Т. о., --мезонный метод позволяет надёжно отличить химически
связанный водород от свободного. Напр., для аммиака NH3 и эквивалентной ему механич. смеси
N2+3Н2 измеренное отношение
w(NH3)/1/2w(N2+3H2)1/10.
В основе --М. х. лежит измерение энергий и интенсивностей отд. линий рентгеновских серий в
мюонных атомах (см. Мезоатом) разл. хим. элементов. При захвате - ядром на возбуждённые
уровни и последующих переходах в осн. состояние испускаются характерные для каждого элемента
-кванты. Энергия излучаемых мезорентгеновских серий явл. хар-кой хим. элемента, ядро к-рого
вместе с мюоном образует мезоатом. Такой спектральный анализ элементного состава в-в по
существу ничем не отличается от обычного спектрального анализа. Однако в отличие от рентгеновских серий обычных атомов, относит. интенсивность отд. линий рентгеновских серий
мезоатома зависит от вида хим. соединения, в к-рое входит исследуемый элемент. Это св-во
рентгеновского излучения --атомов положено в основу идеи нового метода анализа в-ва в закрытых
контейнерах, к-рый в принципе позволяет определить не только элементный состав образца, но
также и вид хим. соединения, составленного из этих элементов.
При изучении св-в в-ва с помощью + и мюония (Mu) используется наличие спина у мюона и эл-на, а
также факт несохранения четности при распаде +e++ve+v~. Направление вылета е+ в этой
реакции коррелированно с направлением спина + . Поэтому в магн. поле вследствие прецессии
спина мюона с частотой = еН/mс (где H — напряжённость магн. поля, m, е — масса и электрич.
заряд мюона) будет периодически меняться также интенсивность позитронов, вылетающих в нек-ром
фиксиров. направлении (рис.);
Схема наблюдения спина мюона (+ ). Магн. поле перпендикулярно плоскости
рисунка; толстая стрелка — направление спина + .
это даёт возможность следить за направлением спина +. Т. о., + , а также мюоний представляют
собой по существу меченые атомы (см. Изотопные индикаторы), за движением к-рых можно
проследить от момента их рождения до момента распада. В частности, локальные магн. поля в кристалле взаимодействуют со спином + и изменяют картину прецессии его спина, что позволяет
делать заключения о величине и распределении внутр. магн. полей в кристалле, изучать диффузию
мюонов в кристаллах, обнаруживать фазовые переходы с изменением магн. структуры и т. д.
Мюоний явл. аналогом атома водорода, поэтому, исследуя реакции мюония, можно сделать
заключения о реакциях атомарного водорода. Т. к. спин мюония (в ортосостоянии) равен 1, а
приведённая масса прибл. равна массе эл-на, частота его прецессии составляет Mu еН/2mес. При
вступлении мюония в хим. реакцию связь между + и е- разрывается и характер прецессии резко
меняется, что позволяет определить абс. скорость хим. реакций мюония, а следовательно, и реакций
атомарного водорода. С помощью мюония удалось моделировать состояние водородного атома в
полупроводниках, растворах и т. д.
• Герштейн С. С. [и др.], Мезоатомные процессы и модель больших мезомолекул, «УФН», 1969, т. 97,
в. 1; Гольданский В. И., Ф и р с о в В. Г., Химия новых атомов, «Успехи химии», 1971, т. 40. в. 8; Г у
р е в и ч И. И., Никольский Б. А., Двухчастотная прецессия + -мезона в атоме мюония, «УФН,
1976, т. 119, в. 1.
Л. И. Пономарев.
МЕЗОНЫ, нестабильные элем. частицы, принадлежащие к классу адронов; в отличие от барионов,
М. не имеют барионного заряда и обладают нулевым или целочисленным спином (явл. бозонами).
Назв. «М.» (от греч. mesos — средний, промежуточный) связано с тем, что массы первых открытых
мезонов — пи-мезона, К-мезона — имеют значения, промежуточные между массами протона и эл-на.
(Мюоны, первоначально названные мю-мезонами, не относятся к М., т. к. имеют спин 1/2 и не
участвуют в сильном взаимодействии.) В дальнейшем было открыто много др. М. с очень малыми
временами жизни (т. н. бозонные резонансы), причём масса нек-рых из них превышает массу
протона. Существуют М. нейтральные и заряженные (с положит. или отрицат. элем. электрич.
зарядом), с нулевой (напр., -М.) и ненулевой (напр., К-М.) странностью, «очарованием» и т. д.
Согласно кварковой модели адронов, М. состоит из кварка и антикварка.
См. Элементарные частицы.
МЕЗОНЫ СО СКРЫТЫМ «ОЧАРОВАНИЕМ» (чармоний), семейство тяжёлых адронов,
состоящих из «очарованных» кварка (с) и антикварка (с~). Назв. связано с тем, что квант. число
«очарование» у с и с противоположны, так что суммарное «очарование» равно нулю. Второе назв.
«чармоний» ч-цам (cc~) было дано по аналогии с позитронием, имеющим сходные структуру и
уровни энергии.
Скрытое «очарование» — понятие теоретическое; экспериментально оно проявляется в том, что
обладающие им ч-цы легко распадаются на «очарованные» частицы, если распад разрешён законом
сохранения энергии, а их переходы в обычные («неочарованные») ч-цы сильно подавлены (протекают с малой вероятностью). Поэтому такие мезоны с массой, меньшей двух масс самых лёгких из
«очарованных» ч-ц — D-мезонов, имеют аномально малые ширины (большое время жизни).
Подавление распадов на обычные адроны связывают с малой вероятностью процесса аннигиляции
тяжелых с- и с~-кварков в глюоны.
Первой открытой ч-цей из семейства М. со с. «о.» был J/-мезон с массой 3,096 ГэВ, спином 1,
положит. внутр. чётностью и отрицат. зарядовой чётностью. Он был открыт в 1974 в США
независимо двумя группами экспериментаторов: на протонном ускорителе в Брукхейвене (при
бомбардировке протонами ядер Be) и на ускорителе со встречными электрон-позитронными пучками
в Станфорде (руководители групп С. Тинг и Б. Рихтер за открытие
404
J/ получили в 1976 Нобелевскую премию). Первая группа назвала мезон J, а вторая — , с чем и
связано двойное назв. ч-цы. Открытие J/ вызвало огромный интерес вследствие необычности св-в
этой ч-цы: при столь большой массе вероятность её распада, характеризуемая шириной, оказалась
очень малой — ок. 60 кэВ, что на три-четыре порядка меньше, чем для всех известных ранее тяжёлых мезонов (бозонных резонансов). Последующие эксперим. и теор. исследования привели к
установлению существования новых семейств адронов— М. со с. «о.» и «очарованных» ч-ц. Почти
сразу вслед за J/ в Станфорде был открыт '-мезон с массой 3,684ГэВ к шириной 220 кэВ, а позднее
— целое семейство ч-ц с теми же квант. числами; всех их обозначают общим символом , указывая в
скобках массу в МэВ. Более высокие по сравнению ' возбуждения в серии -частиц лежат выше
порога рождения двух «очарованных» мезонов и распадаются на них с ширинами в неск. десятков
Мэв. Характерное св-во этих мезонов — распад в определённую пару очарованных» мезонов, напр.
D*D~*,
но не DD~.
Др. важный класс ч-ц, отвечающих уровням чармония,— т. н. «промежуточные уровни» массы крых лежат между массами J/ и '. Мезоны были открыты в каскадных радиац. переходах типа
'+++.
Самым низшим в ряду чармония должно быть псевдоскалярное (т. е. со спином 0 и отрицат. внутр.
чётностью) остояние, обозначаемое с. Длит. поиски этого состояния на опыте, по-видимому,
увенчались успехом летом 1979. В радиац. распадах J/
и '-мезонов обнаружено состояние с массой 2,976 ГэВ, к-рое естественно отождествить с с.
Классификация М. со с. «о.» основана на кварковой модели адронов. Г. к. «очарованные» кварки —
тяжёлые, то, по-видимому, можно пользоваться нерелятив. картиной их
вз-ствия.
Поэтому часто используют обычные атомарные спектроскопич. обозначения (см.
Атом). Напр., (3096) идентифицируется с состояни-
ем 13 S1 [гл. квант, число n=1, орбит. квант. число l=0 (S-волна), суммарный спин кварков 1,
мультиплетность 3 (верхний индекс у буквы слева), полный момент кол-ва движения 1 (нижний
индекс у буквы справа)]. Мезоны - и -серий относятся к орточармонию (спин 1), причём частицы представляют собой S-волновые состояния, а — P-волновые (l=1). Мезоны серии с
отождествляют с парачармонием — состоянием с нулевым полным спином «очарованных» кварков.
На рис. приведены массы (в ГэВ) известных ч-ц из серии чармония. Для лёгких мезонов указаны
также наиб. вероятные значения спина и спектроскопич. обозначения.
Кварковая модель позволяет предсказать мн. характеристики М. со с. «о.», к-рые находятся, по
крайней мере, в качеств. согласии с опытом. Последним и весьма важным подтверждением теории
явилось открытие с-мезона (см. выше) с массой, предсказанной ранее теоретически. • Рихтер Б., От
к очарованию, пер. с англ., «УФН», 1978, т. 125, в. 2, с. 201; Т и н г С., Открытие J-частицы, там же,
с. 227.
В. И. Захаров.
МЕЙСНЕРА ЭФФЕКТ, полное вытеснение магн. поля из металлич. проводника, когда последний
становится сверхпроводящим (при понижении темп-ры и напряжённости магн. поля ниже критич.
значения Нк). М. э. впервые наблюдался нем. физиками В. Мейснером (W. Meissner) и Р.
Оксенфельдом (R. Ochsenfeld) в 1933. Соотношение B=H+4J=(1+4)H между магн. индукцией В,
напряжённостью магн. поля Н и намагниченностью металла J показывает, что, согласно М. э. (когда
B=0), идеальный сверхпроводник ведёт себя как идеальный диамагнетик с аномально большой магн.
восприимчивостью =-1/4. При М. э. внеш. магн. поле оказывается заэкранированным диамагн.
токами, возникающими в тонком поверхностном слое сверхпроводника. В недостаточно чистых
металлах и в сплавах наблюдается частичное «замораживание» магн. поля в объёме
сверхпроводника, т. е. неполнота М. э. (см. подробнее Сверхпроводимость, Сверхпроводники).
МЕМБРАНА (от лат. membrana — кожица, перепонка) в акустике, гибкая тонкая плёнка,
приведённая внеш. силами в состояние натяжения и обладающая вследствие этого упругостью. От М.
следует отличать пластинку, упругость к-рой зависит от её материала и толщины. Примеры М.—
кожа, натянутая на барабане, тонкая металлич. фольга, играющая роль подвижной обкладки
конденсаторного микрофона. Собств. колебания М. представляются системами стоячих волн с той
или иной картиной узловых линий, к-рые разделяют части М., колеблющиеся с противоположными
фазами (рис.); внеш. контур, по к-рому зажимается М., всегда является узловой линией, если
закрепление
таково, что отсутствует смещение, перпендикулярное плоскости М. Разл. системам стоячих волн
соответствуют разл. частоты колебаний, совокупность к-рых определяет дискр. спектр собств. частот
М. Вынужденные колебания М. под действием сосредоточенных или распределённых периодич.
внеш. сил происходят с частотой внеш. воздействия; при её совпадении с одной из собств. частот М.
имеет место резонанс.
Форма нек-рых собств. колебаний мембраны: а — прямоугольной;
круглой. Стрелками указаны узловые линии; i, k — номера гармоник.
б
—
МЕНИСК (от греч. meniskos — полумесяц), искривлённая свободная поверхность жидкости вблизи
границы её соприкосновения с тв. телом (напр., у стенок сосуда). В капиллярных трубках М. имеет
сферич. форму — вогнутую, если имеет место смачивание, и выпуклую — при отсутствии смачивания. Давление паров над вогнутой поверхностью ниже, а над выпуклой выше, чем над плоской
поверхностью жидкости. Этим объясняются всасывание жидкости в капилляры, капиллярная
конденсация и др. (см. Капиллярные явления).
МЕНИСКОВЫЕ СИСТЕМЫ, разновидность оптич. зеркально-линзовых систем, в к-рых перед
сферич. зеркалом (или системой зеркал и линз) устанавливается один или неск. ахроматич. менисков
(выпукло-вогнутых линз, ограниченных сферич. поверхностями). М. с. изобретены в 1941 Д. Д.
Максутовым (СССР) и независимо Д. Габором (Великобритания).
Менисковые линзы с мало отличающимися радиусами кривизны поверхностей явл. компенсаторами,
т. е. они мало влияют на общий ход лучей, но заметно уменьшают аберрации оптических систем, в
состав к-рых входят. Мениск практически ахроматичен по отношению к парал405
лельному пучку лучей, если величина (R1-R2)/d близка к 0,6 (R1, R2 — радиусы кривизны
поверхностей мениска, d — его толщина; рис. 1, а, б). Можно подобрать R1 и R2 так, чтобы положит,
сферич. аберрация мениска
Рис. 1. Оптич. схемы простейших менисковых систем. М
мениск; 3 — вогнутое сферич. зеркало; F — фокус системы.
—
ахроматич.
компенсировала отрицат. сферич. аберрацию зеркала. Кома в М. с. зависит от расстояния между
мениском и зеркалом и при определённом положении мениска равна нулю. Астигматизм
простейших М. с. мал, а кривизна поля изображения значительна, поэтому фотографирование в М. с.
производится на определённым образом изогнутых фотоплёнках. Однако применение дополнит.
коррекционной линзы, исправляющей как кривизну поля, так и дисторсию, делает возможным
фотографирование
Рис. 2. Двойные ахроматич. мениски,
компенсируется дисперсией второй.
в
к-рых
дисперсия
первой
линзы
в М. с. и на плоских пластинках и плёнках. В М. с. большой светосилы с одним мениском появляется
небольшая хроматич. аберрация, т. и. х р о м а т и з м у в е л и ч е н и я. Его устраняют, применяя
пары противоположно ориентированных менисков (рис. 2, а, б. в).
Практич. применение М. с. получили в астрономии, в т. н. менисковых телескопах (наз. также
телескопами Максутова), к-рые обеспечивают достаточно большое поле зрения (до 5°) и светосилу.
М. с. применяются также в системах слежения за ИСЗ.
М. с. компактнее др. оптич. систем со сравнимыми параметрами, что упрощает управление
менисковыми телескопами с помощью часовых механизмов. Осн. поверхности М. с. просты по
форме (сферические), вследствие чего М. с. относительно просты в изготовлении и допускают
простой и точный оптич. контроль. Исправление всех осн. аберраций приводит к высокому качеству
изображения не только в центре поля наблюдения, но при больших полях и на их краях.
• Максутов Д. Д., Астрономическая оптика, М.—Л., 1946; В о л о с о в Д. С., Теория менисковых
систем, «ЖТФ», 1945, т. 15, в. 1—2.
Г. Г. Слюсарев.
МЕРЫ, средства измерений, предназначенные для воспроизведения физ. величин заданного размера.
Наряду с простейшими М., такими, как М. массы (гири) или М. вместимости (мерные стаканы,
цилиндры и т. д.), к М. относятся и более сложные устройства, напр. нормальные элементы (М. эдс),
катушки электрич. сопротивления, светоизмерит. лампы и др. М. подразделяются на о д н о з н а ч н
ы е (воспроизводящие физ. величину одного размера) и м н о г о з н а ч н ы е (обеспечивающие воспроизведение ряда величин разл. размера, напр. неск. длин). Примеры первых — гиря, измерит.
колба, катушка индуктивности; вторых — линейка со шкалой, конденсатор перем. ёмкости,
вариометр индуктивности. Из М. могут составляться наборы (гирь, концевых М. длины и пр.) для
ступенчатого воспроизведения ряда одноимённых величин в определённом диапазоне значений.
Наборы М. электрич. величин иногда снабжаются переключателями и образуют магазины (электрич.
сопротивлений, ёмкостей и др.). Под н о м и н а л ь н ы м значением М. понимается значение величины, указанное на М. или приписанное ей (гиря в 1 кг, катушка сопротивления в 1 Ом), под д е й с т
в и т е л ь н ы м значением М.— значение величины, фактически воспроизводимой М., определённое
настолько точно, что его погрешностью можно пренебречь при использовании М. Разность между
номин. и действит. значениями М. приближённо равна погрешности М. От М. требуется, чтобы они
были стабильными во времени. В зависимости от уровня допускаемых погрешностей М. могут
подразделяться на классы точности. М. используют в качестве эталонов, образцовых или рабочих
средств измерений. Образцовые М. получают значения от эталонов и применяются для поверки
рабочих М. Физ. условия (темп-pa, давление, влажность и др.), в к-рых погрешности М. не
превышают допустимых пределов, указываются в инструкциях по применению и поверке М. Отд.
категорию М. составляют образцовые в-ва — чистые или приготовленные по особой спецификации,
обладающие известными и воспроизводимыми св-вами, напр. чистая вода, чистые газы (Н2, O2),
чистые металлы (Zn, Ag, Au, Pt), бензойная к-та. К М. относятся и получающие всё более широкое
распространение стандартные образцы, обладающие определёнными физ. св-вами (напр., образцы
стали определённого состава, твёрдости и т. д.).
• Б у р д у н Г. Д., Марков Б. Н., Основы метрологии, 2 изд., М., 1975; Широков К. П., Общие
вопросы метрологии, М., 1967.
К. П. Широков.
МЕРЫ ВМЕСТИМОСТИ (объёма) жидкостей и газов, служат для воспроизведения объёмов
заданных размеров; представляют собой стеклянные или металлич. сосуды разл. формы, на к-рые
наносится отметка (однозначные меры) или ряд отметок (многозначные меры), позволяющие определять объёмы. М. в. градуируют в м3 или литрах (1л=1 дм3) и в дольных от них единицах. К М. в. относятся разл. рода мерники, резервуары, мерные кружки и колбы, измерит. цилиндры, мензурки,
пипетки, бюретки и др. По метрологич. назначению М. в. подразделяются на образцовые и рабочие
(см. Меры). 9 ГОСТ 1770—74. Посуда мерная лабораторная стеклянная. ГОСТ 20292—74. Приборы
мерные лабораторные стеклянные.
К. П. Широков.
МЕРЫ ДЛИНЫ, служат для воспроизведения длин заданного размера. М. д. подразделяются на
штриховые, концевые и штрихо-концевые. Размеры штриховых М. д. определяются расстоянием
между нанесёнными на них штрихами, концевых — расстоянием между измерит. поверхностями,
ограничивающими меры. Штрихо-концевые М. д.— это концевые меры, па к-рых дополнительно
нанесены штрихи, соответствующие дольным ед. длины.
Штриховые М. д. бывают однозначные и многозначные (см. Меры). Конструктивно они обычно
выполняются в виде стержней (брусков) и лент, имеют номин. значения от 0,1 мм (измерит. шкалы)
до десятков метров (ленты, проволоки, рулетки). Штриховыми М. д. явл. также шкалы оптикомеханич. приборов (измерит. микроскопов, микрометров и др.) и настроечных устройств станков.
Штриховые М. д. подразделяются на шесть классов точности: 0; 1; 2; 3; 4 и 5, относит. погрешности
к-рых лежат в пределах от 0,5•10-6 (для класса 0) до 5•10-5 (для класса 5). Концевые М. д. бывают
только однозначные, четырёх классов точности: 0; 1; 2 и 3, относит. погрешности к-рых лежат в
пределах от 2•10-6 (класс 0) до 2•10-5 (класс 3).
По метрологич. назначению М. д. подразделяются на образцовые и рабочие (подробнее см. ст.
Меры).
• ГОСТ 9038—73. Меры длины концевые плоскопараллельные; ГОСТ 12069—78. Меры длины
штриховые брусковые; ГОСТ 13581 — 68. Меры длины концевые плоскопараллельные из твердого
сплава.
К. П. Широков.
МЕРЫ УГЛОВЫЕ, служат для воспроизведения углов заданных размеров. М. у. бывают
однозначные (угловые плитки) и многозначные (многогранные призмы, лимбы, круговые шкалы и
диски делит. головок, рис.). Угловые плитки представляют собой стальные плитки толщиной 5 мм с
одним или четырьмя двугранными углами, образованными боковыми (рабочими) поверхностями
плитки. Плитки с рабочими углами от 1' до 100° комплектуются в наборы так, чтобы из трёх — пяти
мер можно было составлять блоки с интервалами через 1°, 1' или 15". Угловые плитки изготов-
406
Призматич. угловые меры (греч. буквами обозначены воспроизводимые ими
углы, размеры даны в мм).
ляют трёх классов точности: 0; 1; 2;
с погрешностями до 3" (у класса 0) и до 30" (у второго класса). Многогранные призмы изготовляют
из стекла, плавленого кварца и стали с числом граней до 36, иногда до 72. I Допустимые отклонения
рабочих углов составляют ±5" для класса 0 и ±30" для второго класса точности. Лимбы изготовляют
с ценой деления 1 от 1' до 10" и более и погрешностями 1 от 1 до 10". По метрологич. назначению М.
у. подразделяются на образцовые и рабочие (см. Меры). • ГОСТ 2875—75. Меры угловые призматические.
К. П. Широков.
МЕРЫ ЭЛЕКТРИЧЕСКИХ ВЕЛИЧИН, служат для воспроизведения электрич. величин заданного
размера. К М. э. в. относятся измерит. резисторы (катушки сопротивления), катушки индуктивности
и взаимной индуктивности, измерит. конденсаторы, меры электродвижущей силы (нормальные
элементы) и др. Нек-рые М. э. в. выполняются регулируемыми (многозначными), воспроизводящими
величины в определённом диапазоне (напр., конденсаторы переменной ёмкости, вариометры
индуктивности). По метрологич. назначению М. э. в. подразделяют на образцовые и рабочие (см.
Меры). Обычно М. э. в. применяют в мостовых или компенсац. измерит. установках, позволяющих
осуществлять измерения с более высокой точностью, чем непосредственно приборами прямого
преобразования (см. Компенсационный метод измерений). Изготовляют М. э. в. разл. классов
точности. Резисторы — семи классов точности (ГОСТ 23737—79): 0,0005; 0,001; 0,002; 0,005; 0,01;
0,02 и 0,05 (числа указывают пределы допустимых отклонений сопротивления от номин. значения в
%); конденсаторы (магазины ёмкости) — пяти классов (ГОСТ 6746—75): 0,05; 0,1; 0,2; 0,5; 1;
катушки индуктивности — семи классов (ГОСТ 21175—75): 0,01; 0,02; 0,05; 0,1; 0,2; 0,5; 1; нормальные элементы (ГОСТ 1954—75) — с пределами годовой нестабильности от 0,001 до 0,02%.
М. э. в. позволяют воспроизводить олектрич. величины в диапазонах
10-5—109 ом, 10-8—10 Гн, 10-3— 108 пФ.
• Основы электроизмерительной техники, М., 1972; Справочник по электроизмерительным
приборам, 2 изд., Л., 1977.
К. П. Широков.
МЁССБАУЭРА ЭФФЕКТ (ядерный -резонанс), испускание или поглощение -квантов ат.
ядрами, связанными в тв. теле, не сопровождающееся изменением внутр. энергии тела, т. е.
испусканием или поглощением фононов. Открыт нем. физиком Р. Мёссбауэром (R. Mőssbauer) в
1958. Таким переходам ядер соответствуют очень узкие линии испускания и поглощения -лучей,
обладающие естеств. шириной Г=ћ/ ( — ср. время жизни возбуждённого состояния ядра,
участвующего в -переходе; см. Ширина спектральных линий) и энергией ξ0, равной энергии
перехода.
При испускании или поглощении ядром -кванта система, содержащая это ядро, приобретает
импульс p =ξ0/c, где ξ0 — энергия -кванта, соответствующего данному квант. переходу. Этому
импульсу отвечает энергия ξ= p2/2М, где М — масса системы. В результате отдачи линии испускания и поглощения свободного и неподвижного ядер смещены в разные стороны от ξ0 на
величину 2ξ= ξ20/Мс2 и уширены (см. Резонансное поглощение). В тв. теле благодаря вз-ствию
атомов энергия отдачи превращается в энергию колебаний крист. решётки; т. е. отдача приводит к
рождению добавочных фононов. Если энергия отдачи (на одно ядро) меньше ср. энергии фонона,
характерной для данного кристалла, то не каждый акт поглощения -кванта будет сопровождаться
рождением фонона. В таких «бесфононных» случаях внутр. энергия кристалла не изменяется.
Кинетич. же энергия, к-рую приобретает кристалл в целом, воспринимая импульс отдачи,
пренебрежимо мала (массу кристалла можно рассматривать бесконечно большой по сравнению с
массой отд. атома).
Вероятность такого процесса достигает неск. % и десятков % при ξ0150 кэВ. При увеличении энергии вероятность возбуждения фононов при отдаче ядра растёт и вероятность М. э. быстро убывает.
Вероятность М. э. возрастает при понижении темп-ры Т (уменьшается вероятность возбуждения
фононов при отдаче). Обычно для наблюдения М. э. необходимо охлаждать источник и поглотитель
-квантов до темп-ры жидкого азота или жидкого гелия, однако для -переходов очень низких
энергий (напр., ξ0=14,4 кэВ для -перехода ядра 57Fe или 23,9 кэВ для -перехода ядра 119Sn) М. э.
можно наблюдать до T~1000°C. Вероятность М. э. тем больше, чем больше характерная для данного
кристалла ср. энергия фононов (чем больше Дебая температура кристалла).
Исключительно малая ширина резонансных линий (10-10 эВ) позволяет использовать М. э. для
измерения малых сдвигов энергии -квантов, вызванных теми или иными воздействиями на
излучающее или поглощающее ядро или -квант. Напр., если сдвиг обусловлен ядерным Зеемана
эффектом, измерение зеемановских расщеплений позволяет определить внутр. магн. поля,
действующие на ядра (см. Мёссбауэроеская спектроскопия).
Измерение вероятности М. э. и её зависимости от темп-ры позволяет получить сведения об
особенностях вз-ствия атомов в тв. телах и о колебаниях атомов в крист. решётке. Измерения, в крых используется М. э., отличаются высокой избирательностью, т. к. в каждом эксперименте
резонансное поглощение наблюдается только для ядер одного сорта. Это позволяет эффективно
применять М. э. в тех случаях, когда атомы, на ядрах к-рых наблюдается М. э., входят в состав тв. тел
в виде примесей. М. э. используется для исследования электронных состояний примесных атомов в
металлах и полупроводниках и для изучения особенностей колебаний примесных атомов в кристаллах. М. э. применяется в биологии (напр., исследование электронной структуры гемоглобина), в
геологии (разведка и экспресс-анализ руд), для целей хим. анализа, для измерения скоростей и
вибраций. М. э. наблюдается для 73 изотопов 41-го элемента; самым лёгким среди них явл. 40К,
самым тяжёлым — 243Am.
• Эффект Мессбауэра. Сб. статей, под ред. Ю. Кагана, М., 1962; Мессбауэр Р., Эффект RK и его
значение для точных измерений, в кн.: Наука и человечество, М., 1962; Фрауэнфельдер Г., Эффект
Мессбауэра, пер. с англ., М., 1964; Шпинель В. С., Резонанс гамма-лучей в кристаллах, М., 1969;
Химические применения мессбауэровской спектроскопии, пер. с англ., М., 1970.
Н. Н. Делягин.
МЁССБАУЭРОВСКАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ, метод изучения вз-ствия ядра с электрич. и магн.
полями, создаваемыми его окружением, основанный на использовании Мессбауэра эффекта. Эти взствия вызывают сдвиги и расщепления уровней энергии ядра, что проявляется в сдвигах и
расщеплениях мёссбауэровских линий. Энергия таких вз-ствий 10-4 эВ, однако сверхтонкая
структура мессбауэровской линии легко наблюдаема благодаря малой естеств. ширине линии. Для
этого используется Доплера эффект. Источнику -излучения сообщается скорость v (относительно
поглотителя), при этом энергия -кванта меняется на величину ξ = ξ0v/с (ξ0— энергия -перехода).
Скорости v в интервале 0,1 —1,0 см/с приводят к смещению линии на величину порядка её естеств.
ширины. М ё с с б а у э р о в с к и е с п е к т р о407
м е т р ы (рис. 1) измеряют зависимость резонансного поглощения -квантов от скорости источника
V. Максимум поглощения наблюдается, когда сдвиг мёссбауэровской линии, вызванный этим взствием, компенсируется доплеровским сдвигом.
Важнейшими типами вз-ствий ат. ядра с внеядернымн полями явл. электрич. монопольное,
электрич. квадрупольное и магн. дипольное вз-ствия.
Рис. 1. Схема мёсобауэровского спектрометра.
Рис. 2. Сдвиг 6 и расщепление мёссбауэровскои линии.
Электрич. монопольное вз-ствие (вз-ствие ядра с электростатич. полем, создаваемым в области ядра
окружающими его эл-нами) приводит к изомерному хим. сдвигу -линии (рис. 2, а, б), к-рый
наблюдается, если источник и поглотитель химически не тождественны. Изомерный сдвиг ()
пропорц. электронной плотности вблизи ядра, и его величина — важная хар-ка хим. связи атомов в
тв. телах. По величине можно судить о степени «ионности» и «ковалентности» хим. связи, об
электроотрицательности атомов, входящих в состав молекул и т. д. Исследование хим. сдвигов
позволяет также получать сведения о распределении заряда в ядрах.
Электрическое квадрупольное вз-ствие — вз-ствие электрич. квадрупольного момента ядра Q с
неоднородным электрич. полем — приводит к расщеплению яд. уровней, в результате чего в
спектрах поглощения наблюдаются две (или больше) линии. Напр., для ядер 57Fe, 119Sn и 125Те в
спектрах поглощения присутствует квадрупольный дублет (рис. 2, в). Разность энергии между
компонентами дублета () пропорц. произведению Q на градиент электрич. поля в области ядра. Т. к.
последний характеризует симметрию зарядов, окружающих ядро, то исследование квадрупольного
вз-ствия позволяет получить информацию об электронных конфигурациях атомов и ионов, об особенностях структуры тв. тел, а также о квадрупольных моментах ядер.
Магн. дипольное вз-ствие обычно наблюдается в магнитно-упорядоченных в-вах (ферро-, антиферроферримагнитных), в к-рых на ядра действуют сильные магн. поля (напряжённостью ~106 Э). Энергия
магн. дипольного вз-ствия пропорц. произведению магн. поля Н на магн. момент ядра и зависит от
их взаимной ориентации. Магн. дипольное вз-ствие приводит к расщеплению осн. и возбуждённого
состояний ядер, в результате чего в спектре поглощения появляется неск. линий, число к-рых соответствует числу возможных -переходов между магн. подуровнями (см. Зеемана эффект) этих
состояний. Напр., для ядра 57Fe число таких переходов равно 6 (рис. 2, г). По расстоянию между
компонентами магн. сверхтонкой структуры можно определить напряжённость магн. поля,
действующего на ядро в тв. теле. Величины этих полей очень чувствительны к особенностям
электронной структуры тв. тела, к составу магн. материалов, поэтому исследование магн. сверхтонкой структуры используется для изучения св-в кристаллов. Зависимость сверхтонкой структуры
мёссбауэровского спектра от вида электронных волновых ф-ций позволяет использовать данные М.
с. для изучения распределения зарядовой и спиновой плотности в тв. телах, для хим. анализа и т. п.
Чувствительность формы мёссбауэровского спектра к динамич. эффектам используется в М. с. для
изучения диффузии атомов, спиновой релаксации, динамич. явлений при фазовых переходах и т. д.
Регистрация вторичных ч-ц (рентгеновских квантов, эл-нов конверсии внутренней),
сопровождающих распад возбуждённого состояния ядра после резонансного поглощения -кванта,
позволяет изучать поверхности тв. тел. Напр., при регистрации конверсионных эл-нов возможно исследование поверхностных слоев толщиной ~1000 Å.
• См. лит. при ст. Мёссбауэра эффект.
Н. Н. Делягин.
МЕТАЛЛИДЫ, то же, что металлические соединения.
МЕТАЛЛИЧЕСКАЯ СВЯЗЬ, тип хим. связи
атомов
в
в-вах, обладающих металлич. сввами. М. с. обусловлена большой концентрацией в таких кристаллах эл-нов проводимости.
Отрицательно заряженный «электронный газ» удерживает положительно заряженные ионы на
определённых расстояниях друг от друга (см. Металлы, Кристаллохимия).
МЕТАЛЛИЧЕСКИЕ СОЕДИНЕНИЯ (металлиды), твёрдые фазы сплавов металлов друг с другом
(интерметаллич. соединения) или с нек-рыми неметаллами (напр., с Н, В, N, С, Si), обладающие
металлическими св-вами. В отличие от твёрдых растворов М. с. относятся к т. н. промежуточным
фазам, т. е. имеют крист. решётку, отличную от решёток, образующих фазу компонентов. На диаграммах состояния М. с. характеризуются б. или м. узкой областью гомогенности (т. е. их состав
может отличаться от определённого стехиометрического), и от др. фаз диаграммы отделены
двухфазными областями.
По своей природе М. с. делят на ряд классов: электронные соединения, структура к-рых определяется
электронной концентрацией; т. н. фазы внедрения, построенные на базе тв. растворов внедрения в
решётку металла малых атомов неметаллов (напр., Н, N); нек-рые интерметаллич. соединения (и н т е
р м е т а л л и д ы), имеющие сложные решётки (-фазы, фазы Лавеса). Многие интерметаллиды не
обладают металлич. св-вами и поэтому не явл. М. с. К М. с. можно отнести и упорядоченные тв.
растворы, образующиеся в результате фазового перехода 1-го рода.
А. Л. Ройтбурд.
МЕТАЛЛИЧЕСКИЕ СТЁКЛА (стекловидные металлы, метглассы), металлич. сплавы в
стеклообразном состоянии, образующиеся при сверхбыстром охлаждении металлич. расплава (скорость охлаждения 106 К/с). Быстрый теплоотвод достигается, если, по крайней мере, один из
размеров изготовляемого образца достаточно мал (фольга, лента, проволока). Расплющиванием
капли расплава между охлаждаемыми наковальнями получают фольгу шириной 15 — 25 мм и
толщиной 40—70 мкм, а охлаждением на вращающемся барабане (диске) или прокаткой струи между
двумя валками — ленту шириной 3—6 мм и толщиной 40—100 мкм. Выдавливанием расплава в
охлаждённую жидкость могут быть изготовлены М. с. в виде проволоки.
Состав М. с.: ~ 80% переходных (Cr, Mn, Fe, Co, Ni, Zr, Pr и др.) или благородных металлов и ок. 20%
поливалентных неметаллов (В, С, N, Si, P, Ge и др.), играющих роль стеклообразующих элементов.
Примеры — бинарные сплавы (Au81Si19, Pd81Si19 и Fe80B20) и псевдобинарные сплавы, состоящие из
3—5 и более компонентов. М. с.— метастабильные системы, к-рые кристаллизуются при
408
нагревании до темп-ры, равной ок. 1/2 темп-ры плавления.
Изучение М. с. позволяет исследовать природу металлич., магн. и др. св-в тв. тел. Высокая
прочность (приближается к теор. пределу для кристаллов) в сочетании с большой пластичностью и
высокой коррозионной стойкостью делает М. с. перспективными упрочняющими элементами для
материалов и изделий. Нек-рые М. с. (напр., Fe80B20) — ферромагнетики с очень низкой
коэрцитивной силой и высокой магнитной проницаемостью, что обусловливает их применение в
качестве магнитно-мягких материалов. Другой важный класс аморфных магн. материалов — сплавы
редких земель с переходными металлами. Перспективно использование электрич. и акустич. св-в М.
с. (высокое и слабо зависящее от темп-ры электрич. сопротивление, слабое поглощение звука).
• В о н с о в с к и й С. В., Туров Е. А., Металлические стекла и аморфный магнетизм, «Изв. АН СССР.
Сер. физ.», 1978, т. 42, № 8, с. 1570; Петраковекий Г. А., Аморфные магнетики, «УФН», 1981, т. 134,
в. 2, с. 305. См. также лит. при ст. Магнитно-мягкие материалы.
Е. А. Туров.
МЕТАЛЛООПТИКА, раздел физики, в к-ром изучается вз-ствие металлов с эл.-магн. волнами
оптич. диапазона (электродинамич. св-ва металлов). Для металлов характерны: большие коэфф.
отражения волн R в широком диапазоне длин волн , что связано с высокой концентрацией в металле
эл-нов проводимости. Взаимодействуя с эл.-магн. волной, падающей на поверхность металла, эл-ны
проводимости создают переменные токи, в результате чего большая часть энергии, приобретённой
ими от эл.-магн. поля, излучается в виде вторичных волн, к-рые, складываясь, создают отражённую
волну. Часть энергии, поглощённая эл-нами, передаётся ионам решётки благодаря вз-ствию их с элнами. Токи проводимости экранируют внешнее эл.-магн. поле и приводят к затуханию волны внутри
металла (см. Скин-эффект).
Эл-ны проводимости могут поглощать сколь угодно малые кванты ћ эл.-магн. энергии ( —
частота излучения). Поэтому они вносят вклад в оптич. св-ва металла, к-рый особенно велик в
радиочастотной и ИК областях спектра.
Оптич. св-ва металла связаны с его комплексной диэлектрической проницаемостью
()='()-i(4/)() ('— диэлектрич. проницаемость за вычетом вклада эл-нов проводимости,
— электропроводность металла) или показателем преломления n=n'-i= ( — показатель поглощения). Комплексность n отражает экспоненциальное затухание волны внутри металла. В ИК и оптич.
области частот в первом приближении ()=()-(п/)2, где п — плазменная частота эл-нов. При
частотах
ОПТИЧЕСКИЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ НЕКОТОРЫХ МЕТАЛЛОВ
* Соответствует =0,5893 мкм.
п в металле возбуждаются п л а з м е н н ы е к о л е б а н и я эл-нов. Они приводят к появлению
области прозрачности при п.
В УФ диапазоне R падает, и металлы по своим оптич. св-вам приближаются к диэлектрикам; при ещё
больших частотах (рентг. область) оптич. св-ва определяются эл-нами внутр. оболочек атомов, и
металлы не отличаются от диэлектриков. Как и в диэлектриках, в металлах наблюдаются полосы
поглощения, связанные с резонансным возбуждением переходов между разными энергетич. зонами
эл-нов. Эти резонансы приводят к особенностям в '(). Благодаря сильному вз-ствию эл-нов полосы
поглощения в металле значительно шире, чем в диэлектрике. Обычно у металлов наблюдается неск.
полос, расположенных гл. обр. в видимой и ближней УФ, реже в ИК областях спектра.
Волны, отражённые от поверхности металла, поляризованные в плоскости падения и
перпендикулярно к ней, имеют разность фаз. Поэтому плоско поляризованный свет после отражения
становится эллиптически поляризованным. В отличие от диэлектриков для волн, поляризованных в
плоскости падения, всегда R0.
• Соколов А. В., Оптические свойства металлов, М., 1961; Б о р н М., Вольф Э., Основы оптики, пер.
с англ., М., 1970; Ги н з б у р г В. Л., Мотулевич Г. П., Оптические свойства металлов, «УФН»
1955 т. 55, в. 4, с. 469.
МЕТАЛЛОФИЗИКА, в широком смысле раздел физики, изучающий строение и св-ва металлов.
М.— составная часть физики твёрдого тела. Строение реальных металлов характеризуется
наличием трёх структур разл. масштаба: атомно-кристаллической, дефектной (см. Дефекты) и
гетерофазной(сплавы, тв. растворы). С этим связано существование трёх направлений М.:
микроскопич. теория металлов, исследование дефектов и их влияния на механич., электрич. и др. свва металлов (см. Пластичность), изучение фаз и гетерофазных металлич. материалов (часто именно
этот раздел называют М.). Все три направления с разл. сторон решают общую проблему —
установление связей физ. св-в металла с его строением и зависимости внутр. строения металлов от
внеш. условий.
• См. лит. при ст. Металлы.
МЕТАЛЛЫ (от греч. metallon, первоначально — шахта, руда, копи), простые в-ва, обладающие в
обычных условиях характерными св-вами: высокими электропроводностью и теплопроводностью,
отрицательным температурным коэфф. электропроводности, способностью хорошо отражать эл.магн. волны (блеск и непрозрачность), пластичностью. М. в тв. состоянии имеют крист. строение. В
парообразном состоянии М. одноатомны. Перечисленные св-ва М. обусловлены их электронным
строением. В твёрдых и жидких М. не все эл-ны связаны со своими атомами: значит. часть эл-нов
может перемещаться; энергия этих эл-нов (электронов проводимости) соответствует зоне
проводимости М. (см. Зонная теория). М. можно представить в виде остова из положит. ионов,
погружённого в «электронный газ». Последний компенсирует силы взаимного электростатич.
отталкивания положит. ионов и тем самым связывает их в твёрдое тело (металлич. связь).
Из известных (1980) 106 хим. элементов 83—М. Если в периодич. системе элементов провести
прямую от В до At (см. табл.), то М. будут расположены слева от неё. Совокупность перечисленных
св-в присуща типичным М. (напр., Cu, Au, Ag, Fe) при обычных условиях (атм. давлении, комнатной
темп-ре). При очень высоких давлениях (~105—106 атм или 1010—1011 Па) св-ва М. могут значительно измениться, а неметаллы приобрести металлич. св-ва. Металлич. блеск присущ только
компактным металлич. образцам и металлич. плёнкам, мелкодисперсные порошки М. часто имеют
чёрный или серый цвет. Многие элементы по одним св-вам можно отнести к М., по другим — к
неметаллам.
409
410
Особенно много таких «нарушений» имеется вблизи границы, обозначенной в таблице. Напр., Ge —
М. по внеш. виду и хим. св-вам, а по величине и хар-ру электропроводности — полупроводник;
существуют также полуметаллы. Металлич. сплавы по св-вам имеют много общего с М., поэтому их
нередко относят к М.
Большинство М. кристаллизуется в кубических объёмно-центрированной (ОЦК) и
гранецентрированной (ГЦК) решётках и гексагональной (ГПУ) решётке. Это соответствует наиб.
плотной упаковке атомов. Лишь небольшое число М. имеет более сложные типы крист. решёток.
Многие М. в зависимости от темп-ры и давления могут существовать в виде неск. крист.
модификаций (см. Полиморфизм).
Электрические свойства. Уд. электропроводность М. при комнатной темп-ре ~10-8'—10-6 Ом-1 •м-1.
Характерное св-во М. как проводников — линейная зависимость между плотностью тока и
напряжённостью приложенного электрич. поля (закон Ома). Носителями тока в М. явл. эл-ны
проводимости, обладающие высокой подвижностью. Согласно квантовомеханич. представлениям, в
идеальном кристалле эл-ны проводимости (при отсутствии тепловых колебаний крист. решётки) не
встречают сопротивления на своём пути. Существование у реальных М. электрич. сопротивления —
результат нарушения периодичности крист. решётки. Эти нарушения (дефекты) связаны как с
тепловым движением атомов, так и с наличием примесных атомов, вакансий, дислокаций и др.
статич. дефектов в кристаллах. На колебаниях и дефектах происходит рассеяние эл-нов. Мерой
рассеяния служит длина свободного пробега l -— ср. расстояние между двумя последовательными
столкновениями эл-нов с дефектами. Величина уд. электропроводности а связана с l соотношением:
где n — концентрация эл-нов проводимости (~1022 — 1023 см-3), е— заряд эл-на, рF=2ћ(3n/8)1/3—
граничный фермиевский импульс (см. Ферми поверхность). Зависимость или уд.
электросопротивления =-1 от темп-ры Т связана с зависимостью l от Т. При комнатных темп-рах
l~10-6 см. При темп-pax, значительно превышающих Дебая температуру, сопротивление
обусловлено гл. обр. тепловыми колебаниями атомов и возрастает с темп-рой линейно:
=ост(1+T). (2)
Постоянная , наз. температурным коэфф. сопротивления, имеет при темп-ре T=0°C типичное
значение: =4•10-3 К-1. При более низких темп-pax, когда влиянием тепловых колебаний на рассеяние
эл-нов можно пренебречь, сопротивление практически перестаёт зависеть от темп-ры. Это
предельное значение сопротивления наз. остаточным. Величина ост характеризует концентрацию
дефектов в решётке М. Удаётся получить столь чистые (с в е р х ч и с т ы е) и свободные от дефектов
М., что у них ост в 104—105 раз меньше уд. сопротивления при комнатной темп-ре. В сверхчистых
М. l достигает 10-2 см. При низких темп-pax (T<<D, D— дебаевская темп-pa) определяется ф-лой:
=ост +AT2 + BT5, (3)
где А и В — величины, не зависящие от Т. Член ВТ5 связан с рассеянием эл-нов на тепловых
колебаниях атомов, а член АТ2— со столкновениями эл-нов друг с другом. Ф-ла (3) явл.
приближённой.
У нек-рых М. и металлидов при определ. темп-ре, наз. критической, наблюдается полное
исчезновение сопротивления — переход в сверхпроводящее состояние (см. Сверхпроводимость).
Критич. темп-ры чистых М. лежат в интервале от неск. сотых долей К до 9 К, у металлидов — выше,
напр. у Nb3Ge критич. темп-ра 23,2 К.
Если металлич. образец, по к-рому течёт ток, поместить в пост. магн. поле, то в М. возникают
явления, обусловленные искривлением траекторий эл-нов в магн. поле в промежутках между
столкновениями (гальваномагнитные явления). Среди них важное место занимают Холла эффект и
магпиторезистиеный эффект. В магн. полях ~104—105 Э и более при низких темп-pax у всех
металлич. монокристаллов наблюдается осциллирующая зависимость электросопротивления от магн.
поля (Шубникова — де Хааза эффект).
При нагревании М. до высоких темп-р (напр., тугоплавких М. до ~2000—2500°С) наблюдается
«испарение» эл-нов с поверхности М. (термоэлектронная эмиссия). Эмиссия эл-нов с поверхности
М. происходит также под действием сильных электрич. полей E~107 В/см в результате туннельного
просачивания эл-нов через сниженный полем потенц. барьер (см. Автоэлектронная эмиссия).
Наблюдаются также явления фотоэлектронной эмиссии, вторичной электронной эмиссии и ионноэлектронной эмиссии. Перепад темп-ры вызывает в М. появление электрич. тока или термоэдс (см.
Термоэлектрические явления).
Тепловые свойства. Теплоёмкость М. обусловлена как ионным остовом (решёточная теплоёмкость
Ср), так и электронным газом (электронная теплоёмкость Сэ). Хотя концентрация эл-нов
проводимости в М. очень велика и не зависит от темп-ры, электронная теплоёмкость наблюдается у
большинства М. только при низких темп-pax, порядка неск. К (т. к. электронный газ в М. вырожден,
темп-pa вырождения ~104—105 К). Величину Сэ измеряют, пользуясь тем, что при уменьшении темпры Ср убывает пропорц. Т3, а Сэ — пропорц. Т. Для Cu (одного моля) Cэ=0,9•10-4 RT, для Pd
Сэ=1,6•10-3RT, где R — газовая постоянная. Эл-ны проводимости, обеспечивающие
электропроводность, участвуют и в теплопроводности М. Между уд. электропроводностью и
электронной частью теплопроводности существует простое соотношение, наз. Видемана — Франца
законом.
Взаимодействие металлов с электромагнитными полями. Перем. электрич. ток при достаточно
высокой частоте течёт по поверхности М., не проникая в его толщу (см. Скин-эффект). Эл.-магн.
поле частоты проникает в М. лишь на глубину скин-слоя толщиной 8. Напр., для Cu при =108 Гц
=6•10-4 см. В таком слое поглощается часть эл.-магн. энергии. Другая часть переизлучается эл-нами
и отражается (см. Металлооптика). В чистых М. при низких темп-рах обычно l>. При этом
напряжённость поля существенно изменяется на длине свободного пробега, что проявляется в хар-ре
отражения эл.-магн. волн от поверхности М. (а н о м а л ь н ы й с к и н - э ф ф е к т).
Сильное пост. магн. поле Н существенно влияет на радиочастотные св-ва М. Если на М.,
помещённый в сильное пост. магн. поле Н, падает эл.-магн. волна, частота к-рой кратна частоте
прецессии эл-нов проводимости вокруг силовых линий поля Н, наблюдаются резонансные явления
(см. Циклотронный резонанс). При определ. условиях в толще М., находящемся в пост. магн. поле,
могут распространяться слабо затухающие эл.-магн. волны, т. е. скин-эффект исчезает.
Электродинамнч. св-ва М., помещённого в магн. поле, сходны , со св-вами плазмы в магн. поле и явл.
источником информации об эл-нах проводимости.
Для эл.-магн. волн оптич. диапазона М., как правило, практически непрозрачны. Тонкая структура
линий характернстич. рентг. спектров, соответствующая квант. переходам эл-нов из зоны
проводимости на более глубокие уровни, отражает распределение эл-нов проводимости по уровням
энергии.
Магнитные свойства. Все переходные металлы с недостроенными f- и d-электронными оболочками
явл. парамагнетиками. Нек-рые из них при определ. темп-pax переходят в магнитоупорядоченное
состояние (см. ферромагнетизм, А нгпиферромагнетизм, Кюри точка). Магн. упорядочение
существенно влияет на все другие св-ва М., в частности на электрич. св-ва: в электрич.
сопротивление вносит вклад рассеяние эл-нов на колебаниях упорядоченной системы магн.
моментов эл-нов (см. Спиновые волны).
411
Гальваномагн. явления при этом также приобретают специфич. черты.
Магн. св-ва всех остальных М. определяют эл-ны проводимости, дающие вклад как в диамагнитную,
так и в парамагнитную восприимчивости М., и ионы, к-рые, как правило, диамагнитны (см.
Диамагнетизм). Магн. восприимчивость для большинства М. сравнительно мала (~10-6) и слабо
зависит от темп-ры. При низких темп-pax и в сильных магн. полях у всех металлич. монокристаллов
наблюдается сложная осциллирующая зависимость суммарного магн. момента от поля Н (Де Хааза
— ван Альфена эффект). Эффекты де Хааза — ван Альфена и Шубникова — де Хааза имеют общую
природу.
Механические свойства. Многие М. и сплавы обладают комплексом механич. св-в,
обеспечивающим их широкое применение в технике в кач-ве конструкц. материалов. Это в первую
очередь сочетание высоких пластичности и вязкости со значительными прочностью, твёрдостью и
упругостью, причём соотношение этих св-в может регулироваться в большом диапазоне с помощью
механич. и термич. обработки М., а в сплавах — изменением (иногда незначительным) концентрации
компонентов. Некоторые металлы (Zn, Sb, Bi) при комнатной температуре хрупки и становятся
пластичными только при нагревании.
Исходной хар-кой механич. св-в М. явл. модуль упругости G, определяющий сопротивление крист.
решётки упругому деформированию и непосредственно отражающий величину сил связи в
кристалле. Сопротивление разрушению или пластич. деформации идеального кристалла велико (~101
G). Но в реальных кристаллах эти хар-ки, как и все механич. св-ва, определяются наличием
дефектов, в первую очередь дислокацией. Перемещение дислокаций по плотноупакованным
плоскостям приводит к скольжению — осн. механизму пластич. деформации М. (см. Пластичность).
Важнейшая особенность М.— малое сопротивление перемещению дислокации в бездефектном кристалле. Это сопротивление особенно мало в кристаллах с чисто металлич. связью, к-рые обычно
имеют плотно-упакованные структуры (ГЦК или ГПУ). Увеличение сопротивления пластич.
деформации (по крайней мере, в этих кристаллах) связано со вз-ствием движущихся дислокаций с др.
дефектами в кристаллах (с др. дислокациями, примесными атомами, внутр. поверхностями раздела).
Вз-ствие дефектов определяется искажениями решётки вблизи них и пропорц. G. В результате
большой плотности дислокаций и др. дефектов прочность М. возрастает.
В процессе деформации число дислокаций в крист. решётке увеличивается, соотв. растёт
сопротивление пластич. деформации (д е ф о р м а ц и о н н о е у п р о ч н е н и е или н а к л ё п).
По мере роста плотности дислокаций при пластич. деформации растёт неравномерность их
распределения, приводящая к концентрации напряжений в местах сгущения дислокаций и
зарождению очагов разрушения — трещин. Концентрации напряжений имеются и без деформации в
местах скопления примесей, ч-ц др. фаз и т. п. Но, вследствие пластичности М., деформация вблизи
скоплений предотвращает разрушение. Однако если сопротивление движению дислокации растёт, то
это приводит к хрупкому разрушению.
• Френкель Я. И., Введение в теорию металлов, 3 изд., М.—Л., 1958; Абрикосов А. А., Введение в
теорию нормальных металлов, М., 1972; Физические основы металловедения, М., 1955; Ш у л ь ц е
Г., Металлофизика, пер. с нем., М., 1971; Уайэтт О. Г., Д ь ю-Х ь ю з Д., Металлы, керамики,
полимеры, пер. с англ., М., 1979; Бернштейн М. Л., 3 а й м о в с к и й В. А., Механические свойства
металлов, М., 1979.
М. И. Каганов.
МЕТАМАГНЕТИК, вещество, обладающее в слабых магн. полях св-вами антиферромагнетиков, а
в полях напряжённостью выше 5—10 кЭ — св-вами ферромагнетиков. Типичными М. явл. слоистые
соединения типа FeCl2, в к-рых слои ионов железа, обладающих магнитным моментом, отделены
друг от друга двойным слоем немагн. ионов хлора. Слои магн. ионов представляют собой
двухмерные ферромагнетики, внутри этих слоев между ионами имеется сильное ферромагнитное обменное вз-ствие (см. Ферромагнетизм). Между собой соседние слои магн. ионов связаны
антиферромагнитно (см. Антиферромагнетизм). В результате в системе магн. моментов устанавливается упорядоченное состояние в виде слоистой магн. структуры из чередующихся по
направлению намагниченности ферромагн. слоев. Нейтронографич. исследования (см. Нейтронография) подтвердили существование такой магн. структуры в
Кривая намагничивания метамагнетика FeBr2 (J— намагниченность образца, Н — напряжённость
внеш. магн. поля). В поле Н—40 кЭ (при 4,2 К) в FeBr2 происходит фазовый переход I рода в
ферромагн. состояние.
FeCl2, FeBr2, FeCO3 и др. М. Вследствие относительно слабой антиферромагн. связи между слоями и
не очень большой магнитной анизотропии самих слоев внеш. магн. поля напряжённостью выше 5—
10 кЭ могут превратить слоистый М. в однородный намагниченный ферромагнетик, что отражается
на кривой намагничивания М. (рис.). Фазовый переход
I рода, при к-ром векторы намагниченности всех слоев М. устанавливаются параллельно
приложенному магн. полю, наз. метамагнитным.
Часто термин «М.» распространяют на все антиферромагнетики, в к-рых эфф. магн. поле
анизотропии НA (ответственное за ориентацию маги. моментов относительно кристаллографич. осей)
больше (или равно) НE — эфф. поля антиферромагн. обменного вз-ствия.
• Л а н д а у Л. Д., Возможное объяснение зависимости восприимчивости от поля при низких
температурах, Собр. трудов, т. 1, М., 1969; Боровик-Романов А. С., Антиферромагнетизм, в кн.;
Антиферромагнетизм и ферриты, М., 1962 (Итоги науки. Физико-математические науки, т. 4); В о н с
о в с к и й С. В., Магнетизм, М., 1971
А. С. Боровик-Романов
МЕТАСТАБИЛЬНОЕ СОСТОЯНИЕ (от греч. meta...— приставка, означающая здесь изменение,
переход к ч.-л. другому, и лат. stabilis — устойчивый) в термодинамике, состояние неустойчивого
равновесия физ. макроскопич. системы, в к-ром система может находиться длит. время, не переходя
в более устойчивое (при данных условиях) состояние (фазу).
Существование М. с. связано с особенностями кинетики фазовых переходов. Фазовый переход
начинается с возникновения зародышей новой фазы: пузырьков пара при переходе жидкости в пар,
микрокристалликов при переходе жидкости в крист. состояние и т. п. Для образования зародышей
требуются затраты энергии на создание поверхностей раздела фаз. Росту образовавшихся зародышей
мешает значит. кривизна их поверхности (см. Капиллярные явления), приводящая при
кристаллизации к повышенной растворимости зародышей тв. фазы, при конденсации жидкости — к
испарению мельчайших капелек, при парообразовании — к повышенной упругости пара внутри
маленьких пузырьков. Указанные факторы могут сделать энергетически невыгодными возникновение и рост зародышей новой фазы и задержать переход системы из М. с. в абсолютно
устойчивое состояние при данных условиях. Фактором, способствующим сохранению М. с., может
быть высокая вязкость в-ва, препятствующая, напр., установлению упорядоченного расположения
молекул в аморфных тв. телах (кристаллизации стёкол).
М. с. часто встречается в природе а используется в науке и технике. С существованием М. с. связаны,
напр., явления магн., электрич. и упругого гистерезиса, закалка стали, образование пересыщенных рров и т. п. В науч. исследованиях пар в перегретом состоянии использовался для регистрации треков
заряж. ч-ц в Вильсона камере; в совр. пузырьковых камерах для тех же целей применяют
находящиеся в М. с. жидкости.
• Л а н д а у Л. Д., Л и ф ш и ц Е. М., Статистическая физика, 3 изд., ч. 1, М., 1976, § 21, 162
(Теоретическая физика, т. 5); Ш т р а у ф Е. А., Молекулярная физика,
412
М.-Л., 1949; С а м о й л о в и ч А. Г., Термодинамика и статистическая физика, М., 1953; Рейф Ф.,
Статистическая физика, лер. с англ., М., 1972 (Берклеевский курс финики, т. 5).
Г. Я. Мякишев.
МЕТАСТАБИЛЬНОЕ СОСТОЯНИЕ квантовых систем, возбуждённое энергетич. состояние ат.
систем (атомов, молекул, ат. ядер), в к-ром они могут существовать длит. время (квазистабильны).
Метастабильными явл. такие возбуждённые состояния, квантовые переходи из к-рых в состояния с
меньшей энергией, сопровождающиеся излучением (испусканием фотонов), запрещены отбора
правилами (точными или приближёнными) и, следовательно, либо совсем не могут происходить,
либо маловероятны. Мера метастабильности состояния — его время жизни =1/A, где А — полная
вероятность перехода из данного состояния во все состояния с меньшей энергией. В предельном
случае строго запрещённых переходов А=0, = и состояние стабильно. Обычно времена жизни для
М. с. атомов и молекул составляют от долей секунды до неск. секунд.
Атомы и молекулы в М. с. играют важную роль в элем. процессах. В разреж. газах энергия
возбуждения может длит. время сохраняться ч-цами в М. с. и затем передаваться др. ч-цам при
столкновениях, что вызывает послесвечение. Процессы люминесценции сложных молекул связаны с
наличием метастабильных молекул в триплетных возбуждённых состояниях, переходы из к-рых в
основное синглетное состояние запрещены приближённым правилом отбора по спиновому квант.
числу (S=0). О М. с. ядер см. Изомерия атомных ядер.
М. А. Ельяшевич.
МЕТАЦЕНТР, точка, от положения к-рой зависит устойчивость равновесия (остойчивость)
плавающего тела. При равновесии на плавающее тело, кроме силы тяжести Р, приложенной в центре
тяжести (ЦТ) тела (рис.), действует ещё выталкивающая сила А, линия действия к-рой проходит
через т. н. центр водоизмещения — ЦВ (центр тяжести массы жидкости в объёме погружённой части
тела).
[Положение метацентра М при устойчивом (a) и неустойчивом (б) равновесии
плавающего тела.
В наиболее важном для практики случае, когда плавающее тело имеет продольную плоскость
симметрии, точка пересечения этой плоскости с линией действия выталкивающей силы и наз. М. При
наклонах тела положение М. меняется. Плавающее тело будет остойчивым, если самый низший из
М. (иногда только его и наз.
М.) будет лежать выше центра тяжести тела.
МЕТАЦЕНТРИЧЕСКАЯ ВЫСОТА, возвышение метацентра над центром тяжести плавающего
тела. М. в. служит мерой остойчивости судна. МЕТР (франц. metre, от греч. metron — мера) (м, т),
единица длины, основная в СИ. До 1960 междунар. эталоном М. была штриховая мера длины —
брусок из платиноиридиевого сплава, хранящийся в Междунар. бюро мер и весов в Севре (близ
Парижа). Согласно принятому в 1960 11-й Генеральной конференцией по мерам и весам
определению, «Метр — длина, равная 1650763, 73 длины волны в вакууме излучения,
соответствующего переходу между уровнями 2р10 и 5d5 атома криптона-86». Гос. первичный эталон
СССР для воспроизведения ед. длины — метра и передачи её размера др. мерам длины представляет
собой комплекс аппаратуры, включающий интерферометры для точного измерения длин.
Первичный эталон М. позволяет воспроизводить М. со ср. квадратическим отклонением, не превышающим 5•10-9м.
• ГОСТ 8.020-75. ГСИ. Государственный первичный эталон и общесоюзная поверочная схема для
средств измерений длины.
МЕТРИКА ПРОСТРАНСТВА-ВРЕМЕНИ в теории относительности, задаёт расстояния
(интервалы) между точками пространства-времени (событиями) и, т. о., полностью определяет
геометрические свойства четырёхмерного пространства-времени. См. Относительности теория,
Тяготение.
МЕТРИЧЕСКАЯ СИСТЕМА МЕР, совокупность единиц физ. величин, в основу к-рой положены 2
ед.: длины — метр и массы — килограмм. М. с. м. была разработана во Франции в 18 в. во время
Великой франц. революции. По предложению комиссии из крупнейших франц. учёных метр был
определён как десятимиллионная часть 1/4 длины парижского геогр. меридиана, килограмм как масса
1 дм3 дистиллированной воды при 4°С. Размеры, наименования и определения др. единиц М. с. м.
(площади — кв. метр, объёма — кубич. метр и др.) были выбраны так, чтобы система не носила нац.
хар-ра и могла быть принята всеми странами. Отличит. особенностью М. с. м. явился принцип
десятичных соотношений при образовании кратных единиц и дольных единиц. Удачный выбор
принципов, положенных в основу М. с. м., содействовал тому, что в 1875 17 стран, в т. ч. Россия,
подписали Метрич. конвенцию для обеспечения междунар. единства и усовершенствования метрич.
системы.
М, с. м. была допущена, к применению в России законом от 4.6.1899, проект к-рого был разработан
Д. И. Менделеевым, и введена в кач-ве обязательной декретом СНК РСФСР
от 14.9.1918, а для СССР — постановлением СНК СССР от 21.7.1925. На основе М. с. м. возник
целый ряд частных, охватывающих лишь отд. разделы физики или отрасли техники систем единиц и
отд. внесистемных единиц. Развитие науки и техники, а также междунар. связей привело к созданию
в сер. 20 в. на основе М. с. м. единой, охватывающей все области измерений системы единиц —
Международной системы единиц (СИ), к-рая принята в кач-ве обязательной в СССР с 1982 (ГОСТ
8.417-81).
• Широков К. П., 50-летие метрической системы в СССР, «Измерительная техника», 1968, № 9; Б у р
д у н Г. Д., Единицы физических величин, 4 изд., М., 1967.
К. Г. Широков.
МЕТРИЧЕСКИЙ ТЕНЗОР, совокупность величин, определяющих геом. свойства пространства
(его метрику). В теории относительности М. т. определяет метрику пространства-времени.
МЕТРОЛОГИЧЕСКАЯ СЛУЖБА, обеспечивает единство измерений в стране (т. е. такое
состояние измерений, при к-ром их результаты выражены в узаконенных ед. и погрешности
измерений известны с заданной вероятностью), включая стандартизацию ед. физ. величин, их
воспроизведение с помощью гос. эталонов, передачу размеров единиц всем применяемым в стране
средствам измерений, гос. испытания новых образцов средств измерений, надзор за состоянием и
применением уже находящихся в эксплуатации средств измерений, организацию гос. системы
стандартных справочных данных (сбор и публикацию официальных данных о физ. константах и сввах в-в и материалов), проведение метрологич. экспертизы стандартов, нормативно-техн. и проектной документации, надзор за соблюдением стандартов и кач-вом выпускаемой продукции и др.
метрологич. мероприятия, а также участие в работах междунар. метрологич. организаций. Науч.
сторону М. с. обеспечивают метрологич. институты, хранящие эталоны и ведущие науч.
исследование по проблемам метрологии. В СССР М. с. подразделяется на государственную и
ведомственную. Гос. М. с. возглавляет Гос. комитет СССР по стандартам (Госстандарт СССР).
• Метрологическая служба СССР, М., 1968; ГОСТ 1.25—76. Государственная система
стандартизации. Метрологическве обеспечение. Основные положения.
К. П. Широков.
МЕТРОЛОГИЯ (от греч. metron — мера и logos — слово, учение), наука об измерениях и методах
достижения повсеместного их единства и требуемой точности. К осн. проблемам М. относятся:
общая теория измерений, образование единиц физ. величин и их систем, методы и средства
измерений, методы определения точ413
ности измерений (теория погрешностей измерении), основы обеспечения единства измерений и
метрологич. исправности средств измерений (законодательная М.), создание эталонов и образцовых
средств измерений, методы передачи размеров единиц от эталонов образцовым и далее рабочим
средствам измерений.
Первоначально М. занималась описанием разл. рода мер (линейных, вместимости, веса, времени), а
также монет, применявшихся в разных странах, и нахождением соотношений между ними (теперь
это область историч. М.). Поворотным моментом в развитии М. стало заключение в 1875 Метрич.
конвенции (17 государствами, в т. ч. Россией), учреждение Междунар. бюро мер и весов и создание
эталонов метрич. мер. Совр. М. опирается на физ. эксперимент высокой точности, она использует
достижения физики, химии и др. естеств. наук, но вместе с тем находит свои оптим. решения задач
изучения св-в физ. объектов.
Общая теория измерений окончательно ещё не сложилась, в неё входят сведения и обобщения,
полученные в результате анализа и изучения измерений и их элементов: физ. величин, их единиц,
средств и методов измерений, получаемых результатов измерений.
В М., как и в физике, физ. величина трактуется как св-во физ. объектов (систем), общее в качеств.
отношении для многих объектов, но в количеств, отношении индивидуальное для каждого объекта, т.
е. как св-во, к-рое может быть для одного объекта в то или иное число раз больше или меньше, чем
для другого (напр., масса, темп-pa, скорость движения).
Для получения объективной количеств. оценки величины выбирают единицу этой величины (для
нек-рых величин — шкалу физической величины). Единица — это физ. величина (конкретная),
числовое значение к-рой по условию принято равным единице. С развитием науки от случайного выбора единиц отд. величин перешли к построению систем единиц. В М. рассматриваются теор.
аспекты связей между физ. величинами и принципы построения систем единиц, а также конкретные
системы.
Каждое из измерений представляет собой физ. опыт, выполняемый с помощью одного или
нескольких спец. техн. средств (средств измерений), нроградуированных в принятых единицах. Для
достижения единства измерений (т. е. такого состояния измерений, при к-ром их результаты выражены в узаконенных ед. и погрешности измерений известны с заданной вероятностью) должны
производиться, в частности, правильная градуировка и периодич. поверка применяемых в стране
средств измерений. Для этого необходимы эталоны единиц и парк образцовых средств измерений.
М. изучает способы воспроизведения единиц с помощью эталонов и пути повышения их точности, а
также методы передачи размеров единиц (методы поверки).
Большой раздел М. посвящён методам нахождения оценок погрешностей измерений, для чего
используется аппарат теории вероятностей и матем. статистики.
Законодательная М. рассматривает вопросы, связанные с достижением единства измерений и
единообразия средств измерений и нуждающиеся в регламентации и контроле со стороны
государства. Для проведения в жизнь всех необходимых для этого мероприятий в СССР
организована метрологическая служба.
• Маликов С. Ф., Тюрин Н. И., Введение в метрологию, 2 изд., М., 1966; Бурдун Г. Д., Марков Б. Н.,
Основы метрологии, 2 изд., М., 1975; Ш и р о к о в К. П., Об основных понятиях метрологии, «Тр.
метрологических ин-тов СССР», 1972, в. 130.
К. П. Широков.
МЕХАНИКА [от греч. mechanike (techne) — наука о машинах, искусство построения машин], наука
о механич. движении матер. тел и происходящих при этом вз-ствиях между ними. Под механич.
движением понимают изменение с течением времени взаимного положения тел или их ч-ц в пр-ве. В
природе — это движение небесных тел, колебания земной коры, воздушные и морские течения и т.
п., а в технике — движения разл. летат. аппаратов и транспортных средств, частей двигателей, машин
и механизмов, деформации элементов разл. конструкций и сооружений, движения жидкостей и газов
и мн. др. Рассматриваемые в М. вз-ствия представляют собой те действия тел друг на друга,
результатами к-рых явл. изменения скоростей точек этих тел или их деформации, напр. притяжения
тел по закону всемирного тяготения, взаимные давления соприкасающихся тел, воздействия ч-ц
жидкости или газа друг на друга и на движущиеся в них тела.
Под М. обычно понимают т. н. классич. М., в основе к-рой лежат Ньютона законы механики, а
предметом её изучения явл. движения любых матер. тел (кроме элементарных частиц), совершаемые
со скоростями, малыми по сравнению со скоростью света. Движение тел со скоростями порядка скорости света рассматриваются в относительности теории, а внутриат. явления и движение элем. ч-ц
изучаются в квантовой механике.
При изучении движения матер. тел в М. вводят ряд абстрактных понятий, отражающих те или иные
св-ва реальных тел; ими являются: 1) м а т е р и а л ь н а я т о ч к а — объект пренебрежимо малых
размеров, имеющий массу; это понятие применимо, когда тело движется поступательно
или когда в изучаемом движении можно пренебречь вращением тела вокруг его центра масс. 2)
Абсолютно твёрдое тело — тело, расстояние между двумя любыми точками к-рого всегда остаётся
неизменным; это понятие применимо, когда можно пренебречь деформацией тела. 3) Сплошная
изменяемая среда; это понятие применимо, когда при изучении движения изменяемой среды
(деформируемого тв. тела, жидкости, газа) можно пренебречь мол. структурой среды. При изучении
сплошных сред прибегают к след. абстракциям, отражающим при данных условиях наиболее
существ. св-ва соответствующих реальных тел: идеально упругое тело, пластич. тело, идеальная
жидкость, вязкая жидкость, идеальный газ и др. В соответствии с этим М. разделяют на: М. матер.
точки, М. системы матер. точек, М. абсолютно тв. тела и М. сплошной среды. Последняя в свою
очередь подразделяется на теорию упругости, теорию пластичности, гидродинамику, аэродинамику,
газовую динамику и др. В каждом из этих подразделов в соответствии с хар-ром решаемых задач
выделяют: статику — учение о равновесии тел под действием сил, кинематику — учение о геом. сввах движения тел и динамику — учение о движении тел под действием сил. Изучение осн. законов и
принципов, к-рым подчиняется механнч. движение тел, и вытекающих из этих законов и принципов
общих теорем и ур-ний составляет содержание т. н. общей, или теоретической, М. Разделами М.,
имеющими самостоят. значение, явл. также теория колебаний, теория устойчивости равновесия и
устойчивости движения, теория гироскопа, механика тел переменной массы, теория автоматич. регулирования, теория удара и др. Важное место в М., особенно в М. сплошных сред, занимают
эксперим. исследования, проводимые с помощью разнообразных механич., оптич., электрич. и др.
физ. методов и приборов. М. тесно связана со многими др. разделами физики. Ряд понятий и методов
М. при соответствующих обобщениях находит приложение в оптике, статистич. физике, квант. М.,
электродинамике, теории относительности и др. (см., напр., Действие, Канонические уравнения
механики, Лагранжа функция, Лагранжа уравнения в общей механике, Наименьшего действия
принцип). Кроме того, при решении ряда задач газовой динамики, теории взрыва, теплообмена в
движущихся жидкостях и газах, динамики разреженных газов, магнитной гидродинамики и др.
одновременно используются методы и ур-ния как теор. М., так и термодинамики, мол. физики,
теории электричества и др. Важное значение М. имеет для мн. разделов астрономии, особенно для
небесной механики.
414
Часть М., непосредственно связанную с техникой, составляют многочисленные общетехн. и спец.
дисциплины, такие, как гидравлика, сопротивление материалов, строит. М., кинематика механизмов,
динамика машин и механизмов, теория гироскопич. устройств, внеш. баллистика, динамика ракет,
теория движения наземных, морских и воздушных транспортных средств, теория регулирования и
управления движением разл. объектов и др. Все эти дисциплины пользуются ур-ниями и методами
теор. М. Таким образом, М. явл. одной из научных основ мн. областей совр. техники.
Основные понятия и методы механики. Осн. кинематич. мерами движения в М. являются: для точки
— её скорость и ускорение, а для тв.
тела — скорость и ускорение поступат. движения и угловая скорость и угловое ускорение вращат.
движения. Кинематич. состояние деформируемого тв. тела характеризуется относит. удлинениями и
сдвигами его ч-ц; совокупность этих величин определяет т. н. тензор деформаций. Для .жидкостей и
газов кинематич. состояние характеризуется тензором скоростей деформаций; при изучении поля
скоростей движущейся жидкости пользуются также понятием вихря, характеризующего вращение чцы. Осн. мерой механич. вз-ствия матер. тел в М. явл. сила. Одновременно в М.
пользуются понятием момента силы относительно точки и относительно
оси.. В М. сплошной среды силы задаются их поверхностным или объёмным распределением, т.
е. отношением величины силы к площади поверхности (для поверхностных сил) или к объёму
(для массовых сил), на к-рые соответствующая сила действует. Возникающие в сплошной среде
внутр. напряжения характеризуются в каждой точке среды касательными и норм. .напряжениями,
совокупность
к-рых представляет
собой
величину,
наз. тензором напряжений. Среднее
арифметическое трёх норм. напряжений, взятое с обратным знаком, определяет величину, наз.
давлением в данной точке среды.
На
движение
тела, помимо действующих
сил,
оказывает
влияние степень его
инертности. Для матер. точки мерой инертности явл. её масса, ииертность матер. тела зависит от
его общей массы и от распределения масс теле, к-рое характеризуется положением центра масс
и величинами, наз. осевыми и центробежными моментами инерции; совокупность этих
величин определяет т. н. тензор инерции. Инертность жидкости или газа характеризуется их
плотностью.
В основе М. лежат три закона Ньютона. Первые два справедливы по отношению к т. н. инерциальной
системе отсчёта. Второй закон даёт осн. ур-ния для решения задач динамики точки, а вместе с
третьим — для
решения задач динамики системы матер. точек. В М. сплошной среды, кроме законов Ньютона,
используются ещё законы, отражающие св-ва данной среды и устанавливающие для неё связь между
тензором напряжений и тензорами деформаций или скоростей деформаций. Таков Гука закон для
линейно-упругого тела и закон Ньютона для вязкой жидкости (см. Вязкость). О законах, к-рым
подчиняются др. среды, см. Пластичность и Реология.
Важное значение для решения задач М. имеют понятия о динамич. мерах движения, к-рыми явл.
количество движения, момент количества движения (или кинетич. момент) и кинетическая энергия,
и о мерах действия силы, каковыми служат импульс силы и работа. Соотношение между мерами
движения и мерами действия силы дают т. н. общие теоремы динамики. Эти теоремы и вытекающие
из них законы сохранения кол-ва движения, момента кол-ва движения и механич. энергии выражают
св-ва движения любой системы матер. точек и сплошной среды.
Эфф. методы изучения равновесия и движения несвободной механич. системы (см. Связи
механические) дают вариационные принципы механики, в частности возможных перемещений
принцип, наименьшего действия принцип, а также Д'Аламбера принцип. При решении задач М.
широко используются вытекающие из её законов или принципов дифф. ур-ния движения матер.
точки, тв. тела И системы матер. точек, в частности ур-ния Лагранжа, канонич. ур-ния, ур-ние
Гамильтона — Якоби, а в М. сплошной среды — соответствующие ур-ния равновесия или движения
этой среды, ур-ние неразрывности (сплошности) среды и ур-ние энергии.
Основные этапы развития механики. М.— одна из древнейших наук. Её возникновение и развитие
неразрывно связаны с развитием производит. сил общества, нуждами практики. Раньше других
разделов М. под влиянием запросов гл. обр. строит. техники начинает развиваться статика. Первые
дошедшие до нас трактаты по М., где рассматриваются элем. задачи статики и св-ва простейших
машин, появились в Древней Греции. К ним относятся натурфилософские сочинения Аристотеля (4
в. до н. э.), к-рый ввёл в науку термин «М.». Научные основы статики (теория рычага, сложение
параллельных сил, учение о центре тяжести, начала гидростатики и др.) разработал Архимед (3 в. до
н. э.). Существенный вклад в дальнейшие исследования по статике (установление правил
параллелограмма сил и развитие учения о моменте силы) принадлежит Леонардо да Винчи (15 в.),
голл. учёному С. Стевину (16 в.), франц. учёному П. Вариньону (17 в.), а по теории пар сил — франц.
учёному Л. Пуансо (1804).
Периодом создания научных основ динамики, а с ней и всей М. явился 17 в. Большое влияние на
развитие М. оказало учение польск. астронома Н. Коперника (16 в.) и открытие нем. астрономом И.
Кеплером законов движения планет (нач. 17 в.). Основоположником динамики явл. итал. учёный Г.
Галилей, к-рый дал первое верное решение задачи о движении тела под действием силы (закон равноускоренного падения); его исследования привели к открытию закона инерции и принципа
относительности классич. М.; им же положено начало теории колебаний (открытие изохронности
малых колебаний маятника) и науке о сопротивлении материалов (исследование прочности балок).
Важные для дальнейшего развития М. исследования движения точки по окружности, колебаний физ.
маятника и законов упругого удара тел принадлежат голл. учёному X. Гюйгенсу. Создание основ
классич. М. завершается трудами И. Ньютона, сформулировавшего осн. законы М. (1687) и
открывшего закон всемирного тяготения. В 17 в. были установлены и два исходных положения М.
сплошной среды: закон вязкого трения в жидкостях и газах (Ньютон) и закон, выражающий
зависимость между напряжениями и деформациями в упругом теле (англ. учёный Р. Гук).
В 18 в. интенсивно развиваются аналитич. методы решения задач М., основывающиеся на
использовании дифф. и интегр. исчислений. Для матер. точки эти методы разработал Л. Эйлер,
заложивший также основы динамики тв. тела. Аналитич. методы решения задач динамики системы
основываются на принципе возможных перемещений, развитию и обобщению к-рого были
посвящены исследования швейц. учёного И. Бернулли, франц. учёных Л. Карно, Ж. Фурье и Ж.
Лагранжа, и на принципе, высказанном франц. учёным Д'Аламбером и носящем его имя. Разработку
этих методов завершил Лагранж, получивший ур-ния движения системы в обобщённых координатах
(назв. его именем); им же разработаны основы совр. теории колебаний. Др. путь решения задач М.
исходит из принципа наименьшего действия в форме, высказанной для точки франц. учёным П.
Мопертюи и обобщённой на случай системы точек Лагранжем. В М. сплошной среды Эйлером,
швейц. учёным Д. Бернулли, а также Лагранжем и Д'Аламбером были разработаны теор. основы
гидродинамики идеальной жидкости.
В 19 в. продолжается интенсивное развитие всех разделов М. В динамике тв. тела результаты,
полученные Эйлером и Лагранжем, а затем продолженные С. В. Ковалевской и др. исследователями,
послужили основой, имеющей большое ирактич. значение
415
теории гироскопа. Дальнейшему развитию принципов М. были посвящены исследования М. В.
Остроградского, ирл. учёного У. Гамильтона, нем. учёных К. Якоб и и Г. Герца и др. Англ. учёным
Э. Раусом, Н. Е. Жуковским и особенно А. М. Ляпуновым была разработана теория устойчивости
равновесия и движения. И. А. Вышнеградский заложил основы совр. теории автоматич. регулирования. Доказанная франц. учёным Г. Кориолисом теорема о составляющих ускорения легла в основу
динамики относит. движения. Кинематика, развивавшаяся одновременно с динамикой, выделяется во
2-й пол. 19 в. в самостоят. раздел М.
Значит. развитие в 19 в. получила М. сплошной среды. Франц. учёными Л. Навье и О. Коши были
установлены общие ур-ния теории упругости. Дальнейшие фундам. результаты в этой области
получили англ. учёные Дж. Грин, У. Томсон, франц. учёные С. Пуассон, А. Сен-Венан, Г. Ламе, нем.
учёный Г. Кирхгоф, Остроградский и др. Исследования Навье и англ. учёного Дж. Стокса привели к
установлению дифф. ур-ний движения вязкой жидкости. Существенный вклад в дальнейшее
развитие динамики идеальной и вязкой жидкости внесли нем. учёный Г. Гельмгольц (учение о
вихрях), Кирхгоф и Жуковский (отрывное обтекание тел), англ. учёный О. Рейнольдс (начало
изучения турбулентных течений), Н. П. Петров (гидродинамич. теория трения при смазке), нем. учёный Л. Прандтль (теория пограничного слоя) и др. Сен-Венан предложил первую матем. теорию
пластич. течения металла.
В 20 в. интенсивно развиваются новые области науки — теория нелинейных колебаний, основы крой были заложены в трудах Ляпунова и франц. учёного А. Пуанкаре, М. тел перем. массы и
динамика ракет, где ряд исходных исследований принадлежит И. В. Мещерскому (труды кон. 19 в.) и
К. Э. Циолковскому. В М. сплошной среды появляются два раздела: аэродинамика, основы к-рой, как
и всей авиац. науки, были созданы Жуковским, и газовая динамика, основы к-рой были заложены С.
А. Чаплыгиным.
Современные проблемы механики. К числу этих проблем относятся уже отмечавшиеся задачи теории
колебаний (особенно нелинейных), динамики тв. тела, теории устойчивости движения, а также М.
тел перем. массы и динамики косм. полётов. Всё большее значение приобретают задачи, требующие
применения вероятностных методов расчёта, т. е. задачи, в к-рых, напр., для действующих сил
известна лишь вероятность того, какие значения они могут иметь. В М.
непрерывной среды весьма актуальны проблемы: изучения поведения макрочастиц при изменении их
формы, что связано с разработкой более строгой теории турбулентного течения жидкости; решения
задач теории пластичности и ползучести; создания обоснованной теории прочности и разрушения тв.
тел.
Большой круг задач М. связан с изучением движения плазмы в магн. поле (магнитная
гидродинамика), т. е. с решением одной из самых актуальных проблем совр. физики — осуществлением управляемого термоядерного синтеза. В гидродинамике ряд важнейших задач связан с
проблемами больших скоростей в авиации, баллистике, турбиностроении и двигателестроении.
Много новых задач возникает на стыке М. с др. областями наук. Сюда относятся проблемы
гидротермохимии, т. е. исследования механич. процессов в жидкостях и газах, вступающих в хим.
реакции, изучение сил, вызывающих деление клеток, механизма образования мускульной силы и др.
При решении мн. задач М. используются электронно-вычислительные и аналоговые машины;
разработка методов решения новых задач М. с помощью этих машин (особенно М. сплошной среды)
— также весьма актуальная проблема.
• Г а л и л е й Г., Соч., т. 1, М.—Л., 1934; Н ь ю т о н И., Математические начала натуральной
философии, пер. с лат., М.—Л., 1936 (Крылов А. Н., Собр. соч., т. 7); Э й л е р Л., Основы динамики
точки, пер. с лат., М.—Л., 1938; Д'А л а м б е р Ж., Динамика, пер. с франц., М.—Л., 1950; Л а г р а н
ж Ж., Аналитическая механика, пер. с франц., 2 изд., т. 1—2, М.—Л., 1950; Жуковский Н. Е.,
Теоретическая механика, 2 изд., М.—Л., 1952; Суслов Г. К., Теоретическая механика, 3 изд., М.— Л.,
1946; Бухгольц Н. Н., Основной курс теоретической механики, 9 изд., ч. 1, 6 изд., ч. 2, М., 1972;
Моисеев Н. Д., Очерки развития механики, М., 1961; Космодемьянский А. А., Очерки по истории
механики, 2 изд., М., 1964; История механики с древнейших времен до конца XVIII в., М., 1971;
Веселовский И. Н., Очерки по истории теоретической механики, М., 1974; Механика в СССР за 50
лет, т. 1—3, М., 1968—72; См. также лит. при ст. Гидроаэромеханика, Упругости теория и
Пластичности теория.
С. М. Тарг.
МЕХАНИКА СПЛОШНОЙ СРЕДЫ, раздел механики, посвящённый изучению движения и
равновесия газов, жидкостей, плазмы и деформируемых тв. тел; подразделяется на
гидроаэромеханику, газовую динамику, упругости теорию, пластичности теорию и др. Осн.
допущение М. с. с. состоит в том, что в-во можно рассматривать как непрерывную, сплошную среду,
пренебрегая его молекулярным (атомным) строением, и одновременно считать непрерывным
распределение в среде всех её хар-к (плотности, напряжений, скоростей ч-ц и др.). Эти допущения
позволяют применять в М. с. с. хорошо разработанный для непрерывных ф-ций аппарат высшей
математики на основании того, что размеры молекул ничтожно малы по сравнению с размерами ч-ц,
к-рые
рассматриваются при теор. и эксперим. исследованиях в М. с. с.
Исходными в М. с. с. при изучении любой среды являются: 1) ур-ния движения или равновесия
среды, получаемые как следствие осн. законов механики; 2) ур-ние неразрывности (сплошности)
среды, являющееся следствием закона сохранения массы; 3) ур-ние сохранения энергии. Особенности каждой конкретной среды учитываются т. н. ур-нием состояния, или реологич. ур-нием,
устанавливающим для данной среды вид зависимости между напряжениями и деформациями или
скоростями деформации среды. Хар-ки среды могут также зависеть от темп-ры и др. физ.-хим.
параметров; вид таких зависимостей устанавливается дополнительно. Кроме того, при решении
каждой конкретной задачи должны задаваться начальные и граничные условия, вид к-рых тоже
зависит от особенностей среды.
М. с. с. применяется в разл. областях физики и техники.
• Ландау Л. Д., Лифшиц Е. М., Механика сплошных сред, 2 изд., М., 1954 (Теоретическая физика);
Седов Л. И., Механика сплошной среды, 2 изд., т. 1—2, М., 1973.
С. М. Тарг.
МЕХАНИКА СЫПУЧИХ СРЕД, раздел механики сплошной среды, в к-ром исследуются
равновесие и движение сыпучих сред (песчаных, глинистых и др. грунтов, зерна и т. д.). Задача М. с.
с.— гл. обр. определение давления грунтов на опорные стенки, формы возможных поверхностей
сползания откосов, вычисление необходимой глубины фундаментов, определение давления зерна на
стены элеваторов, изучение волн. процессов в грунтах при динамич. нагружениях и т. д. Одним из
осн. разделов М. с. с. явл. механика грунтов.
МЕХАНИКА ТЕЛ ПЕРЕМЕННОЙ МАССЫ, раздел теор. механики, в к-ром изучается движение
матер. тел, масса к-рых изменяется во время движения. Осн. исследования по М. т.п. м. принадлежат
И. В. Мещерскому и К. Э. Циолковскому. Задачи М. т. п. м. выдвигаются развитием авиационной и
ракетной техники, а также теор. механики и астрономии.
Изменение массы тела (точки) во время движения может обусловливаться отделением
(отбрасыванием) ч-ц или их присоединением (налипанием). При полёте совр. реактивных самолётов
с воздушно-реактивными двигателями происходят одновременно как процессы присоединения, так и
отделения ч-ц. Масса таких самолётов увеличивается за счёт ч-ц воздуха, засасываемых в двигатель,
н уменьшается в результате отбрасывания ч-ц — продуктов горения топлива. Основное векторное
дифф. ур-ние движения точки перем. массы для случая присоединения и отделения ч-ц, полученное в
1904 Мещерским, имеет вид:
416
где М — масса точки, v — её скорость, t — время, F — равнодействующая приложенных сил, V1 —
относит. скорость отделяющихся ч-ц, │dM1/dt│ секундный расход массы,
V2 — относит. скорость присоединяющихся ч-ц, │dM2/dt│ — секундный приход
массы. Произведение (dM1/dt)V1=Ф1—реактивная тяга, a ( dM2/dt)V2=Ф2—
тормозящая сила, обусловленная присоединением частиц. Для совр. ракет ур-ние движения
получается из (*) при условии, что Ф2=0.
В М. т. п. м. рассматриваются два класса задач: определение траектории центра масс и определение
движения тела перем. массы около центра масс. В ряде случаев можно найти траекторные хар-ки
движения центра масс, исходя из ур-ний динамики точки перем. массы. Изучение движения тел
перем. массы около центра масс важно для исследования динамич. устойчивости реальных объектов
(ракет, самолётов), их управляемости и манёвренности. К задачам М. т. п. м. относится также
отыскание оптим. режимов движения, т. е. определение таких законов изменения массы тела или
точки, при к-рых кинематич. или динамич. хар-ки их движения становятся наилучшими. Наиболее
эфф. метод решения таких задач — вариационное исчисление.
Важной задачей механики тел перем. массы с тв. оболочкой явл. изучение движения этих тел при
нек-рых дополнит. условиях, налагаемых на скорость центра масс. Такие задачи возникают, напр.,
при изучении движения телеуправляемых ракет и беспилотных самолётов, наводимых на цель
автоматически, или по радиокомандам с Земли, или же по командам, вырабатываемым головками самонаведения. Большое число работ по М. т. п. м. относится к изучению движения небесных тел.
Допуская, что увеличение массы небесного тела происходит за счёт налипания косм. пыли, приходят
к дополнит. условию о равенстве нулю абс. скорости налипающих ч-ц. Ур-ние движения точки
перем. массы в этом случае принимает вид: d/dt(Mv)=F. М. т. п. м.
находит приложения при исследованиях и в др. областях техники.
• Мещерский И. В., Работы по механике тел переменной массы, 2 изд., М., 1952; Циолковский К. Э.,
Собр. соч., т. 2, М., 1954; Методы оптимизации с приложениями к механике космического полета,
под ред. Дж. Лейтмана, М., 1965; Космодемьянский А. А., Курс теоретической механики, 3 изд., ч. 2,
М., 1966. См. также лит. при ст. Динамика ракет.
А. А. Космодемьянский.
МЕХАНИЧЕСКИЙ ЭКВИВАЛЕНТ СВЕТА, отношение потока излучения к содержащемуся в нём
световому потоку. Понятие «М. э. с.» применяется обычно к монохроматич. излучению,
лежащему в световом диапазоне. Величина, обратная М. э. с., наз. световой эффективностью
излучения. М. э. с. явл. ф-цией длины волны света и наименьшее значение, равное 0,00146 Вт/лм,
принимает при
555 нм.
Д. И. Лазарев.
МЕХАНИЧЕСКИЙ ЭКВИВАЛЕНТ ТЕПЛОТЫ, количество работы, эквивалентное ед.
количества теплоты (калории или килокалории). Понятие «М. э. т.» возникло в связи с тем, что
исторически механич. работу и кол-во теплоты измеряли в разных единицах. С установлением
эквивалентности механич. работы и теплоты (см. Энергии сохранения закон) были произведены
тщательные измерения М. э. т., показавшие, что 1 ккал=426,9 кгс•м. В Международной системе
единиц (СИ) принята одна единица для измерения работы и кол-ва теплоты — джоуль (1 Дж=0,239
кал=0,102 кгс•м), поэтому пользоваться понятием «М. э. т.» нет необходимости.
МЕХАНОКАЛОРИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ, наблюдается в жидком гелии 4 Не при темп-pax ниже
темп-ры перехода в сверхтекучее состояние (ниже 2,19 К при норм. давлении): при вытекании гелия
из сосуда через узкий капилляр или щель (~1 мкм) остающийся в сосуде гелий нагревается. Открыт в
1938 англ. физиками Д. Г. Доунтом и К. Мендельсоном; эффект получил объяснение на основе квант.
теории сверхтекучести. Обратное явление — течение гелия, вызванное подводом теплоты, наз. термомеханическим эффектом. См. Гелий жидкий.
МЕХАНОСТРИКЦИЯ, деформация, возникающая в ферро-, ферри- и антиферромагн. образцах при
наложении механич. напряжений, изменяющих магн. состояние (намагниченность) образцов. М. явл.
следствием магнитострикции. В отсутствии внеш. магн. поля механич. напряжения вызывают в
образце процессы смещения границ магн. доменов и вращения векторов их самопроизвольной
намагниченности, что приводит к дополнительному, по сравнению с упругим, изменению размеров
образца. При наличии М. деформация (напр., удлинение) образца оказывается непропорц.
напряжению, т. е. наблюдается отклонение от Гука закона.
• Белов К. П., Упругие, тепловые и электрические явления в ферромагнетиках, 2 изд., М., 1957.
МЕЧЕНЫЕ АТОМЫ, то же, что изотопные индикаторы.
МИГРАЦИЯ ЭНЕРГИИ (от лат. migratio — перемещение), многократный безызлучательный
перенос энергии электронного возбуждения. При наличии в в-ве примесных центров люминесценции
М. э. от центра к центру наблюдается при достаточно большой концентрации примесных атомов или
молекул в оптически инертном растворителе (жидкостях, стёклах, кристаллах); в этом случае она
обычно обусловлена резонансным диполь-дипольным или обменным вз-ствием (т. н. механизм
Ферстера). В кристаллах М. э. может быть обусловлена также переносом энергии экситонами, и во
мн. случаях М. э. в них можно рассматривать как диффузионное движение экситонов. М. э. может
приводить к сенсибилизированной люминесценции или к тушению люминесценции (если при М. э.
энергия возбуждения поглощается тушащими центрами). М. э. играет большую роль в биологии в
процессах фотосинтеза.
• См. лит. при ст. Перенос энергии.
М. Д. Галанин.
МИДЕЛЕВОЕ СЕЧЕНИЕ (мидель) (от голл. middel — средний), для движущегося в воде или
воздухе тела (напр., торпеды, корпуса судна, фюзеляжа самолёта, ракеты) — наибольшее по площади
сечение этого тела плоскостью, перпендикулярной направлению движения. К площади М. с. обычно
относят действующую на тело силу сопротивления. Под площадью М. с. понимают ещё площадь
проекции тела на плоскость, перпендикулярную направлению его движения.
МИКРО... (от греч. mikros — малый), приставка к наименованию ед. физ. величины для образования
наименования дольной единицы, равной одной миллионной доле исходной единицы. Обозначения:
мк, ,. Напр., 1 мкс (микросекунда)=10-6 с.
МИКРОВОЛНОВАЯ
СПЕКТРОСКОПИЯ,
радиоспектроскопия
сантиметрового
и
миллиметрового диапазонов длин волн (СВЧ). Т. к. в этот диапазон попадает большинство вращательных и вращательно-пнверсионных спектров молекул, наблюдение к-рых в тв. телах и жидкостях
невозможно, то М. с. часто отождествляют с радиоспектроскопией газов. Измерение частот вращат.
спектров молекул позволяет определить структуру молекулы и природу хим. связи. Колебания атомов, составляющих молекулу, приводят к расщеплению линий вращат. спектра и к возникновению
тонкой структуры. В спектрах линейных молекул и молекул типа симметричного волчка возможно т.
н. l-удвоение линий, а в спектрах молекул типа асимметричного волчка, обладающих плоскостью
инверсии,— инверсионное расщепление. Спектры l-удвоения наблюдаются, напр., у молекулы HCN,
причём переходы между уровнями удвоения попадают в диапазон ~3 мм. Инверсионное
расщепление наблюдается только у молекулы аммиака (NH3, ND3, NH2D). Инверсионный спектр
молекулы NH3 попадает в область ~1,3 см, а спектр молекулы ND3— в область ~15—18 см. Обе
эти молекулы использовались в первых квант. генераторах (см. Молекулярный генератор).
417
Сверхтонкая структура вращат. мол. спектров обусловлена слабыми вз-ствиями электрич. и магн.
моментов ат. ядер между собой и с полем, создаваемым эл-нами в молекуле. Квадрупольная
сверхтонкая структура спектров вызвана вз-ствием квадрупольного момента ядра с электрич.
внутримол. полем, а магн. сверхтонкая структура связана с вз-ствием магн. моментов ядер между
собой и с магн. полем, обусловленным вращением молекулы как целого. Наблюдение квадрупольной
сверхтонкой структуры даёт информацию о спине, квадрупольном и магнитном моментах ядер,
входящих в состав молекулы.
Радиоспектроскоп СВЧ содержит генератор (клистрон), излучение к-рого пропускают через
волноводную ячейку, заполненную исследуемым газом. После этого оно попадает на детектор.
Сигнал детектора подаётся на регистрирующий прибор; он пропорц. мощности, поглощённой в
волноводе. Плавно изменяя частоту генератора, определяют резонансную частоту и интенсивность
поглощения. Иногда вместо волноводной ячейки применяется объёмный резонатор. Для повышения
чувствительности радиоспектроскопов интенсивность спектр. линии модулируют с помощью
электрич. или магн. полей. Модуляция происходит за счёт расщепления линий в электрическом
(Штарка эффект) или магнитном (Зеемана эффект) полях.
Разрешающая способность радиоспектроскопа определяется шириной спектр. линии ( —
частота излучения), к-рая в газе обусловлена гл. обр. Доплера эффектом и соударениями молекул
друг с другом и со стенками ячейки. Роль соударений можно уменьшить, понижая давление р в
ячейке [при р~0,13 Н/м2 или 10-3 мм рт. ст. ~(1 —5)•104 Гц] или используя мол. пучки, в к-рых
практически полностью отсутствуют соударения молекул друг с другом (см. Молекулярные и
атомные пучки). В этом случае ~103 Гц, что позволяет наблюдать не только квадрупольную, но и
магнитную сверхтонкую структуру, однако применение мол. пучков связано с уменьшением интенсивности линии. Для её повышения «очищают» от ч-ц верх. энергетич. уровень или увеличивают в
иеск. раз населённость ниж. уровня. При этом, т. к. коэфф. поглощения волны пропорц. разности
населённостей уровней, между к-рыми происходит переход, интенсивность спектр. линии
увеличивается в kT/ћ раз (Т — темп-pa газа). В мол. пучке это осуществляется с помощью
неоднородных электрич. или магн. полей, а в равновесном газе — с помощью вспомогат. излучения
(см. Квантовая электроника).
• См. лит. при ст. Радиоспектроскопия.
А. Н. Ораевский.
МИКРОКАНОНИЧЕСКИЙ
АНСАМБЛЬ
ГИББСА,
статистический
ансамбль
для
изолированных (не обменивающихся энергией с окружающими телами) макроскопич. систем,
имеющих пост. объём и пост. число ч-ц. Введён амер. физиком Дж. У. Гиббсом (J. W. Gibbs) в 1901
как одно из важных понятий статистической физики. В М. а. Г. распределение по состояниям
описывается микроканоническим распределением Гиббса.
МИКРОКАНОНИЧЕСКОЕ РАСПРЕДЕЛЕНИЕ ГИББСА, равновесное распределение
вероятностей состояний статистического ансамбля систем с заданной полной энергией при пост.
объёме и пост. числе ч-ц, но энергетически изолированных от окружающей среды, т. е. статистич.
распределение для микроканонического ансамбля Гиббса. Установлено амер. физиком Дж. У.
Гиббсом (1901) как один из осн. законов статистической физики.
В классич. статистике статистич. ансамбль характеризуется ф-цией распределения f(р, q], зависящей
от обобщённых координат q и импульсов р всех ч-ц системы. Эта ф-ция определяет плотность
вероятности микроскопич. состояния (р, q) системы. Равновесное распределение должно зависеть от
интегралов движения системы, её полной энергии H(р, q). Согласно М. р. Г., все микроскопич.
состояния на поверхности заданной энергии Н(р, q) (т. е. заданной Гамильтона функции)
равновероятны, а вероятности других состояний равны нулю (системы энергетически изолированы),
следовательно f(р, q)=А[Н(р, q)-ξ], где — дельта-функция Дирака, £ — заданное значение энергии.
Постоянная А определяется из условия нормировки: суммарная вероятность пребывания системы во
всех состояниях равна единице.
В квант. статистике рассматривается ансамбль энергетически изолированных квант. систем с пост.
объёмом V и числом ч-ц N, имеющих одинаковую энергию ξ с точностью до ξ<<ξ. Величину ξ
выбирают обычно малой, но конечной, т. к. точная фиксация энергии в квант. механике, в
соответствии с неопределённостей соотношением между энергией и временем, потребовала бы
бесконечного времени наблюдения. Предполагается, что для таких систем все квантовомеханич.
состояния с энергией от ξ до ξ+ξ равновероятны. Такое распределение вероятностей w состояний
системы, когда w (ξк) =
наз. М. р. Г. для квантового статистического ансамбля. Здесь (ξ, N, V) — статистический вес, равный числу квант. состояний в слое ξ и определяемый из условия нормировки кw(ξк)=1. М. р. Г. малочувствительно к выбору ширины
энергетич. слоя ξ, поэтому в квант. статистике можно также рассматривать ансамбль полностью
изолированных систем, когда ξ0. Такому М. р. Г. соответствует матрица плотности =A(H-ξ),
где Н — гамильтониан, системы.
М. р. Г. неудобно для практич. применений, т. к. для вычисления нужно найти распределение
квант, уровней системы из большого числа ч-ц, что представляет очень сложную задачу. М. р. Г.
применяется при теор. исследованиях, т. к, из всех Гиббса распределений оно наиболее тесно связано
с механикой. Для конкретных задач удобнее рассматривать не энергетически изолированные системы, а системы, находящиеся в тепловом контакте с окружающей средой, темп-pa к-рой постоянна
(с термостатом), и применять каноническое распределение Гиббса или рассматривать системы, для крых возможен обмен энергией и ч-цами с термостатом, и использовать Гиббса большое каноническое
распределение.
• См. лит. при ст. Статистическая физика.
Д. Н. Зубарев.
МИКРОН (от греч. mikron — малое) (мк, ), устаревшее назв. дольной ед. длины, равной 10-6 м;
совр. наименование — микрометр (обозначается мкм).
МИКРОНАПРЯЖЕНИЯ, внутренние напряжения, существующие в кристаллах в отсутствии внеш.
сил и уравновешенные в объёмах, малых по сравнению с объёмом всего тела. Источники М.—
несовершенства крист. строения: точечные дефекты и их скопления, дислокации и т. п. По мере
приближения к дефекту кристалла напряжения возрастают и могут достигать значений порядка
предела прочности материала. М. определяют ряд физ. св-в кристаллов и прежде всего
закономерности их пластич. деформирования и разрушения.
МИКРОПРИЧИННОСТИ УСЛОВИЕ, требование, согласно к-рому условие причинности
(причина должна предшествовать во времени следствию) выполняется вплоть до сколь угодно малых
расстояний и промежутков времени. Из теории относительности следует, что допущение о
существований физ. сигналов, распространяющихся со сверхсветовой скоростью, приводит к
нарушению требования причинности. Таким образом, М. у. означает запрет на сверхсветовые сигналы «в малом». В квант. теории, где физ. величинам ставятся в соответствие операторы, М. у.
выступает как требование переставимости любых операторов, относящихся к двум точкам
пространства-времени, если эти точки нельзя связать световым сигналом; такая переставимость
означает, что физ. величины, к-рым соответствуют эти операторы, могут быть точно определены
независимо и одновременно. М. у. существенно в квантовой теории поля, особенно в дисперсион418
ном и аксиоматич. подходах, к-рые не опираются на конкретные модельные представления о взствии и поэтому могут быть использованы для прямой проверки М. у. В квант. электродинамике М.
у. экспериментально проверено до расстояний 10-16 см (и соответственно до времён 10-26 с).
Нарушение М. у. привело бы к необходимости радикального изменения способа описания физ.
процессов, отказа от принятого в совр. теориях динамич. описания, при к-ром состояние физ.
системы в данный момент времени (следствие) определяется её состояниями в предшествующие
моменты времени (причина).
• См. лит. при ст. Квантовая теория поля, Причинности принцип.
В. И. Григорьев.
МИКРОПРОЕКЦИЯ, способ получения на экране (а при микрофото- и микрокиносъёмке — на
фоточувствпт. слое) изображений оптических малых объектов, даваемых микроскопом. При
М. объектив 2 микроскопа (рис.) образует, как обычно, увеличенное действит. изображение 1 объекта
1; окуляр 3 работает как проекц. система (для этого микроскоп фокусируют так, чтобы изображение
1' находилось перед передним фокусом F окуляра) и создаёт действит. изображение 1" на экране 4.
Линейное увеличение оптическое при М.
где 0б и Гок — номинальные значения увеличений объектива и окуляра, f'ок — фокусное расстояние
окуляра, К — расстояние от окуляра до экрана. М. применяют также для получения изображений
микроскопич. объектов на фотокатоде электронно-оптического преобразователя при наблюдении в
УФ и ИК лучах, в телевизионной микро-скотт и т. д.
• См. лит. при ст. Микроскоп.
МИКРОСКОП (от греч. mikros — малый и skopeo — смотрю), оптич. прибор для получения сильно
увеличенных изображений объектов (или деталей их структуры), не видимых невооружённым
глазом. Различные типы М. предназначаются для обнаружения л изучения бактерий, органич. клеток,
мелких кристаллов, структуры сплавов и др. объектов, размеры к-рых меньше мин. разрешения глаза
(см. Разрешающая способность), равного ОД мм. С помощью М. определяются форма, размеры,
структура и др. хар-ки микрообъектов. М. даёт возможность различать структуры с расстоянием
между элементами до 0,20 мкм.
Св-во линзы или системы из двух линз давать увеличенные изображения предметов было известно
уже в 16 в. Первые успешные применения М. в научных исследованиях связаны с именами англ.
учёного Р. Гука, установившего (ок. 1665), что животные и растит. ткани имеют клеточное строение,
и голл. учёного А. Левенгука, открывшего с помощью М. микроорганизмы (1673—77). Разработка
нем. физиком Э. Аббе (1872—73) теории образования изображений несамосветящихся объектов в М.
способствовала развитию разнообразных методов микроскопич. исследований.
Оптическая схема и принцип действия микроскопа. Одна из типичных схем М. приведена на рис. 1.
Объект 7, расположенный на предметном столике 10, освещается обычно искусств. светом от
осветителя (лампа 1 и линза-коллектор 2) с помощью зеркала 4 и конденсора 6. Для увеличения
объек-
та служит объектив 8 и окуляр 9. Объектив создаёт действительное перевёрнутое и увеличенное
изображение 7' объекта 7. Окуляр образует вторично увеличенное мнимое изображение 7" обычно на
расстоянии наилучшего видения D = 250 мм. Если окуляр сдвинуть так, чтобы изображение 7'
оказалось перед передним фокусом окуляра Fок, то изображение, даваемое окуляром, становится действительным и его можно получить на экране или фотоплёнке (см. Микропроекция). Общее
увеличением, равно произведению увеличения объектива на увеличение окуляра:
г=Гок.
Увеличение объектива выражается ф-лой: =/f'об, где — расстояние между задним фокусом
объектива F'об и передним фокусом окуляра Fок (т. н. оптич. длина тубуса М.); f'об— фокусное
расстояние объектива. Увеличение окуляра, подобно увеличению лупы, выражается ф-лой:
Гок= 250/f'ок, где f'ок — фокусное расстояние окуляра. Обычно объективы М. имеют увеличения от 6,3
до 100, а окуляры от 7 до 15. Поэтому общее увеличение М. лежит в пределах от 44 до 1500.
Ирисовые полевая диафрагма 3 и апертурная 5 служат для ограничения светового пучка и уменьшения рассеянного света.
Важной хар-кой М. явл. его разрешающая способность, определяемая как величина, обратная тому
наименьшему расстоянию, на к-ром два соседних элемента структуры ещё могут быть видимы
раздельно. Разрешающая способность М. ограничена, что объясняется дифракцией света.
Вследствие дифракции изображение бесконечно малой светящейся точки, даваемое объективом М.,
имеет вид не точки, а круглого светлого диска (окружённого тёмными и светлыми кольцами),
диаметр к-рого равен: d=l,22 /А, где —длина волны света и А — т. н. числовая апертура
объектива, равная: А = пsin/2 (n — показатель преломления среды, находящейся между предметом
и объективом, — угол между крайними лучами конического светового пучка, выходящего из точки
предмета и попадающего в объектив). Если две светящиеся точки расположены близко друг от друга,
их дифракц. картины накладываются одна на другую, давая в плоскости изображения сложное
распределение освещённости. Наименьшая относит. разница освещённостей, к-рая может быть
замечена глазом, равна 4%. Этому соответствует наименьшее расстояние, разрешаемое в М.,
=0,42d=0,51 /А. Для несамосветящихся объектов предельное разрешение пр составляет ~/(А+А'),
где А'— числовая апертура конденсора М. Т. о., разрешающая способность (~1/) прямо пропорц.
апертуре объектива и для её повышения пр-во между предметом и объективом заполняется жидкостью с большим показателем преломления (см. Иммерсионная система). Апертуры иммерсионных
объективов большого увеличения достигают величины А = 1,3 (у обычных «сухих» объективов А ~
0,9).
Существование предела разрешающей способности влияет на выбор увеличения М. Увеличение М. в
пределах 500А—1000А наз. полезным, т. к. при нём глаз различает все элементы структуры объекта,
разрешаемые М. При увеличениях св. 1000 А не выявляются никакие новые подробности структуры
препарата; всё же иногда такие увеличения применяются, напр. в микрофотографии, при
микропроекции.
Методы наблюдения (микроскопия). Структуру препарата можно различить, если разные его ч-цы
по-разно419
му поглощают и отражают свет либо отличаются одна от другой (или от среды) показателями
преломления. Эти св-ва обусловливают разницу амплитуд и фаз световых волн, прошедших через
разл. участки препарата, от чего, в свою очередь, зависит контрастность изображения. Поэтому
методы наблюдения, применяемые в микроскопии, выбираются в зависимости от хар-ра и св-в
изучаемого препарата.
Метод светлого поля в проходящем свете применяется при исследовании прозрачных препаратов с
включёнными в них абсорбирующими (поглощающими свет) ч-цами и деталями. Таковы, напр.,
тонкие окрашенные срезы животных и растит. тканей, тонкие шлифы минералов. В отсутствии
препарата пучок лучей из конденсора 6 (рис. 1) проходит через объектив 8 и даёт равномерно
освещённое поле вблизи фокальной плоскости окуляра 9. Если в препарате 7 имеется
абсорбирующий объект, то он отчасти поглощает и отчасти рассеивает падающий на него свет
(штриховая линия), что и обусловливает, согласно дифракц. теории, возникновение изображения.
Метод может быть полезен и при неабсорбирующих объектах, если они рассеивают освещающий
пучок настолько сильно, что значит. часть пучка не попадает в объектив.
Метод светлого поля в отражённом свете (рис. 2) применяется для наблюдения непрозрачных
объектов, напр. шлифов металлов 4.
Освещение препарата производится от осветителя 1 и полупрозрачного зеркала 2 сверху через объектив 3, к-рый выполняет одновременно и роль конденсора. Изображение создаётся в плоскости 6
объективом совместно с тубусной линзой 5; структура препарата видна из-за различия в отражающей
способности её элементов; на светлом поле выделяются неоднородности, рассеивающие падающий
на них свет.
М е т о д т ё м н о г о п о л я в п р о х о д я щ е м с в е т е (рис. 3) применяется для получения
изображений прозрачных, неабсорбирующих объектов. Свет от осветителя 1 и зеркала 2 проходит
спец. т. н. к о н д е н с о р т ё м н о г о п о л я 3 в виде полого конуса и непосредственно в объектив 5
не попадает. Изображение создаётся только светом, рассеянным микрочастицами препарата 4. В поле
зрения 6 на тёмном фоне видны светлые изображения ч-ц, отличающихся от окружающей среды по
показателю преломления.
М е т о д у л ь т р а м и к р о с к о п и и, основанный на этом же принципе (освещение препарата в
ультрамикроскопах производится пер-
пендикулярно направлению наблюдения), даёт возможность обнаруживать сверхмелкие детали,
размеры к-рых (~2•10-9 м) лежат далеко за пределами разрешения М. (см. Ультрамикроскоп).
При наблюдении по методу тёмного поля в отражённом свете непрозрачные препараты (напр.,
шлифы металлов) освещают сверху специальной кольцевой системой, расположенной вокруг
объектива и наз. э п и к о н д е н с о р о м.
Метод наблюдения в поляризованном свете (в проходящем и отражённом) применяется для
исследования под М. анизотропных объектов (см. Оптическая анизотропия), таких, как минералы,
руды, зёрна в шлифах сплавов, нек-рые животные и растит. ткани и клетки. С помощью анализаторов
и компенсаторов, к-рые включены в оптич. систему, изучается изменение поляризации света,
прошедшего через препарат.
М е т о д ф а з о в о г о к о н т р а с т а служит для получения изображений прозрачных и бесцветных объектов, невидимых при наблюдении по методу светлого поля. К числу таких объектов
относятся, напр., живые неокрашенные животные ткани. Метод основан на том, что даже при малом
различии показателей преломления объекта и среды световая волна, прошедшая сквозь них, претерпевает разные изменения по фазе и приобретает т. н. фазовый рельеф. Эти фазовые изменения
преобразуются в изменения яркости («амплитудный
рельеф») с помощью спец. фазовой пластинки (фазового кольца), расположенной вблизи заднего
фокуса объектива. Лучи, прошедшие через препарат, полностью проходят через фазовое кольцо, к-
рое изменяет их фазу на /4. В то же время лучи, рассеянные в препарате (отклонённые), не попадают
в фазовое кольцо и не получают дополнит. сдвига фазы. С учётом фазового сдвига в препарате
разность фаз между лучами отклонёнными и неотклонёнными оказывается близкой к 0 или /2, и в
результате интерференции света в плоскости изображения препарата они заметно усиливают или
ослабляют друг друга, давая контрастное изображение структуры препарата, в к-ром распределение
яркостей воспроизводит указанный выше фазовый рельеф.
М е т о д и н т е р ф е р е н ц и о н н о г о к о н т р а с т а состоит в том, что каждый луч, входящий в
М., раздваивается: один проходит сквозь наблюдаемую ч-цу, а второй — мимо неё. В окулярной
части М. оба луча вновь соединяются и интерферируют между собой. Результат интерференции
определяется разностью хода лучей , к-рая выражается ф-лой: =N=(n0-nm)d, где n0, nm — показатели преломления соответственно ч-цы и окружающей среды, d — толщина ч-цы, N — порядок
интерференции. Принципиальная схема одного из способов осуществления интерференц. контраста
показана на рис. 4.
Конденсор 1 и объектив 4 снабжены двоякопреломляющими пластинками (помечены на рисунке
диагональными стрелками), первая из к-рых расщепляет исходный световой луч на два луча, а вторая
воссоединяет их. Один из лучей, проходя через объект 3, запаздывает по фазе (приобретает разность
хода по сравнению со вторым лучом); величина этого запаздывания измеряется компенсатором 5.
Метод интерференц. контраста в нек-рых отношениях сходен с методом фазового контраста — оба
они основаны на интерференции лучей, прошедших через микрочастицу и миновавших её. Отличие
интерференц. метода от метода фазового контраста заключается гл. обр. в возможности с высокой
точностью (до /300) измерять разности хода, вносимые микрообъектом, используя компенсаторы. На
основании этих измерений можно производить количественные расчёты, напр., общей массы и концентрации сухого в-ва в клетках биол. препаратов.
Метод исследования в свете люминесценции ос420
нован на том, что под М. изучается зелено-оранжевое свечение объекта, возникающее при его
освещении сине-фиолетовым или УФ светом (см. Люминесценция). Для этой цели перед конденсором
и после объектива М. вводят соответствующие светофильтры. Первый из них пропускает от источника-осветителя только излучение, вызывающее люминесценцию объекта, второй (после
объектива) пропускает к глазу наблюдателя только свет люминесценции. Метод применяется в
микробиологии, цитологии, микро-хим. анализе, дефектоскопии и т. п.
М е т о д н а б л ю д е н и я в У Ф л у ч а х позволяет увеличить предельную разрешающую способность М., пропорциональную 1/ Этот метод расширяет возможности микроскопич. исследований
также за счёт того, что ч-цы многих в-в, прозрачные в видимом свете, сильно поглощают УФ
излучение определ. длин волн и, следовательно, легко различимы в УФ изображениях. Изображения
в УФ микроскопии регистрируют либо фотографированием, либо с помощью электроннооптического преобразователя или люминесцирующего экрана.
Метод наблюдения в ИК лучах также требует преобразования невидимого для глаза изображения в
видимое путём его фотографирования или с помощью электронно-оптич. преобразователя. ИК
микроскопия позволяет изучать внутр. структуру объектов, непрозрачных в
видимом свете, напр. тёмных стёкол, нек-рых кристаллов, минералов.
Основные узлы микроскопа. Кроме указанных выше оптич. узлов (напр., объектив, окуляр), в М.
имеются также штатив или корпус, предметный столик для крепления препарата, механизмы для
грубой и точной фокусировки, устройство для крепления объективов и тубус для установки
окуляров.
Применение того или иного типа конденсора (светлопольные, темнопольные и т. д.) зависит от выбора необходимого метода наблюдения.
Объективы в большинстве совр. М. съёмные. По исправлению хроматических аберраций объективы
разделяются на ахроматы, наиболее простые по устройству, и апохроматы, к-рые имеют
улучшенную хроматич. коррекцию. Для исправления кривизны поля используются п л а н а х р о м а т
ы и п л а н а п о х р о м а т ы, имеющие плоское поле зрения, что особенно важно для
микрофотографии.. Кроме того, объективы различаются:
а)
по
спектр.
хар-кам — на
объективы для видимой области спектра и для УФ и ИК микроскопии (линзовые и зеркальнолинзовые); б) по длине тубуса, на к-рую они рассчитаны (в зависимости от конструкции
микроскопа); в) по среде между объективом и препаратом — на сухие и иммерсионные; г) по методу
наблюдения — на обычные, фазово-контрастные и др.
Тип применяемого о к у л я р а при данном методе наблюдения определяется выбором объектива М.
Окуляры Гюйгенса рассчитаны для объективов-ахроматов мелких и средних увеличений, окуляры
компенсационные — для апохроматов, фотоокуляры — для проекций н т. д.
Приспособления к М. позволяют улучшить условия наблюдения и расширить возможности
исследований, осуществлять разные виды освещения препаратов, определять размеры объектов,
фотографировать препараты через М., производить микроспектрофотометрирование и т. п.
Типы микроскопов определяются либо областью применения, либо методом наблюдения. Биологические М. предназначены для исследований в микробиологии, гистологии, цитологии, ботанике,
медицине, а также для наблюдения прозрачных объектов в физике, химии и т. д. В биол.
исследованиях используются также люминесцентные и инвертированные М. В последних объектив
располагается под наблюдаемым объектом, а конденсор — сверху. Эти М. предназначены для
исследования культуры тканей, находящихся в питат. среде, и снабжены термостатирующимп
камерами, а иногда и устройствами для киносъёмки медленных процессов. М е т а л л о г р а ф и ч е с
к и е М. предназначены для исследования микроструктур металлов и сплавов.
Снятые таким М. микрофотографии нетравленого шлифа металла представлены на рис. 5 (а — в
светлом поле, б — с фазово-контрастным устройством). П о л я р и з а ц и о н н ы е М. снабжены
дополнительно поляризац. устройствами и предназначены гл. обр. для исследования шлифов
минералов и руд. С т е р е о м и к р о с к о п ы служат для получения объёмных изображений
наблюдаемых предметов. И з м е р и т е л ь н ы е М. предназначены для разл. точных измерений в
машиностроении.
Кроме этих групп М., имеются специализированные М., напр.: микроустановка для киносъёмки
быстрых и медленных процессов (движение микроорганизмов, процессы деления
клеток, роста кристаллов и т. п.): М. для изучения следов яд. ч-ц в фотоэмульсиях;
высокотемпературные М. для исследования объектов, нагретых до 2000°С; хирургич. М. слабого увеличения, применяемые при операциях; интерференционные М. для количеств. исследований. Весьма
сложными приборами явл. микроспектрофотометрич. установки для определения спектров
поглощения препаратов, телевизионные анализаторы микроизображений и др. Первые представляют
собой сочетание микроскопа со спец. монохроматорами и устройствами для измерения световых
потоков; во вторых М. работает совместно с телевизионными и электронными системами, к-рые
производят автоматич. определение геом. хар-к изучаемых структур.
• Михель К., Основы теории микроскопа, пер. с нем., М., 1955; Микроскопы, под ред. Н. И.
Полякова, Л., 1969; Т у д о р о в с к и й А. И., Теория оптических приборов, 2 изд., т. 1—2, М.—Л.,
1948—52; Ф е д и н Л. А., Б а р с к и й И. Я., Микрофотография, Л., 1971; А г р о с к и н Л. С., П а п а
я н Г. В., Цитофотометрия, Л., 1977.
Л. А. Федин.
МИКРОСКОПИЯ, общее название методов наблюдения в микроскоп неразличимых человеческим
глазом объектов. Подробнее см. в ст. Микроскоп.
МИКРОТРОН, циклический резонансный ускоритель эл-нов с постоянным во времени
управляющим магн. полем и постоянной частотой ускоряющего электрич. поля, в к-ром условие
резонанса сохраняется благодаря изменению кратности частоты (отношения частоты ускоряющего
поля к частоте обращения ч-цы) от оборота к обороту. См. Ускорители.
МИКРОФОН (от греч. mikros — малый и phone — звук), приёмник звука для возд. среды. М. явл.
электроакустическим преобразователем и применяется в телефонии, радиовещании, телевидении,
системах звукоусиления и звукозаписи. Простейший М.— угольный, используемый в телефонной
трубке. Его диафрагма, воспринимающая звук. давление, колеблется, изменяя степень уплотнения и,
следовательно, электрич. сопротивление находящегося в капсуле и прилегающего к диафрагме
угольного порошка. В результате возникают изменения тока, протекающего через М. Угольные М.
несовершенны: подвержены перегрузке, создают искажения, нестабильны. Применяются в осн. в
телефонной связи.
В электродинамич. М. катушечного типа (рис. 1) с диафрагмой D связана катушка K', расположенная
в кольцевом зазоре сильного магнита NS. При колебаниях диафрагмы под действием звук. волны,
согласно электромагнитной индукции в катушке наводится эдс, создающая перем. напряжение на её
зажимах. Такой М.
421
Рис. 1. Схема устройства микрофона с подвижной катушкой.
имеет небольшие габариты, обладает равномерной частотной хар-кой и надёжен в эксплуатации. В
электродинамич. М. ленточного типа вместо катушки в магн. поле располагается очень тонкая (~ 2
мкм) гофрированная металлич. ленточка, на к-рую действует звук. давление. Он конструктивно
прост, имеет хорошую частотную хар-ку. Электродинамич. М. применяются в системах звукозаписи
и звукопередачи.
В конденсаторном М. подвижная мембрана М (рис. 2) явл. обкладкой конденсатора.
Рис. 2. Схема конденсаторного микрофона.
Под действием звук. давления р меняется расстояние d между ней и неподвижным массивным
электродом С и, следовательно, меняется электрич. ёмкость конденсатора. Если к мембране М и
электроду С приложено пост. напряжение Е, то изменение ёмкости вызывает появление тока в цепи
конденсатора, сила к-рого изменяется в соответствии со звук. колебаниями. Такой М. имеет малые
размеры, равномерную частотную хар-ку и применяется как измерительный М., а также в
высококачеств. системах звукозаписи и звукопередачи. Электретный М. по принципу действия и
конструкции схож с конденсаторным; роль неподвижной обкладки конденсатора и источника пост.
напряжения играет пластина из электрета.
В пьезоэлектрич. М. звук. волны воздействуют на пластинку из пьезоэлектрика, напр. из сегнетовой
соли или пьезокерамики, вызывая на её металлич. обкладках электрич. напряжения (см.
Пьезоэлектричество). В эл.-магн. М. приёмным элементом звук. колебаний служит диафрагма,
жёстко связанная со стальным якорем, поверх к-рого намотана неподвижная катушка из провода.
При колебаниях якоря в зазоре пост. магнита на выводах катушки появляется эдс. Пьезоэлектрические и эл.-магнитные М. применяются гл. обр. в слуховых аппаратах.
• Фурдуев В. В., Акустические основы вещания, М., 1960; Дольник А. Г., Эфрусси М. М.,
Микрофоны, 2 изд., М., 1967; Римский-Корсаков А. В., Электроакустика, М., 1973.
МИКРОЭЛЕКТРОНИКА, область электроники, охватывающая проблемы создания электронных
устройств в микроминиатюрном интегральном исполнении. В М. используются различные св-ва тв.
тела, особенно полупроводников, для создания функциональных блоков и узлов, связанных электрически, конструктивно и технологически. В едином технологич. процессе обработки отд. участкам
ПП придаются св-ва разл. элементов (диодов, транзисторов и т. д.) и их соединений, так что они
образуют и н т е г р а л ь н у ю с х е м у (см. Полупроводниковые прибора). Наряду с интегральной М.
существует вакуумная М. и функциональная М. В интегральной М. используется планарноэпитаксиальная технология (см. Эпитаксия), фотолитография, ионное внедрение, окисление,
нанесение металлич. плёнок и т. д. Приборы вакуумной М. выполняются либо в виде плёночных
интегральных схем с навесными микроминиатюрными электровакуумными приборами, либо в виде
полностью вакуумных узлов. В функциональной М. используются оптич. явления
(оптоэлектроника), взаимодействие эл-нов с акустич. волнами (акустозлектроника), сверхпроводимость и др.
• Интегральные схемы, пер. с англ., М., 1970; Микроэлектроника. Сб. ст., в. 1—9, М., 1967—76; M e й
н д л Д ж., Элементы микроэлектронных схем, «УФН», 1979, т. 127, в. 2.
МИЛЛЕРА ИНДЕКСЫ, см. в ст. Индексы кристаллографические.
МИЛЛИ... (от лат. mille — тысяча), приставка к наименованию ед. физ. величины для образования
наименования дольной единицы, равной 1/1000 от исходной. Сокращённые обозначения: m, м. Напр.,
1 мА (миллиампер)= 10-3 А.
МИЛЛИБАР (мбар, mbar), внесистемная ед. давления, равная 10-3 бара; 1 мбар=102 Па=103 дин/см2 =
0,986923•10-3 атм = 0,75006 мм рт. ст.
МИЛЛИМЕТР ВОДЯНОГО СТОЛБА (мм. вод. ст., mm H2O), внесистемная ед. давления; 1 мм
вод. ст.=9,80665 Па =10-4 кгс/см2 = 7,355•10-3 мм рт. ст.
МИЛЛИМЕТР РТУТНОГО СТОЛБА (мм рт. ст., mm Hg), внесистемная ед. давления; 1 мм рт. ст.=
133,332 Па-=1,35952•10-3 кгс/см2 = 13,595 мм вод. ст.
МИЛЛИМИКРОН (мкм, m), устаревшее наименование дольной ед. длины, равной 10-9 м или 10-3
микрона. М. следует называть нанометром (нм); 1 нм=10-9 м=10-7 см=10 Å.
МИНКОВСКОГО ПРОСТРАНСТВО-ВРЕМЯ, четырехмерное пр-во, объединяющее физ.
трёхмерное пр-во и время; введено нем. учёным Г. Минковским (Н. Minkowski) в 1907—08. Точки в
М. п.-в. соответствуют «событиям» спец. теории относительности (СТО; см. Относительности
теория). Положение события в М. п.-в. задаётся
четырьмя координатами — тремя пространственными и одной временной. Обычно используются
координаты xl=x, х2=у, x3=z, где х. у, z — прямоугольные декартовы координаты события в нек-рой
инерциальной системе отсчёта (и. с. о.) и x°=ct, где i — время события. Геом. свойства М. п.-в.
определяются выражением для квадрата расстояния между двумя событиями (интервала) s2 : s2=
(x°)2-x2-y2-z2, где x, y, z — разности координат событий, а t=x°/с — разность их
моментов времени. Пр-во с таким s2 наз. псевдоевклидовым.
При переходе от одной и. с. о. к другой пространств. координаты и время преобразуются друг через
друга посредством Лоренца преобразований. Введение М. п.-в. позволяет представить
преобразования Лоренца как преобразование координат события x1, x2, х3, х° при поворотах четырёхмерной системы координат в этом пр-ве. Величина s2 не меняется при таких поворотах.
Геометрия М. п.-в. позволяет наглядно интерпретировать кпнематич. эффекты СТО (изменение длин
и скорости течения времени при переходе от одной п. с. о. к другой и т. д.) и лежит в основе совр.
матем. аппарата теории относительности.
МИРА (франц. mire, от mirer — рассматривать на свет, прицеливаться, метить), испытательная
пластинка, на к-рую нанесён стандартный рисунок; служит для количеств. определения
разрешающей способности оптич. приборов, особенно объективов. Рисунки для М. могут иметь
разные конфигурации и характеризоваться разл. контрастностью образующих их элементов.
Часто такими элементами служат тёмные штрихи на светлом фоне или чередующиеся тёмные и
светлые сектора. На рис. показана штриховая М., состоящая из 25 элементов, каждый из к-рых
включает четыре группы полос, наклонённых друг к другу под углом 45° (нек-рые элементы помечены цифрами). Густота штрихов на разл. участках этой М. неодина422
кова: возрастает сверху вниз и слева направо. Наблюдая изображение М., создаваемое оптич.
прибором, определяют, на каком элементе изображения отд. штрихи перестают различаться
(сливаются), что непосредственно даёт предельное разрешение прибора в числе N штрихов на 1 мм
(или, по известным ф-лам перехода, в угловых секундах или в мм ).
МИРОВАЯ ЛИНИЯ в теории относительности, линия в четырёхмерном пространстве-времени.
Участки М. л., вдоль к-рых квадрат интервала ds2=c2dt2-dx2-dy2-dz2 (t — время, , у, z — декартовы
пространств. координаты локальной инерциальной
системы отсчёта) положителен, наз. в р е м е н и п о д о б н ы м, при ds2<0 — п р о с т р а н с т в е н
н о-п о д о б н ы м, при ds2=0 — н у л е в ы м. Движение всех реальных ч-ц происходит со скоростями
меньше с и изображается времениподобными М. л. Движение луча света изображается нулевыми М.
л. При отсутствии поля тяготения справедлива спец. теория относительности и движение свободных
ч-ц изображается прямыми времениподобными М. л., а лучи света — прямыми нулевыми М. л.
Движение
тел под действием сил изображается скривлёнными времениподобными М. л. При наличии поля
тяготения пространство-время искривлено и I. л. свободно движущихся ч-ц явл. ремениподобными г
е о д е з и ч е к и м и линиями (см. Тяготение), а лучи света — нулевыми геодезич. М. л.
И. Д. Новиков.
МКГСС СИСТЕМА ЕДИНИЦ (MkGS система), система ед. физ. величин осн. единицами метр,
килограмм-сила, секунда. Вошла в практику в кон.
19 в., была допущена в СССР ОСТом НКС 6052 (1933), ГОСТом 7664—55
и
ГОСТом 7664—61 «Механические единицы». Выбор ед. силы в кач-ве одной из осн. ед.
обусловил широкое
применение ряда единиц МКГСС с. е.
(гл. обр. ед. силы, давления, механич.
напряжения) в механике и технике.
Эту систему часто называют технич. системой единиц. За ед. массы в МКГСС с. е. принята масса
тела, приобретающего ускорение 1м/с2 под действием приложенной к нему силы кгс. Эту ед. иногда
называют технич. единицей массы (т. е. м.) или инертой. 1 т. е. м. 9,81 кг. МКГСС c. е. имеет ряд
существенных недостатков: несогласованность между механич. и практич. электрич. единицами;
отсутствие эталона килограмма-силы; отказ от распространённой ед. массы — килограмма (кг) , как
следствие (чтобы не применять е. м.),— образование величин с участием веса вместо массы (уд. вес,
весовой расход и т. п.), что приводило иногда к смешению понятий массы , веса, использованию,
обозначения кг вместо кгс и т. п. Эти недостатки обусловили принятие междунар. рекомендаций об
отказе от МКГСС с. е.
и о переходе к Международной системе
единиц.
• См. лит. при ст. Система единиц.
МКС СИСТЕМА ЕДИНИЦ (MKS система), система ед. механич. величин с осн. единицами метр,
килограмм (ед. массы), секунда. Была введена в СССР ГОСТом 7664—55 «Механические единицы»,
впоследствии заменённым ГОСТом 7664—61. Применяется также в акустике в соответствии с
ГОСТом 8849—58 «Акустические единицы». МКС с. е. вошла как составная часть в Международную
систему единиц (СИ).
МКСА СИСТЕМА ЕДИНИЦ (MKSA система), система ед. электрич. и магн. величин с осн.
единицами метр, килограмм (ед. массы), секунда, ампер. Принципы построения МКСА с. е. были
предложены в 1901 итал. учёным Дж. Джорджи, поэтому система имеет и второе наименование —
Джорджи система единиц. МКСА с. е. применяется в большинстве стран, в СССР она была введена
ГОСТом 8033—56 «Электрические и магнитные единицы». К МКСА с. е. принадлежат все уже ранее
получившие распространение практич. электрич. единицы — ампер, вольт, ом, кулон и др.; МКСА с.
е. вошла как составная часть в Международную систему единиц (СИ).
МКСК СИСТЕМА ЕДИНИЦ (MKSK система), система ед. тепловых величин с осн. единицами
метр, килограмм (ед. массы), секунда, кельвин (ед. термодинамич. темп-ры). Применение МКСК с. е.
в СССР было установлено ГОСТом 8550—61 «Тепловые единицы». В МКСК с. е. пользуются двумя
температурными шкалами: термодинамич. температурной шкалой и международной практич. температурной шкалой (МПТШ-68). Наряду с Кельвином для выражения термодинамич. темп-ры и
разности темп-р применяют градус Цельсия, обозначаемый °С и равный кельвину (К). Как правило,
ниже 0°С приводят темп-ру Кельвина Т, выше — темп-ру Цельсия t=T—T0, где T0=273,15К. В
МПТШ-68 также различают междунар. практич. темп-ру Кельвина (символ T68) и междунар. практич.
темп-ру Цельсия (t68); они связаны соотношением t68= T68-273,15К. Единицами T68 и t68 явл.
соответственно кельвин и градус Цельсия. В наименование производных тепловых ед. может входить
как кельвин, так и градус Цельсия. МКСК с. е. вошла как составная часть в Международную систему
единиц (СИ).
МНИМОЕ ИЗОБРАЖЕНИЕ, см. Изображение оптическое.
МНОГОУГОЛЬНИК ВЕРЕВОЧНЫЙ (Вариньона многоугольник), построение графической
статики, к-рым можно пользоваться для определения линии действия равнодействующей плоской
системы сил, для нахождения реакций опор, изгибающих моментов в сечениях балки, положений
центров тяжести и моментов инерции плоских
фигур и т. п. Чтобы построить В. м. для плоской системы сил F1 F2, F3, действующих на тело Т (рис.,
а), сначала строят из этих сил в выбранном масштабе многоугольник сил abcd (рис., б). Затем из
произвольной точки (полюса) О, не лежащей на сторонах аb, bc, cd, da или на их продолжениях,
проводят лучи Оа, Оb, Ос, Od, к-рые обычно обозначают цифрами 01, 12, 23, 30. После этого на рис.
а из произвольной точки А проводят прямую, параллельную лучу 01, до пересечения её с линией
действия силы F1 в точке В. Из точки В проводят прямую, параллельную лучу 12 до пересечения её с
линией действия силы F2 в точке С и т. д. Последней проводится прямая DE параллельная лучу 30, до
произвольной точки Е. Полученная таким образом фигура ABCDE и наз. М. в., построенным для
системы сил F1, F2, F3 при полюсе О. Если для данных сил силовой многоугольник не замкнут (как
на рис., б), то система сил приводится к равнодействующей R=ad, линия действия KL к-рой проходит
через точку К, где пересекаются лучи АВ и DE. Если многоугольник сил замкнут, то крайние лучи 01
и 30 на рис., б сливаются, а крайние стороны АВ и DE M. в. параллельны и проходят в общем случае
друг от друга на каком-то расстоянии h. Тогда система сил приводится к паре сия о моментом,
равным произведению Oa•h, где Оа измеряется в масштабе сил, a h — в масштабе длин. Если же
крайние стороны АВ и DE М. в. тоже сливаются (h=0), то и М. в. наз. замкнутым, а система сил
находится в равновесии.
Построение М. в. используется при нек-рых инженерных расчётах, в частности в сопротивлении
материалов, статике сооружений.
• См. лит. при ст. Статика.
МНОГОУГОЛЬНИК СИЛ, ломаная линия, к-рая строится для определения гл. вектора (геом.
суммы) данной системы сил. При построении М. с. для системы сил F1, F2, . . ., Fn (рис., а)
от произвольной точки а
(рис.,
б)
откладывают в выбранном масштабе вектор аb,
изображающий по величине и направлению силу F1, от его конца
откладывают вектор bc, изображающий силу F2, и т. д., и от конца m предпоследней силы
откладывают вектор mn, изображающий силу Fn. Фигура аbс, . . ., mn наз. М. с. Век423
тор an, соединяющий в М. с. начало первой силы с концом последней, изображает геом. сумму R
данной системы сил. Если точка n совпадает с а, М. с. наз. замкнутым; в этом случае R=0. Правило
М. с. получают
последоват. применением правила параллелограмма сил. Построение М.с. используют при графич.
решении задач статики для систем сил, расположенных в одной плоскости.
МНОГОФОТОННАЯ ИОНИЗАЦИЯ, см. в ст. Многофотонные процессы.
МНОГОФОТОННЫЕ ПРОЦЕССЫ, процессы вз-ствия эл.-магн. излучения с в-вом, при к-рых в
одном элем. акте одновременно происходит поглощение или испускание (или то и другое) неск.
фотонов. Разность энергий поглощенных и испущенных фотонов равна энергии, приобретаемой (или
теряемой) ч-цами в-ва (атомами и молекулами). В этом случае происходит многофотонный переход
ч-ц между квант. состояниями. М. п. проявляются в достаточно сильных световых полях, поэтому их
Рис. 1. Квант. схемы двухфотонных процессов: а — комбинац. рассеяние; б
— двухфотонное поглощение; в — двухфотонное испускание.
широкое исследование началось после создания лазеров.
Простейшими М. п. явл. двухфотонные. В элем. акте комбинационного рассеяния ч-ца одновременно
поглощает фотон с энергией ћ1 и испускает фотон другой энергии ћ2 (рис. 1,а). Рассеивающая ч-ца
при этом переходит из состояния с энергией ξ1 на уровень ξ2; изменение энергии ч-цы равно разности
энергий поглощённого и испущенного фотонов ћ1-ћ2. При д в у х ф о т о н н о м п о г л о щ е н и
и (рис. 1, б) ч-ца приобретает энергию ξ2-ξ1, равную сумме энергий двух поглощённых фотонов
ћ1+ћ2, происходит т. н. д в у х ф о т о н н о е в о з б у ж д е н и е вещества. В случае же
двухфотонного испускания (рис. 1, в) ч-ца, находившаяся первоначально в возбуждённом состоянии
ξ2, переходит на более низкий уровень ξ1 с одноврем. излучением двух фотонов: ћ1+ћ2=ξ2-ξ1.
Аналогичные процессы возможны и с участием трёх и большего числа фотонов (рис. 2, а, б).
Примерами М. п. явл. также м н о г о ф о т о н н а я и о н и з а ц и я и м н о г о ф о т о н н ы й ф о
т о э ф ф е к т.
Рис. 2. а, б — схемы трёхфотонного (гиперкомбинационного)
света; в — процесс четырёхфотонной ионизации.
рассеяния
В первом случае в результате одноврем. поглощения неск. фотонов происходит отрыв эл-нов от
атома или молекулы (рис. 2, в). Во втором случае одноврем. поглощение неск. фотонов приводит к
вырыванию эл-на из в-ва.
Каждый фотон, возникающий при М. п., может испускаться либо самопроизвольно (спонтанно), либо
под действием внеш. излучения с той же частотой (вынужденное испускание). Вероятность mфотонного процесса Wm, в к-ром происходит поглощение и вынужденное испускание фотонов с
энергиями ћ1, ћ2, ... ћm, равна Wm=Amn1n2... nm, где n1, n2, . . ., nm— плотности числа фотонов с
соответствующей энергией, т. е. вероятность Wm пропорц. произведению интенсивностей падающего
излучения на частотах 1, 2, ..., m. Константа Am зависит от структуры в-ва, типа М. п. и от частоты
падающего излучения. Если, напр., одна из частот возбуждающего излучения близка к частоте
промежуточного перехода в атоме, то величина Am резонансным образом возрастает. Так, при
двухфотонных процессах это имеет место, если ћ1ξ3-ξ1.
Отношение вероятности М. п. с участием т фотонов к вероятности М. п. с участием (m-1) фотонов
Wm-1 при отсутствии промежуточных резонансов по порядку величины равно (Е/Еат)2 , где Е —
амплитуда напряжённости электрич. поля излучения, Еат — ср. напряжённость внутриатомного
электрич. поля (Еат~109 В/см). Для нелазерных источников излучения (E<<Eат) с увеличением числа
фотонов, участвующих в элем. акте, вероятность М. п. резко уменьшается. Поэтому до появления
лазеров наблюдались помимо однофотонных лишь двухфотонные процессы при рассеянии света:
резонансная люминесценция, рэлеевское рассеяние света, спонтанное Мандельштама — Бриллюэна
рассеяние и комбинац. рассеяние света. Лазерные источники света позволяют получать весьма
высокие плотности мощности излучения (Е~Еат). При этом резко возрастают вероятности М. п. При
больших интенсивностях
излучения М. п. во многом определяют оптич. свойства в-ва. Напр.: прозрачные в-ва при достаточно
высокой интенсивности падающего лазерного излучения могут стать непрозрачными за счёт
процессов многофотонного поглощения.
Правила отбора для М. п. отличны от правил отбора для однофотонных процессов. Напр., в средах,
обладающих центром симметрии, дипольные электрич. переходы с участием четного числа фотонов
разрешены только между состояниями с одинаковой чётностью, а с участием нечётного числа
фотонов — между состояниями с противоположной чётностью. Измерение спектров многофотонных
поглощения или рассеяния позволяет оптич. методами исследовать энергетич. состояния в-ва,
возбуждение к-рых из осн. состояния с помощью однофотонных процессов запрещено (см
Нелинейная спектроскопия).
М. п., в к-рых наряду с поглощением имеет место испускание фотонов, используются в оптических
преобразователях частоты.
Рис. 3. Квант. схемы процессов сложения двух
третьей гармоники (б) и разностных частот (в).
частот
(о),
генерации
Напр., процесс вынужденного комбинац. рассеяния используется в генераторах комбинац. частот (к о
м б и н а ц и о н н о м л а з е р е). Процессы, в к-рых конечное квант. состояние в-ва совпадает с
исходным (рис. 3), лежат в основе генерации гармоник, суммарных и разностных частот лазерного
излучения. На них основано также действие параметрических генераторов света.
• Л о у д о н Р., Квантовая теория света, пер. с англ., М., 1976; Бонч-Бруевич А. М., Ходовой В. А.,
Многофотонные процессы, «УФН». 196S, т. 85, в. 1. См. также лит. при ст. Нелинейная оптика.
К. Н. Драбович, В. А. Ходовой.
МНОГОФОТОННЫЙ ФОТОЭФФЕКТ, см. в ст. Многофотонные процессы,
МНОЖЕСТВЕННЫЕ ПРОЦЕССЫ, рождение большого числа вторичных адронов в одном акте
вз-ствия при высокой энергии. М. п. характерны для столкновения адронов, и при энергии выше
неск. ГэВ они доминируют над процессами одиночного рождения мезонов и упругого рассеяния ч-ц.
Однако М. п. наблюдаются и при столкновениях др. ч-ц, если их энергия достаточно высока: в
процессах аннигиляции эл-нов и позитронов в адроны, в глубоко неупругих процессах рассеяния
лептонов на адронах.
Впервые М. п. наблюдались в космических лучах, но тщат. их изучение стало возможным после
создания ускорителей заряж. ч-ц высоких энер424
гий. В результате исследований вз-ствия ч-ц косм. лучей, а также ч-ц от ускорителей с энергией до
~103 ГэВ (встречные протонные пучки) выявлены нек-рые эмпирич. закономерности М. п.
С наибольшей вероятностью в М. п. рождаются самые лёгкие адроны — -мезоны (70—80%
вторичных ч-ц). Значит. долю составляют также К-мезоны и гипероны (~10—20%) и нуклонантинуклонные пары (порядка неск. %). Многие из этих ч-ц возникают от распада рождающихся
резонансов.
Полное эфф. сечение М. п. при высоких энергиях слабо зависит от энергии сталкивающихся ч-ц
(меняется не более чем на неск. десятков процентов при изменении энергии в 104 раз). Прибл.
постоянство сечения М. п. привело к модели «чёрных шариков» для описания процессов
столкновения адронов. Согласно этой модели, при каждом сближении адронов высокой энергии на
расстояния, меньшие радиуса действия яд. сил, происходит
Фотографии
множеств.
рождения
заряж.
ч-ц,
полученных:
а
—
в
жидководородной пузырьковой камере «Мирабель», помещённой в пучок мезонов с энергией 50 ГэВ на Серпуховском ускорителе; б — в косм. лучах.
неупругий процесс множеств. рождения ч-ц; упругое рассеяние носит при этом в осн. дифракц. хар-р
(дифракция волн де Бройля ч-ц на «чёрном шарике»). С др. стороны, согласно квант. теории поля,
возможен медл. рост сечения М. п. с увеличением энергии ξ не быстрее, чем ln2ξ (теорема
Фруассара). Опыт показывает, что именно такая предельная зависимость, по-видимому, осуществляется при высоких энергиях, 8 — ~102—104 ГэВ в лаб. системе (л. с.). Число ч-ц, рождающихся в
разл. актах столкновения адронов определённой энергии, сильно варьирует и в отд. случаях
оказывается очень большим (рис.). Ср. число вторичных ч-ц <n> (ср. множественность) медленно
растёт с ростом энергии столкновения и практически не зависит от типа сталкивающихся адронов
(согласно эксперим. данным, <n> возрастает с увеличением ξ прибл., как lnξ). Возможно, однако, что
ср. множественность вторичных ч-ц, рождающихся с малыми импульсами в системе центра инерции
(с. ц. и.) — в т. н. области пионизации — растёт с увеличением энергии по предельно допустимому
закону (~ξц. и.)> а ч-ц с большими импульсами (область фрагментации), как lnξц.и.. Ср. множествен-
ность много меньше максимально возможного числа вторичных ч-ц, к-рое определяется условием,
что вся энергия столкновения в с. ц. и. сталкивающихся ч-ц переходит в массу покоя вторичных ч-ц.
Это означает, что энергия тратится гл. обр. на сообщение осн. части генерированных ч-ц большой
кинетич. энергии (большого импульса). В то же время характерной эмпирич. закономерностью М. п.
явл. то, что поперечные (к оси соударения) компоненты импульсов вторичных ч-ц (р), как правило,
малы,— их ср. значение составляет прнбл. 0,3—0,4 ГэВ/с и почти постоянно в очень широкой
области энергий. Поэтому вторичные ч-цы вылетают резко направленными и сужающимися по мере
роста энергии потоками вдоль направления движения сталкивающихся ч-ц (в с. ц. и.— вперёд и
назад, в л. с.— по направлению движения налетающей ч-цы). С др. стороны, при высоких энергиях
сталкивающихся адронов с небольшой вероятностью рождаются вторичные ч-цы и с большими
значениями р в виде адронных струй (т. е. неск. ч-ц с близкими направлениями движения).
Существование таких струй интерпретируется как рассеяние на большие углы составляющих
адронов — кварков. Наиболее отчётливо адронные струи наблюдаются в М. п. на встречных
электрон-позитронных пучках и интерпретируются как аннигиляция пары е+е- в пару из кварка и
антикварка, летящих в противоположных направлениях и превращающихся (фрагментирующих) в
адроны. При аннигиляции е+е- в адроны наблюдаются также трёхструйные процессы, когда один из
образующихся кварков (в соответствии с предсказаниями квантовой хромодинамики) испускает
глюон, фрагментирующий в адроны.
Особое значение имеют закономерности, установленные при изучении спец. класса М. п.— и н к л ю
з и в н ы х п р о ц е с с о в, когда из большого числа процессов множеств. образования ч-ц при
столкновении адронов «а» и «b» отбираются события с рождением определённой ч-цы «с» независимо от того, какие др. ч-цы (X) и в каком кол-ве сопровождают её рождение. На важность
изучения таких процессов указал в 1967 А. А. Логунов, установивший на основе квант. теории поля
законы предельного возрастания их сечения с ростом энергии (аналогичные теореме Фруассара).
Одна из важнейших закономерностей М. п.— масштабная инвариантность (с к е й л и н г Ф е й н м
а н а) — своеобразный закон подобия в микромире, заключающийся в том, что вероятность рождения
«инклюзивной» ч-цы «с» с определённым значением продольного импульса pL (проекции импульса р
на направление движения сталкивающихся ч-ц) при разных энергиях столкновения явл. универс. фцией от переменной x=рL/рмакс, где pмакс — максимально возможное (при данной энергии) значение pL
ч-цы «с». Т. о., продольные импульсы вторичных ч-ц растут пропорц. энергии столкновения.
Масштабная инвариантность наблюдается также при аннигиляции пары е+е- в адроны и при
столкновениях релятив. ат. ядер. Масштабная инвариантность др. типа (с к е й л и н г Б ь ё р к е н а)
обнаружена в глубоко неупругих процессах рассеяния лептонов на нуклонах. Теоретически масштабная инвариантность может быть объяснена на основе составного строения адронов из кварковкартонов (амер. физик Р. Фейнман, 1969). Впервые масштабная инвариантность для отношения
выходов К- /-, р~/- была установлена в экспериментах на Серпуховском ускорителе (1968). Исторически первые попытки описания М. п. были сделаны на основе статистико-гидродинамич. моделей
движения адронного в-ва [нем. физик В. Гейзенберг, итал. физик Э. Ферми, Л. Д. Ландау (1949—53)
и др.].
Распределение по числу ч-ц, рождаемых в М. п., подчиняется др. закону подобия — т. н. KNOскейлингу. В соответствии с этим законом вероятность Р(n) образования n ч-ц, рождаемых в М. п.,
зависит от отношения z=n/<n> универс. образом: Р(n)=(n/неупр)<n> F(z), где n.— сечение реакции с
рождением га ч-ц, неупр — полное сечение неупругнх процессов. Ф-ция F(z) слабо зависит от типа
сталкивающихся ч-ц и практически не зависит от полной энергии. Удовлетворительного теоретического объяснения такой закономерности пока не найдено.
С. С. Герштейн.
425
МОДЕЛИРОВАНИЕ физическое, замена изучения нек-рого объекта или явления эксперим.
исследованием его модели, имеющей ту же физ. природу. В науке любой эксперимент, произ-
водимый для исследования тех или иных закономерностей изучаемого явления или для проверки
правильности и границ применимости найденных теоретич. путём результатов, по существу
представляет собой моделирование, т. к. объектом эксперимента явл. конкретная модель,
обладающая необходимыми физ. св-вами, а в ходе эксперимента должны выполняться осн.
требования, предъявляемые к М. В технике М. используется при проектировании и сооружении разл.
объектов для определения на соответствующих моделях тех или иных св-в (характеристик) как
объекта в целом, так и отдельных его частей. К М. прибегают не только из экономич. соображений,
но и потому, что натурные испытания очень трудно или вообще невозможно осуществить, когда
слишком велики (или малы) размеры натурного объекта или значения др. его хар-к (давления, темпры, скорости протекания процесса и т. п.).
В основе физ. М. лежат подобия теория и размерностей анализ. Необходимыми условиями М. явл.
геом. подобие (подобие формы) и физ. подобие модели и натуры: в сходств. моменты времени и в
сходств. точках пр-ва значения перем. величин, характеризующих явления для натуры, должны быть
пропорц. значениям тех же величин для модели. Наличие такой пропорциональности позволяет
производить пересчёт эксперим. результатов, получаемых для модели, на натуру путём умножения
каждой из определяемых величин на постоянный для всех величин данной размерности множитель
— коэфф. подобия.
Поскольку физ. величины связаны определ. соотношениями, вытекающими из законов и ур-ний
физики, то, выбрав нек-рые из них за основные, можно коэфф. подобия для всех др. производных
величин выразить через коэфф. подобия величин, принятых за основные. Напр., в механике осн.
величинами считают обычно длину l, время t и массу m. Тогда, поскольку скорость v=l/t, коэфф.
подобия скоростей kv=vн/vм (индекс «н» у величин для натуры, «м» — для модели) можно выразить
через коэфф. подобия длин kl=lн/lм и времён kt=tн/tм в виде kv=kl/kt. Аналогично, т. к. на основании
второго закона Ньютона сила F связана с ускорением w соотношением F=mw, то kF=km•kw (где, в
свою очередь, kw=kvlkt) и т. д. Из наличия таких связей вытекает, что для данного физ. явления некрые безразмерные комбинации величин, характеризующих это явление, должны иметь для модели и
натуры
одно и то же значение. Эти безразмерные комбинации физ. величин наз. критериями подобия. Равенство всех критериев подобия для модели и натуры явл. необходимым условием М. Однако
добиться этого равенства можно не всегда, т. к. не всегда удаётся одновременно удовлетворить всем
критериям подобия.
Чаще всего к М. прибегают при исследовании разл. механических (включая гидроаэромеханику и
механику деформируемого тв. тела), тепловых и электродинамич. явлений. При этом число и вид
критериев подобия для каждого моделируемого явления зависит от его природы и особенностей. Так,
напр., для задач динамики точки (или системы материальных точек), где все ур-ния вытекают из
второго закона Ньютона, критерием подобия явл. число Ньютона Ne=Ft2/ml и условие М. состоит в
том, что
Для колебаний груза под действием силы упругости F=cl равенство (1) приводит к условию
t2нcн/mн=t2мсм/mм, что, напр., позволяет по периоду колебаний модели определить период колебаний
натуры; при этом явление не зависит от линейного масштаба (от амплитуды колебаний). Для
движения в поле тяготения, где F=km/l2, условием подобия явл.
kнt2н/l3н=kмt2м/L3М (явление не зависит от масс). При движении в одном и том же поле тяготения, напр.
Солнца, kм= kн и полученное соотношение даёт третий закон Кеплера для периода обращения.
Отсюда, считая одну из планет «моделью», можно, напр., найти период обращения любой др.
планеты, зная её расстояние от Солнца.
Для непрерывной среды при изучении её движения число критериев подобия возрастает, что часто
значительно усложняет проблему М. В гидроаэромеханике осн. критерии подобия: Рейнольдса число
Re, Маха число М, Фруда число Fr, Эйлера число Eu, а для нестационарных (зависящих от времени)
течений ещё и Струхаля число Sh. При М. явлений, связанных с переносом тепла в движущихся
жидкостях и газах или с физ.-хим. превращениями компонентов газовых потоков и др., необходимо
учитывать ещё ряд дополнит. критериев подобия.
Создаваемые для гидроаэродинамич. М. эксперим. установки и сами модели должны обеспечивать
равенство соответствующих критериев подобия у модели и натуры. Обычно это удаётся сделать в
случаях, когда для течения в силу его особенностей сохраняется лишь один критерий подобия. Так,
при М. стационарного течения несжимаемой вязкой жидкости (газа) определяющим будет параметр
Re и
необходимо .выполнить одно условие
где — плотность, — динамич. коэфф. вязкости среды. При уменьшенной модели (lм<lн) это
можно сделать, или увеличивая скорость (VМ>VН), или используя для М. другую жидкость, у к-рой,
напр., м>н, а м<=н. При аэродинамич. исследованиях увеличивать vм в этом случае нельзя
(нарушится условие несжимаемости), но можно увеличить м, используя аэродинамические трубы
закрытого типа, в к-рых циркулирует сжатый воздух.
Когда при М. необходимо обеспечить равенство неск. критериев, возникают значит. трудности, часто
непреодолимые, если только не делать модель тождественной натуре, что фактически означает
переход от М. к натурным испытаниям. Поэтому на практике нередко прибегают к п р и б л и ж ё н
н о м у М., при к-ром часть процессов, играющих второстепенную роль, или совсем не моделируется, или моделируется приближённо. Такое М. не позволяет найти прямым пересчётом значения тех
хар-к, к-рые не отвечают условиям подобия, и их определение требует соответствующих дополнит.
исследований, Напр., при М. установившихся течений вязких сжимаемых газов необходимо
обеспечить равенство критериев Re и М и безразмерного числа =cp/cV(cp и cV — удельные теплоёмкости газа при пост. давлении и пост. объёме соответственно), что в общем случае сделать
невозможно. Поэтому, как правило, обеспечивают для модели и натуры лишь равенство числа М, а
влияние на определяемые параметры различий в числах Re и , исследуют отдельно или
теоретически, или с помощью др. экспериментов, меняя в них в достаточно широких пределах значения Re и .
Для твёрдых деформируемых тел особенности М. тоже зависят от св-в этих тел и хар-ра
рассматриваемых задач. Так, при М. равновесия однородных упругих систем (конструкций),
механич. св-ва к-рых определяются модулем упругости (модулем Юнга) Е и безразмерным
коэффициентом Пуассона v, должны выполняться три условия подобия:
где g — ускорение силы тяжести (=g — уд. вес материала). В естеств. условиях gм=gн=g и получить
полное подобие при lмlн можно, лишь подобрав для модели спец. материал, у к-рого м, Fм и VМ
удовлетворяли бы первым двум из условий (3), что практически обычно неосуществимо.
426
В большинстве случаев модель изготовляется из того же материала, что и натура. Тогда м=н, Ем=Ен
и второе условие даёт gмlм=gнlн. Когда весовые нагрузки существенны, для выполнения этого условия
прибегают к т. н. центробежному М., т. е. помещают модель в центробежную машину, где
искусственно создастся приближённо однородное силовое ноле, позволяющее получить gм>gн и
сделать lм<lн. Если же основными явл. другие нагрузки, а весом конструкции и, следовательно,
учётом её уд. веса =g можно пренебречь, то приближённое М. осуществляют при gм=gн=g,
удовлетворяя лишь последнему из соотношений (3), к-рое даёт Fм/l2м=Fм/l2н; следовательно, нагрузки
на модель должны быть пропорц. квадрату её линейных размеров. Тогда модель будет подобна
натуре и если, напр., модель разрушается при нагрузке Fкр, то натура разрушается при нагрузке Fкр
l2н/l2м. Неучёт в этом случае весовых нагрузок даёт следующее. Поскольку эти нагрузки имеют
значения l3, а последнее из условий (3) требует пропорциональности нагрузок l3, то при lм<1н,
весовая нагрузка на модель будет меньше требуемой этим условием, т. е. М. не будет полным и
модель, как недогруженная, будет прочнее натуры. Это обстоятельство тоже можно учесть или
теоретич. расчётом, или дополнит. экспериментами.
При М. явлений в др. непрерывных средах соответственно изменяются вид и число критериев
подобия. Так, для пластичных и вязкопластичных сред в число этих критериев наряду с параметрами
Фруда, Струхаля и модифициров. параметром Рейнольдса входят параметры Лагранжа, Стокса, СенВенана и т. д.
При изучении процессов теплообмена также широко используют М. Для случаев переноса тепла
конвекцией определяющими критериями подобия явл. Нуссельта число Nu=l/, Прандтля число
Pr=v/a, Грасгофа число Gr=gl3T/v2, а также Рейнольдса число Re, где — коэфф. теплоотдачи, а —
коэфф. температуропроводности, — коэфф. теплопроводности среды (жидкости, газа), v —
кинематич. коэфф. вязкости, — коэфф. объёмного расширения, Т — разность темп-р поверхности
тела и среды. Обычно целью М. явл. определение коэфф. теплоотдачи, входящего в критерий Nu, для
чего опытами на моделях устанавливают зависимость Nu от др. критериев. При этом в случае
вынужденной конвекции (напр., теплообмен при движении жидкости и трубе) становится
несущественным критерий Gr, а в случае свободной конвекции (теплообмен между телом и
покоящейся средой) — критерий Re. Однако к значит. упрощениям процесса М. это не приводит,
особенно из-за критерия Pr, являющегося физ.
константой среды, что при выполнении условия PrМ=PRН практически исключает возможность
использовать на модели среду, отличную от натурной. Кроме того, физ. хар-ки среды зависят от её
темп-ры, поэтому в большинстве случаев прибегают к приближённому М., отказываясь от условия
равенства критериев, мало влияющих на процесс, а др. условиям (напр., подобие физ. св-в сред,
участвующих в теплообмене) удовлетворяют лишь в среднем. На практике часто используют также т.
н. метод л о к а л ь н о г о теплового М., согласно к-рому условия подобия процессов для модели и
натуры выполняются только в той области модели, где исследуется процесс теплообмена.
В случаях переноса теплоты теплопроводностью (кондукцией) критериями подобия явл. Фурье
число FO=at9/l2 и число Био Bi=l/, где t0 — характерный промежуток времени (напр., период). Для
апериодич. процессов (нагревание, охлаждение) t0 обычно отсутствует и параметр FO выпадает, а
отношение at/l2 определяет безразмерное время. При М. таких процессов теплообмена удаётся в
широких пределах изменять не только размеры модели, но и темп протекания процесса.
Электродинамич. М. применяется для исследования эл.-магн. и электромеханич. процессов в
электрич. системах. Электродинамич. модель представляет собой копию натурной электрич. системы
с сохранением физ. природы осн. её элементов: синхронные генераторы, трансформаторы, линии
передач, первичные двигатели и нагрузка (потребители электрич. энергии), но число их обычно
значительно меньше, чем у натурной системы. Поэтому и здесь М. явл. приближённым, причём на
модели по возможности полно представляется лишь исследуемая часть системы.
Особый вид М. основан на использовании спец. устройств, сочетающих физ. модели с натурными
приборами. К ним относятся стенды для испытания машин, наладки приборов и т. п., тренажёры для
тренировки персонала, обучаемого управлению сложными системами или объектами, имитаторы,
используемые для исследования разл. процессов в условиях, отличных от обычных земных, напр.
при глубоком вакууме или очень высоких давлениях, при перегрузках или невесомости.
М. применяется как при научных исследованиях, так и при решении большого числа практич. задач в
разл. областях техники: в строит. деле (определение усталостных напряжений, эксплуатац.
разрушений, виброзащита и сейсмостойкость разл. конструкций и др.), в гидравлике и в
гидротехнике (определение конструктивных и эксплуатац. характеристик разл. гидротехнич.
сооружений, условий фильтрации в грунтах, М. течений рек,
приливов и др.), в авиации, ракетной и косм. технике (определение характеристик летат. аппаратов,
силового и теплового воздействия среды и др.), в судостроении (определение гидродинамич.
характеристик судов, их ходовых кач-в и др.), в приборостроении, в разл. областях машиностроения
и др.
• С е д о в Л. И., Методы подобия и размерности в механике, 9 изд., М., 1981; Г у х м а н А. А.,
Введение в теорию подобия, М., 1963; Эйгенсон Л. С., Моделирование, М., 1952; Кирпичев М. В., М
и х е е в М. А. Моделирование тепловых устройств, М.—Л., 1936; Ш н е й д е р П. Дж., Инженерные
проблемы теплопроводности, пер. с англ., М., 1960; Веников В. А., Иванов-Смоленский А. В., Физическое моделирование электрических систем, М.—Л., 1956.
С. М. Тарг, С. Л. Вишневецкий, В. А. Арутюнов.
МОДУЛИ УПРУГОСТИ (от лат. modulus — мера), величины, характеризующие упругие св-ва
материалов при малых деформациях. При растяжении силой F цилиндрич. образца длиной l с
площадью поперечного сечения 5 имеет место линейная зависимость между норм. напряжением в
поперечном сечении =F/S и относит. удлинением =l/l, т.е. =Е. Константа материала Е наз. м о д
у л е м Ю н г а или м о д у л е м п р о д о л ь н о й у п р у г о с т и. При растяжении относит.
уменьшение поперечных размеров образца — ' пропорц. . Величина v=-'/, наз. коэффициентом
Пуассона. При крученни тонкостенного трубчатого образца касат. напряжение т в поперечном
сечении пропорц. деформации сдвига у, т. е. =G. Константа материала G наз. м о д у л е м с д в и г
а. В изотропном материале значения Е, G, v не зависят от направления, в к-ром вырезан из среды
испытуемый образец. При сжатии изотропного тела произвольной формы равномерным давлением р
в нём возникает однородное гидростатич. напряжённое состояние, при к-ром 11=22=33=- р,
12=23=31=0 и гидростатич, деформация 11=22=33=, 12=23=31=0, причём 3=, где — относит.
изменение объёма пропорц. давлению, т. е. - p=K или =3K, где = 1/3(11+22+33) — среднее
напряжение. Константа К наз. м о д у л е м о б ъ ё м н о й у п р у г о с т и (иногда — модулем
всестороннего сжатия).
В обобщённом Гука законе вводится ещё два М. у.— постоянные Ламе и , причём в изотропном
материале независимых М. у. только два (напр., и или Е и v). Между М. у. имеют место
равенства:
427
Для большинства металлов v0,3. Значение v=0,5 соответствует механически несжимаемому
материалу. В стали E2•106 кгс/см2, G8•105 кгс/см2; в меди E0,9•106 кгс/см2, G4•105 кгс/см2; в
алюминии E0,75•106 кгс/см2, G2,7•105 кгс/см2; в граните E0,8•106 кгс/см2, G3•105 кгс/см2.
В анизотропном материале упругие
св-ва определяются 21 М. у. В ряде материалов (монокристаллы, направленно армированные
композиты и т.п.) имеются плоскости симметрии упругих св-в. При этом число независимых М. у.
уменьшается.
М. у. зависят от темп-ры; на величину М. у. для данного материала влияют: термообработка,
радиоактивное облучение, скорость деформации и др. внеш. факторы.
• Беляев Н. М., Сопротивление материалов, 9 изд., М., 1954; Лехницкий С. Г., Теория упругости
анизотропного тела, М.—Л., 1950; Фридман Я. В., Механические свойства металлов, 3 изд. ч 1—2
М., 1974.
В. С. Ленский.
МОДУЛЯЦИЯ (от лат.
modulatio — мерность, размеренность), изменение по заданному
закону во времени параметров, характеризующих к.-л. стационарный физ. процесс. Примеры М.:
изменение по определ. закону амплитуды, частоты или фазы гармонич. колебания для
внесения в колебат. процесс требуемой информации (см. Модуляция колебаний); изменение
во времени
интенсивности
электронного потока
в
электронно-лучевом осциллографе,
осуществляемое с помощью спец. электрода
(модулятора) и приводящее к соответствующему
изменению
яркости
свечения
экрана трубки; управление яркостью света с помощью
поляризующих устройств и Керра ячейки; изменение скорости эл-нов в электронном потоке в
клистроне и др. В этих случаях один или неск.
параметров, характеризующих стационарный
процесс (напр., интенсивность, амплитуда, скорость, частота) изменяются во времени в соответствии
с модулирующим воздействием. Иногда говорят о пространств. М.— изменении параметров
стационарного процесса в пр-ве. В нелинейных колебат. и волн. системах возможно спонтанное
возникновение М. (автомодуляция).
В. В. Мигулин.
МОДУЛЯЦИЯ КОЛЕБАНИЙ,
медленное по сравнению с периодом колебаний изменение
амплитуды, частоты или фазы колебаний по определ. закону. Соответственно различаются амплитудная, частотная и фазовая М. к. (рис. 1). Возможна и смешанная модуляция (напр.,
амплитудно-фазовая). При любом способе М. к. скорость изменения амплитуды, частоты или фазы
должна быть достаточно малой, чтобы за период Т колебания модулируемый параметр почти
не изменился.
М. к. применяется для передачи информации с помощью эл.-магн. волн радио- или оптич.
диапазонов, а также акустич. волн. «Переносчиком» сигнала явл. синусоидальные колебания
высокой частоты со. Амплитуда, частота или фаза этих колебаний, а в случае света и поляризация
модулируются передаваемым сигналом (см. Модуляция света).
Рис. 1. а — гармонич. колебания несущей частоты; б — модулирующий
сигнал; в — амплитудно-модулиров. колебание; г —частотно-модулиров.
колебание; д — фазово-модулиров. колебание.
В простейшем случае модуляции амплитуды А синусоидальным сигналом модулиров. колебание
(рис. 2) может быть записано в виде:
х=А0 (1+msinl)sin(t+). (1)
Здесь А0 — амплитуда, — частота исходного колебания, — частота модуляции; величина m, наз.
Рис. 2. Колебание, модулированное по амплитуде синусоидальным сигналом.
г л у б и н о й м о д у л я ц и и, характеризует степень изменения амплитуды:
Частота модуляции характеризует скорость изменения амплитуды колебаний. Эта частота должна
быть во много раз меньше, чем несущая частота со. Модулиров. колебание уже не явл. строго
синусоидальным. Амплитудно-модулиров. колебание представляет собой сумму трёх синусоидальных колебаний с частотами , +, -. Частота наз. несущей. Две остальные частоты наз.
б о к о в ы м и ч а с т о т а м и (сателлитами). Амплитуда каждой из них равна mА0/2.
Любая передающая радиостанция, работающая в режиме амплитудной модуляции, излучает не одну
частоту, а спектр частот. В простейшем случае М. к. синусоидальным сигналом этот спектр содержит
лишь три составляющие — несущую и две боковые. Если же модулирующий сигнал не
синусоидальный, а более сложный, то вместо двух боковых частот в спектре модулиров. колебания
будут две б о к о в ы е п о л о с ы, частотный состав к-рых определяется частотным составом
модулирующего сигнала. Поэтому каждая передающая станция занимает определённый частотный
интервал. Во избежание помех несущие частоты разл. станций должны отстоять друг от друга на
расстоянии, большем, чем сумма боковых полос. Ширина боковой полосы зависит от хар-ра
передаваемого сигнала; для радиовещания — 10 кГц, для телевидения — 6 МГц. Исходя из этих
величин, выбирают интервал между несущими частотами разл. станций. Для получения амплитудномодулиров. колебания колебание несущей частоты и модулирующий сигнал частоты подают на
спец. устройство — м о д у л я т о р.
В случае частотной модуляции синусоидальным сигналом частота колебаний меняется по закону:
l =0+cost, (3)
где — т. н. д е в и а ц и я ч а с т о т ы. При частотной модуляции полоса частот модулиров.
колебания зависит от величины =/, наз. и н д е к с о м ч а с т о т н о й м о д у л я ц н и. При
<<1 справедливо приближённое соотношение:
хA0(sint+sintcost). (4)
В этом случае частотно-модулиров. колебание, так же как и амплитудно-лодулированное, состоит из
несущей частоты и двух спутников с частотами + и -. Поэтому при малых полосы частот,
занимаемые шплитудно-модулированными и частотно-модулиров. сигналами, одинаковы. При
больших индексах спектр боковых частот значительно увеличивается. Кроме колебаний с
частотами ± появляются колебания, частоты к-рых равны ±2, ±3 [ т. д. Полная ширина
полосы частот, занимаемая частотно-модулиров. колебанием с девиацией и частотой модуляции
(с точностью, достаточной для практич. целей), может считаться равной 2+2. т. е. шире, ;ем
при амплитудной модуляции.
Преимуществом частотной модуляции перед амплитудной в технике вязи явл. большая
помехоустойчивость. Это кач-во частотной модуляции проявляется при >>1, т. е. когда полоса
частот, занимаемая частотно428
модулиров. сигналом, во много раз больше 2. Поэтому частотно-модулиров. колебания
используются для высококачеств. передачи сигналов в диапазоне УКВ, где на каждую радиостанцию
выделена полоса частот, в 15—20 раз большая, чем в диапазоне длинных, средних и коротких радиоволн, на к-рых работают радиостанции с амплитудной модуляцией. Частотная модуляция
применяется также для передачи звук. сопровождения телевизионных программ. Частотномодулиров. колебания могут быть получены изменением частоты задающего генератора.
В случае фазовой модуляции модулиров. колебание имеет вид:
х=А0sin(t +sint).
(5)
Такое колебание тождественно частотно-модулированному с синусоидальной модуляцией частоты
по закону (3), причём совпадает с индексом модуляции р. О фазовой модуляции говорят в случае,
если остаётся неизменным при изменении частоты модулирующего сигнала , а о частотной,
когда при этом не изменяется =. В случае несинусоидального модулирующего сигнала
различие между частотной и фазовой М. к. более чётко выражено (рис. 1, г, д).
Во мн. случаях модулирующий сиг-пал имеет вид импульса, а результирующий — цуга колебаний
высокой
Рис. 3
Радиоимпульсы.
частоты или радиоимпульса (рис. 3). Радиоимпульсы используются, напр., в радиолокации, иногда с
дополнит. частотной модуляцией несущего сигнала. В многоканальных системах связи в кач-ве
переносчика информации используется не гармонич. колебание, а периодич. последовательность
радиоимпульсов. Такая последовательность определяется четырьмя параметрами: амплитудой,
частотой следования, длительностью (шириной) и фазой. В соответствии с этим возможны четыре
типа импульсной модуляции: амплитудно-импульсная, частотно-импульсная, широтно-импульсная,
фазово-импульсная. Импульсная модуляция обладает повышенной помехоустойчивостью по
сравнению с модуляцией непрерывной синусоидальной несущей, зато полоса частот, занимаемая
передающей радиостанцией с импульсной модуляцией во много раз шире, чем при амплитудной
модуляции (см. Импульсная модуляция).
Модуляция используется не только для регулярных, но и для случайных сигналов, напр. в
радиоастрономии модулируются шумовые сигналы.
• Харкевич А. А., Основы радиотехники, ч. 1, М., 1962; Гольдман С., Гармонический анализ,
модуляция и шумы, пер. с англ., М., 1951; Р ы т о в С. М., Модулированные колебания и волны, «Тр.
Физического ин-та АН СССР», 1940, т. 2, в. 1; 3 е р н о в Н. В., Карпов В. Г., Теория
радиотехнических цепей, 2 изд., Л., 1972.
В. Н. Парыгин.
МОДУЛЯЦИЯ СВЕТА (модуляция оптического излучения), изменение во времени по заданному
закону амплитуды (интенсивности), частоты, фазы или поляризации колебаний оптического
излучения. Применяется для передачи информации с помощью оптич. сигналов или для
формирования световых потоков с определ. параметрами. В зависимости от того, какая хар-ка
подвергается изменению, различают амплитудную, фазовую, частотную или п о л я р и з а ц и о н н у
ю М. с. Для излучений видимого и ближнего ИК диапазонов (1014—8•1014 Гц) возможны частоты
модуляции с верх. пределом до 1011—1012 Гц. Естественная М. с. происходит при испускании света
элем. излучателями (атомами, ионами); независимость испускания такими излучателями фотонов и
различие в частоте последних приводит к тому, что излучение содержит набор частот и флуктуирует
по амплитуде, т. е. является амплитудно-частотно-модулпрованным. Естеств. частотная М. с.
происходит также при неупругом рассеянии света на внутримолекулярных колебаниях (см. Комбинационное рассеяние света) и на упругих волнах в конденсиров. средах (см. Мандельштама —
Бриллюэна рассеяние). В обоих случаях рассеянный свет содержит частоты, отличные от частоты
падающего света.
М. с., при к-рой преобразование излучения происходит в процессе его формирования
непосредственно в источнике оптич. излучения, наз. в н у т р е н н е й М. с. При в н е ш н е й М. с.
параметры излучения изменяют после его выхода из источника с помощью модуляторов света. Они
характеризуются линейностью модуляц. хар-ки, динамич. диапазоном модулируемых частот,
широкой полосой пропускания, потребляемой мощностью, световыми потерями. Т. к. регистрация
излучения, модулированного по частоте, фазе или поляризации, сопряжена с технич. трудностями, то
на практике все эти виды М. с. преобразуют в амплитудную модуляцию либо непосредственно в
модуляторе, либо с помощью спец. устройств, помещаемых перед приёмником излучения.
Простейший модулятор для амплитудной М. с.— устройство, обеспечивающее периодич.
прерывание светового потока. С этой целью используют колеблющиеся и вращающиеся заслонки,
призмы, зеркала, а также вращающиеся диски с отверстиями, растры. Наиболее широко распространены вращающиеся диафрагмы с определ. сочетанием прозрачных и непрозрачных элементов. При
вращении диафрагмы световой поток прерывается с частотой, равной произведению
числа модулируемых элементов на частоту вращения диафрагмы.
М. с. осуществляют также на основе физ. эффектов, протекающих при распространении световых
потоков в разл. средах (электрооптич., магнитооптич., упругооптич. эффекты). Для такой модуляции
применяют управляемый двулучепреломляющий элемент из материала, обладающего естественной
или наведённой анизотропией. Внеш. управляющее поле (напр., электрич. поле или поле упругих
напряжений) приводит к изменению оптич. хар-к среды. Широкое распространение получили
модуляторы на основе Поккельса эффекта, в к-рых фазовый сдвиг между обыкновенным и
необыкновенным лучами линейно зависит от величины напряжённости электрич. поля. В модуляторах на основе Керра эффекта разность фаз колебаний обыкновенного и необыкновенного лучей
пропорц. квадрату напряжённости электрич. поля. Для получения амплитудной М. с. электрооптич.
в-во обычно помещают между скрещёнными поляризаторами. Важным св-вом электрооптич.
эффекта явл. его малая инерционность, позволяющая осуществить М. с. вплоть до частот 1012 Гц. В
электрооптич. модуляторах ослабление модулирующего сигнала не зависит от интенсивности
модулируемого света, и потому для увеличения глубины модуляции используют многократное прохождение света через один и тот же модулирующий сигнал. Примером может служить модулятор на
основе интерферометра Фабри — Перо, заполненный электрооптич. средой.
С целью увеличения объёма информации, переносимой световым лучом, используют п р о с т р а н с
т в е н н у ю М. с., различную в каждой точке поперечного сечения пучка света. Осн. элемент
пространств. модулятора света — кристалл, на поверхности к-рого записывается определ. потенциальный рельеф; проходящий через кристалл пучок света оказывается промодулированным в каждой
точке поперечного сечения в соответствии с потенциальным рельефом, записанным на кристалле,
при этом модуляция может быть амплитудной и фазовой.
Из многочисл. магнитооптич. эффектов для М. с. наибольшее применение нашёл Фарадея эффект в
прозрачных в-вах. Периодически меняющееся магн. поле приводит к периодич. изменению угла
вращения плоскости поляризации света, прошедшего через магнитооптич. элемент, помещённый в
магн. поле. Угол поворота плоскости поляризации пропорц. длине пути света в в-ве и при
достаточной прозрачности среды может быть сделан сколь угодно большим. Важной особенностью
магнитооптич. модуляторов явл. постоянство коэфф. удельного
429
вращения плоскости (Верде постоянная) в ИК диапазоне длин волн. Это повышает
конкурентоспособность магнитооптич. устройств при больших длинах волн оптич. излучения по
сравнению с электрооптическими, в к-рых управляющее напряжение линейно возрастает с
увеличением длины волны света. В магнитооптич. модуляторах света удаётся достичь глубины
модуляции (см. Модуляция колебаний) 40% на частотах до 108 Гц.
Для М. с. используют также искусств. оптич. анизотропию, к-рая возникает в иек-рых изотропных тв.
телах под воздействием упругих напряжений (фотоупругость). При прохождении
плоскополяризованного излучения через фотоупругую среду с наведённым двулучепреломлением
излучение становится эллиптически поляризованным. Помещая такую среду между скрещенными
поляризатором и анализатором, наблюдают амплитудную М. с., аналогичную модуляции в
электрооптич. средах. Применение таких модуляторов особенно целесообразно в ИК диапазоне, т. к.
разность фаз колебаний необыкновенного и обыкновенного лучей ~n3, где n — показатель
преломления, равный 4—6 для в-в, прозрачных в этом диапазоне.
В основе работы акустооптич. модуляторов лежит явление дифракции света на ультразвуке (см.
также Фотоакустические явления).
Методы, основанные на изменении поглощения света средой, обеспечивают лишь амплитудную М.
с. При этом обязательно имеют место потери световой энергии в модулирующем устройстве.
Электрич. управление поглощением света (полупроводниками) легко может быть получено либо при
изменении концентрации свободных носителей или их подвижности, либо за счёт сдвига края
полосы поглощения (Франца — Келдыша эффект).
Внутр. М. с. осуществляют, используя для питания электрич. источников света переменное или
пмпульсно-периодич. напряжение. Лампы накаливания при этом из-за своей инерционности дают
заметную глубину модуляции лишь до частот ~102 Гц; газоразрядные источники света менее
инерционны и допускают модуляцию до частот 105 Гц (при глубине модуляции 50— 70%).
Появление лазеров вызвало интенсивное развитие методов внутр. М. с., основанных на управлении
когерентным излучением за счёт изменения параметров лазера. При этом многие устройства,
размещаемые внутри оптического резонатора лазера, применяются как внеш. модуляторы. Используя разл. способы внутр. модуляции, получают любой вид М. с.: амплитудный, частотный,
фазовый и поляризационный. Управление частотой излучения лазера достигается путём изменения
добротности оптич. резонатора лазера, напр. изменения оптич. длины резонатора. С этой целью одно
из зеркал резонатора закрепляют либо на магнитострикционном стержне (см. Магнитострикционный
преобразователь), либо на пьезоэлементе и изменяют длину резонатора синхронно с модулирующим
напряжением. Тот же эффект может быть достигнут путём изменения показателя преломления
среды, заполняющей резонатор. Для этого внутрь резонатора помещают электрооптич. кристалл.
Частотную модуляцию излучения лазера можно получить также при наложении на активную среду
магн. или электрич. полей (см. Зеемана эффект, Штарка эффект), под действием к-рых происходит
расщепление и смещение рабочих уровней атомов, ответственных за генерацию когерентного
излучения. Изменяя величину коэфф. усиления, получают амплитудную модуляцию излучения
лазера. Для этого воздействуют на разность населённостей активной среды, либо используя
вспомогат. возбуждение, приводящее к перераспределению населённостей. Амплитудная модуляция
излучения может быть получена и при помощи модуляции тока разряда газовых или ПП лазеров,
работающих в непрерывном режиме. Одним из методов управления когерентным излучением с
целью получения импульсного излучения явл. модуляция величины обратной связи лазера, т. е.
коэфф. отражения зеркал резонатора. С этой целью используют резонатор, одно из зеркал к-рого
вращается с большой скоростью, и поэтому условия генерации выполняются лишь в короткие
промежутки времени. Вместо зеркал часто используют вращающуюся призму полного внутр.
отражения. Изменение величины обратной связи можно также получить, заменяя одно из зеркал на
интерферометр Фабри — Перо. Коэфф. отражения такого резонатора зависит от расстояния между
зеркалами, меняя к-рое, можно модулировать интенсивность излучения и получать т. н. гигантские
импульсы (см. Лазер). Наконец, излучение лазеров можно модулировать, изменяя добротность
оптич. резонатора путём введения потерь, величина к-рых управляется внеш. сигналом. Для этого
используют модуляторы на основе электрооптич. и фотоупругих сред. Для т. н. пассивного
управления добротностью используют метод, основанный на введении в резонатор элементов
(растворов, стёкол), прозрачность к-рых изменяется под действием светового излучения. Такой вид
модуляции (а в т о м о д у л я ц и и) широко используется для генерирования импульсов когерентного
излучения нано- и пикосекундного диапазонов. Модуляторы света широко применяются в технике и
науч. исследованиях, напр. в оптической связи, в вычислит. технике.
• Мустель Е. Р., П а р ы г и н В. Н., Методы модуляции и сканирования света, М., 1970; Модуляция и
отклонение оптического излучения, М., 1967.
Л. Н. Капорский.
МОДЫ (от лат. modus — мера, образ, способ, вид), типы колебаний (нормальные колебания) в
распределённых колебат. системах (см. Объёмный резонатор, Оптический резонатор) или типы
волн (нормальные волны) в волноводных системах и волновых пучках (см. Радиоволноводы,
Квазиоптика). Термин «М.» стал употребляться также для любого волнового поля (вне его
источников), обладающего определ. пространств. структурой (симметрией). Так появились понятия:
М. излучения лазера, «утекающая» М., поверхностная М., М. «шепчущей галереи», экспоненциально
спадающая М., селекция М. и т. д. 9 См. лит. при статьях Нормальные колебания, Нормальные волны,
Лазер.
М. А. Миллер, Г. В. Пермитин.
МОЗЛИ ЗАКОН, утверждает, что корень квадратный из частоты v характеристич. рентгеновского
излучения элемента и его ат. номер Z связаны линейной зависимостью:
(R — Ридберга постоянная, Sn — постоянная экранирования, учитывающая влияние на отдельный
эл-н всех остальных эл-нов атома, n — главное квантовое число (см. Квантовые числа). Установлен
экспериментально англ.
физиком Г. Мозли (Н. Moseley) в 1913. На диаграмме Мозли (рис.) зависимость v от Z представляет
собой ряд прямых (К-, L-, М- и т. д. серии, соответствующие n=1, 2, 3, . . .). В каждой серии при
переходе от Z к Z+1 значение v увеличивается на одну и ту же величину, благодаря этому элементы
можно расположить в ряд в соответствии с возрастанием Z. Исторически М. з. позволил окончательно подтвердить, что Z определяется зарядом ядра, а не ат. массой. Это устранило последние
сомнения в правильности размещения элементов в периодической системе элементов.
А. В. Колпаков.
МОЛЕКУЛА (новолат. molecule, уменьшит. от лат. moles — масса), наименьшая ч-ца в-ва,
обладающая его осн. хим. св-вами и состоящая из атомов, соединённых между собой химическими
связями. Число атомов в М. составляет от двух (Н2, О2, HF, KCl)
430
до сотен и тысяч (нек-рые витамины, гормоны и белки). Атомы инертных газов часто называют
одноатомными М., хотя, строго говоря, они не явл. М. Если М. состоит из тысяч и более
повторяющихся единиц (одинаковых или близких по строению групп атомов), то её называют
макромолекулой. В физике представление о М. возникло в 18 в. и получило широкое признание в 19
в. в связи с развитием термодинамики и теории газов и жидкостей. Во 2-й половине 19 в. с помощью
разл. хим. методов были получены мн. важные сведения о строении М. Окончательно существование
М. было подтверждено опытами франц. физика Ж. Б. Перрена по изучению броуновского движения
(1906).
Атомы в М. связаны между собой в определ. последовательности и определ. образом расположены в
пр-ве. Наиб. общие хар-ки М.— мол. масса, состав и структурная ф-ла, указывающая
последовательность хим. связей (напр., мол. масса М. воды 18, равная сумме масс входящих в неё
атомов в атомных единицах массы, состав Н2О, структурная ф-ла Н—О—Н). Прочность межатомной
связи характеризуется энергией хим. связи, к-рая составляет обычно неск. десятков кДж/моль. Атомы
в М. непрерывно совершают колебат. движения; при определ. условиях, напр. в газовой фазе, М.
могут совершать поступат. и вращат. движения. М., как и атомы, не имеют чётких границ. Размеры
М. можно ориентировочно оценить, зная плотность в-ва, мол. м. и число Авогадро. Так, если
допустить, что М. Н2O имеет сферич. форму, то диаметр её окажется равным ~3•10-8 см (0,3 нм).
Размеры М. растут с увеличением числа атомов в них и лежат в пределах 10-8—10-5 см. М. нельзя
увидеть невооружённым глазом или с помощью оптич. микроскопа, однако существование М.
доказывают мн. явления (броуновское движение, диффузия, дифракция рентг. лучей, эл-нов,
нейтронов и т. д.).
Устойчивость М. в среде зависит от её вз-ствия с др. атомами, а также от темп-ры, давления и др.
внеш. факторов. В газообразном состоянии в-во, как правило, состоит из М. (кроме инертных газов,
паров металлов). При достаточно высоких темп-pax М. всех газов распадаются на атомы. В
конденсированных системах М. могут сохраняться. Вода во всех агрегатных состояниях состоит из
М.; из М. построены большинство жидкостей и молекулярные кристаллы. В металлах и др. ат.
кристаллах, а также их расплавах М., как правило, не существуют, т. к. в них каждый атом
взаимодействует со всеми соседними приблизительно одинаково.
Химическая связь. Возможность образования М. объясняется тем, что внутр. энергия М. как
системы атомов ниже суммарной энергии этих атомов в изолиров. состоянии. Соответствующая
разность энергии наз. энергией образования М. из атомов (или энергией атомизации), к-рая
приближённо равна сумме энергий хим. связей.
Для хим. связи существ. значение имеют лишь эл.-магн. вз-ствия эл-нов и ядер входящих в М.
атомов. Наиболее часто встречаются М., в к-рых существуют ковалентные и ионные хим. связи.
К о в а л е н т н а я с в я з ь возникает при обобществлении эл-нов (обычно электронных пар) двумя
соседними атомами (т. е. за счёт обмена эл-нами). Хим. связь такого типа осуществляется в М. Н2,
O2, СО и др. При сближении атомов ковалентная связь образуется только в том случае, когда спины
их внеш. эл-нов антипараллельны. При этом происходит деформация электронных оболочек атомов,
их перекрытие по линии, соединяющей ядра. При нек-ром межъядерном расстоянии силы
притяжения уравновешиваются силами отталкивания и образуется устойчивая система, внутр.
энергия к-рой минимальна.
Ионная связь осуществляется электростатич. вз-ствием атомов при переходе эл-на одного из них к
другому, т. е. при образовании положит. и отрицат. иона. Такая связь характерна для М. NaCl, KI и
др. Ковалентные и ионные хим. связи явл. предельными; как правило, образуются смешанные хим.
связи — частично ковалентные, частично ионные.
Внутренняя энергия и уровни энергии молекул. Внутр. энергия М.— осн. хар-ка, определяющая
её состояние и св-ва и зависящая от взаимного расположения составляющих её ч-ц и их движения. М.
явл. квант. системой, и её внутр. энергия ξ может принимать лишь определ. значения, т. е.
квантуется. Внутр. энергия М. приближённо равна сумме энергий электронных движений ξэ,
колебаний ядер ξк и вращения М. как целого ξв, т. е. ξξэ+ξк+ξв, причём ξэ>>ξк>>ξв. Каждая из
указанных энергий квантуется в соответствии с законами квантовой механики, и ей соответствует
набор дискретных уровней энергии (электронные, колебат. и вращат. уровни энергии).
Состояние М. как квант. системы описывается Шредингера уравнением, к-рое учитывает
электростатич. вз-ствия эл-нов с ядрами, эл-нов друг с другом, а также кинетич. энергию эл-нов и
ядер. В адиабатическом приближении ур-ние Шредингера для М. распадается на два ур-ния — для
эл-нов и для ядер. Решение (обычно приближённое) электронного ур-ния Шредингера — нахождение
уровней энергии эл-нов — одна из осн. задач квантовой химии.
М.— электрически нейтральные системы, однако электронная плотность в них распределена
неравномерно. Число электронных уровней в М.
значительно больше числа уровней энергии составляющих М. атомов, поскольку каждый атом М.
находится в электрич. поле остальных атомов, в результате чего уровни расщепляются на многочисл.
подуровни (Штарка эффект).
Электронные уровни М. определяются совокупностью квантовых чисел, характеризующих состояния
всех эл-нов М. Уровни, отвечающие значениям квант. числа =0, 1, 2, ... полного орбит. момента М
обозначаются соответственно , П, , ... ( представляет собой сумму орбитальных квант. чисел элнов; см. Атом). Квант. число S=0, 1, 2, ... определяет полный спиновый момент, внутр. квант. число
=r±S— полный момент М. Электронный уровень М. обозначают 2S+1, где слева вверху
приводится мультиплетность уровня =2S+1.
Ур-ние Шредингера для ядер содержит информацию о колебаниях М. и вращениях её как целого. Решение этого ур-ния для двухатомной М. приводит к дискретным колебат. уровням, отстоящим один
от другого на hv, если колебания ядер считать гармоническими (v — собств. частота осциллятора), и
на hv-2(v+1)hva — при ангармонич. колебаниях (v — колебательное квант. число, а — постоянная
ангармоничности). Колебания реальных двухатомных М. ангармоничны, и расстояние между
колебат. уровнями энергии убывают с ростом v, а макс. колебат. энергия равна энергии диссоциации
М.
В многоатомной М. как связанной системе ч-ц колебания отд. атомов не независимы. Сложные
колебания такой системы можно разделить на независимые гармонич. колебания, каждое из к-рых
характеризуется определ. частотой; их называют н о р м а л ь н ы м и к о л е б а н и я м и.
Колебания многоатомных М. в принципе могут быть изучены теоретически с помощью методов
квант. химии, однако на практике обычно пользуются механич. моделью, оперирующей силовыми
постоянными разл. структурных элементов М.
Вращат. уровни двухатомной М. определяются выражением ξв= h2J(J+1)/82I, где I — момент
инерции М., относительно нек-рой оси вращения, J — вращат. квант. число. Аналогичные ф-лы,
выведенные для многоатомных М., позволяют определять их геометрию по наблюдаемым чисто
вращат. спектрам. Выражение для ξв резко усложняется, если, помимо вращения М. как целого,
имеет место внутр. вращение, приводящее к ротамерам (см. ниже). Однако ф-лы для ξв дают возможность на основании вращат. спектров оценивать барьеры внутр. вращения и др. хар-ки М. Наряду с
чисто элект431
ронными, колебат. и вращат. уровнями энергии в спектрах проявляются уровни, обусловленные
электронно-колебат. и колебательно-вращат. вз-ствиями.
Спектры излучения, поглощения, комбинац. рассеяния света возникают при переходах М. с одного
уровня энергии на другой; при этом М. поглощает или излучает энергию, равную разности энергий
этих уровней. Соответственно возникают электронные, колебат. и вращат. спектры М. (подробнее см.
Молекулярные спектры).
Структура молекулы. Геометрию М. можно описать декартовыми координатами атомов, однако чаще
всего её характеризуют набором внутр. параметров — д л и н с в я з е й, в а л е н т н ы х и д в у г р
а н н ы х у г л о в. Длиной связи наз. расстояние между ядрами атомов, соединённых между собой
хим. связью. Обычно, чем больше длина связи, тем меньше её прочность.
Трёхмерные модели молекул: слева — шаро-игловая модель: атомы изображены
белыми шарами, валентные связи — выходящими из них стержнями; справа —
объёмная модель Стюарта—Бриглеба: атомы представлены шарами, радиусы крых пропорц. ван-дер-ваальсовым радиусам.
Валентным наз. угол между двумя хим. связями, выходящими из одного атома. Торсионные углы —
это углы вращения вокруг связей. Так, в М. перекиси водорода, Н—О—О — Н, длины связей О—О и
О—Н равны соотв. 0,147 и 0,095 нм, валентный угол Н—О—О равен 95° и торсионный угол (угол
вращения вокруг связи О—О, или двугранный угол между плоскостями Н—О—О и О—О—Н) равен
112°.
Каждое электронное состояние характеризуется равновесной геометрией (равновесной
конфигурацией), отвечающей мин. энергии. В обычных условиях М. находится в основном электронном состоянии (на ниж. электронном уровне), и термин «равновесная конфигурация» часто
относят только к этому состоянию. Так, приведённые выше внутр. геом, параметры М. Н—О — О —
Н явл. равновесными, тогда как, напр., плоские формы этой М. (торсионный угол равен 0 или 180°)
неравновесны. Зависимость внутр. энергии М. от геом. параметров для многоатомных М. может быть
представлена многомерной поверхностью, наз. потенциальной поверхностью. Самый глубокий
минимум потенц. энергии М. соответствует её равновесной конфигурации, метастабильным
состояниям отвечают менее глубокие минимумы. Определение потенц. поверхности М. или хотя бы
выявление нек-рых её особенностей явл. целью разл. эксперим. и теоретич. исследований.
Расположение атомов в М. всегда обладает определённой симметрией (см. Симметрия молекулы).
Потенц. поверхность М. также обладает симметрией, что проявляется, напр., в инфракрасных
спектрах М. или спектрах комбинационного рассеяния света.
Нек-рые одинаковые по составу М. могут отличаться строением или расположением атомов. Такие
формы существования в-ва наз. изомерами (см. Изомерия молекул). Структурные изомеры имеют
разную последовательность хим. связей, и их М. изображаются разными структурными ф-лами
(напр., нормальный бутан Н3С—СН2—СН2—СН3 и изобутан
Структурные изомеры — это разные М., а соответствующие соединения обладают разными физ. и
хим. св-вами. Так, темп-ра кипения нормального бутана равна +0,6 °С, а изобутана -11,7 °С.
Поворотные изомеры (р о т а м е р ы, к о н ф о р м е р ы) возникают при вращении атомов или ат.
групп вокруг хим. связей и отвечают разным минимумам потенц. поверхности М. Они представляют
собой разл. состояния одной и той же М. Энергетич. барьеры, разделяющие поворотные изомеры, не
превышают 100 кДж/моль, а время жизни этих изомеров обычно ~10 -10—10-13 с. При более высоких
энергетич. барьерах (напр., при геом. изомерии М.) время жизни изомеров возрастает и появляется
возможность их разделения.
М. оптических изомеров энантиоморфны — зеркально симметричные одна по отношению к другой.
Такие изомеры вращают плоскость поляризации света в противоположные стороны; остальные же
физ. св-ва у них совершенно одинаковы (см. Оптически активные вещества).
Свойства молекул. Исследование молекул. Хим. и большинство физ. св-в М. определяются их
внеш. эл-нами. Так, внеш. эл-ны определяют оптич. спектры М. В спектрах М. проявляются мн.
особенности их строения (симметрия, изомерия, природа хим. связи и т. д.). Индивидуальность спектров соединений, характеристичность частот колебаний определ. групп атомов в М. позволяют
производить качеств. и количеств. спектральный анализ в-ва. Электронные уровни энергии изучают
методами
ультрафиолетовой
спектроскопии,
фотоэлектронной
спектроскопии,
рентгеноэлектронной спектроскопии. Колебат. уровни энергии проявляются в ИК спектрах и
спектрах комбинац. рассеяния света. Частоты вращат. линий лежат в радиодиапазоне (см.
Микроволновая спектроскопия), а также в дальней ИК области спектра.
Во внеш. электрич. поле М. поляризуется — приобретает индуциров. дипольный момент (см.
Поляризуемость атомов, ионов, молекул). Поляризация в-в из полярных М. (т. е. М., обладающих
пост. дипольными моментами) во внеш. электрич. поле обусловлена как их ориентацией вдоль поля,
так и возникновением индуциров. дипольных моментов за счёт электронной поляризуемости.
Измерение диэлектрич. проницаемости и поляризации в-ва даёт возможность приблизительно
оценивать поляризуемость и величину пост. дипольных моментов отд. М., что позволяет делать
выводы о её строении — симметрии, распределении электронной плотности, присутствии тех или
иных групп атомов и их расположении и т. д.
Магн. св-ва М. дают важные сведения о строении электронной оболочки. Большинство М.
диамагнитны, т. е. не имеют пост. магн. момента. Поведение таких М. в магн. поле определяется их
отрицат. магнитной восприимчивостью. Парамагн. М., обладающие пост. магн. моментом, во внеш.
магн. поле стремятся ориентироваться в направлении поля. Пост. магн. моментом (связанным со спином эл-нов, а также с их орбит. движением) могут обладать как электронная оболочка, так и ат. ядра.
Парамагнитные (обладающие неспаренным эл-ном) М. исследуют с помощью электронного
парамагнитного резонанса. В спектрах ядерного магнитного резонанса проявляются вз-ствия
спиновых моментов ат. ядер, зависящие от электронной структуры М. и окружения каждого атома.
На основании спектров ЯМР судят о направлении хим. связей, различных проявлениях изомерии М.,
взаимном расположении атомов в М., о динамике атомов в М. и т. д.
Важный метод изучения М.— массспектроскопия. Масс-спектрометрич. измерения основаны на
расщеплении М. на электрически заряж. фрагменты (радикалы) и определении масс этих фрагментов.
Геометрию М. в кристаллах определяют с помощью дифракции рентг. лучей (см. Рентгеновский
структурный анализ) и нейтронов (см. Нейтронография). В газовой фазе и парах геометрию М. исследуют с помощью дифракции эл-нов (см. Электронография) и микроволновых спектров. Эти
исследования дают точность в определении координат атомов (ядер) порядка 0,001 нм; отсюда
точность в определении длин связей ~0,001 нм и в определении
432
валентных и двугранных углов — 1—2°. Помимо дифракц. и спектроскопич. методов, существует
ещё ряд методов исследования структурных, динамич. и термодинамич. хар-к М. Так, термодинамич.
методы (в частности, калориметрия) позволяют определять разность энтальпий разл. изомеров,
поглощение УЗ используется для установления равновесного содержания изомеров в жидкостях и ррах и т. д.
• Волькенштейн М. В., Строение и физические свойства молекул, М.—Л., 1955: Картмелл Э., Фоулз
Г. В. А., Валентность и строение молекул, пер. с англ., М., 1979; Ельяшевич М. А., Атомная и
молекулярная спектроскопия, М., 1962; Ландау Л. Д., Л и ф ш и ц Е. М., Квантовая механика.
Нерелятивистская теория, 3 изд., М., 1974 (Теоретическая физика, т. 3).
В. Г. Дашевский.
МОЛЕКУЛЯРНАЯ АКУСТИКА, раздел физ. акустики, в к-ром св-ва в-ва и кинетика мол.
процессов исследуются акустич. методами. Осн. методами М. а. явл. измерение скорости звука и
поглощения звука и зависимостей этих величин от частоты звук. волны, темп-ры, давления и др.
Методами М. а. можно исследовать газы, жидкости, полимеры, тв. тела, плазму.
По скорости звука можно определить сжимаемость, отношение теплоёмкостей cp/cV, модули
упругости тв. тела и др., а по поглощению звука — значение сдвиговой вязкости и объёмной
вязкости, время релаксации р и др. В газах, измеряя скорость звука и её зависимость от темп-ры,
определяют параметры, характеризующие вз-ствие молекул газа при столкновении. В жидкостях,
вычисляя скорость звука на основании той или иной модели жидкости и сравнивая результаты
расчёта с опытными данными, в ряде случаев можно оценить правдоподобность используемой
модели и определить энергию вз-ствия молекул. На скорость звука влияют особенности мол.
структуры, силы межмолекулярного взаимодействия и плотность упаковки молекул. Так, напр., увеличение плотности упаковки молекул, появление водородных связей, полимеризация приводят к
увеличению скорости звука, а введение в молекулу тяжёлых атомов — к её уменьшению.
При наличии релаксац. процессов (см. Релаксация акустическая) энергия поступат. движения
молекул в звук. волне перераспределяется на внутр. степени свободы. При этом появляется
дисперсия звука, а зависимость произведения коэфф. поглощения на длину волны от частоты звука
имеет максимум на нек-рой частоте р=1/р, наз. частотой релаксации. Величины дисперсии звука и
коэфф. поглощения зависят от того, какие именно степени свободы возбуждаются под действием
звук. волны, а р связана со скоростью обмена энергией между разл. степенями свободы. Т. о.,
измеряя скорость звука
и коэфф. поглощения в зависимости от частоты звука и определяя р, можно судить о характере мол.
процессов и о том, какой из них вносит осн. вклад в релаксацию. Эти методы позволяют исследовать
возбуждение колебат. и вращат. степеней свободы молекул в газах и жидкостях, столкновение
молекул в смесях разл. газов, установление равновесия при хим. реакциях, перестройку мол.
структуры в жидкостях, процессы сдвиговой релаксации в очень вязких жидкостях и полимерах,
разл. процессы вз-ствия звука с эл-нами проводимости, фононами и др. элем. возбуждениями в тв.
телах.
Область релаксации для жидкостей лежит, как правило, в диапазоне более высоких частот, чем для
газов. В очень вязких жидкостях, полимерах и нек-рых др. в-вах в поглощение и дисперсию может
давать вклад целый набор релаксац. процессов с широким спектром времён релаксации. Изучение
температурных зависимостей скорости и поглощения звука позволяет разделить вклад разл.
релаксац. процессов.
В М. а. для исследований обычно применяется УЗ: в газах — в диапазоне частот 104—105 Гц, а в
жидкостях и тв. телах — в диапазоне 105— 1010 Гц.
Методы М. а. могут быть также использованы для исследования таких в-в, в к-рых вз-ствие звука с
элементарными возбуждениями не ограничивается простейшими релаксац. процессами. Так, напр.,
методы М. а. используются для исследования кинетики мол. процессов в критич. области.
Исследования поглощения УЗ в металлах и ПП при разных темп-pax, магн. полях и др. внеш. воздействиях позволяют получить информацию о поведении эл-нов и об особенностях электронфононного вз-ствия. Измерение внутр. трения в диэлектриках, напр. в кварце, в зависимости от темпры и при разных условиях предварит. обработки позволяет судить о наличии тех или иных примесей
и дефектов.
• Михайлов И. Г., Соловьев В. А., Сырников Ю. П., Основы молекулярной акустики, М., 1964;
Физическая акустика, под ред. У. Мэзона, пер. с англ., т. 2, ч. А, М., 1968; т. 4, ч. А—Б, М., 1969—70;
т. 5, 7, М., 1973—74.
А. Л. Полякова.
МОЛЕКУЛЯРНАЯ МАССА, значение массы молекулы, выраженное в атомных единицах массы.
Практически М. м. равна сумме масс входящих в неё атомов (см. Атомная масса).
МОЛЕКУЛЯРНАЯ ФИЗИКА, раздел физики, в к-ром изучаются физ. св-ва тел в разл. агрегатных
состояниях на основе рассмотрения их микроскопич. (молекулярного) строения. Задачи М. ф.
решаются методами физ. статистики, термодинамики и физ. кинетики, они связаны с изучением движения и вз-ствия ч-ц (атомов, молекул, ионов), составляющих физ. тела.
Первым сформировавшимся разделом М. ф. была кинетическая теория газов. В процессе её
развития работами англ. физика Дж. Максвелла (1858—60), австр. физика Л. Больцмана (1868) и
амер. физика Дж. У. Гиббса (1871 —1902) была создана классич. статистич. физика.
Количеств. представления о вз-ствии молекул (мол. силах) начали развиваться в теории капиллярных
явлений. Классич. работы в этой области франц. учёных А. Клеро (1743), П. Лапласа (1806), англ.
учёного Т. Юнга (1805), франц. учёного С. Пуассона, нем. учёного К. Гаусса (1830 — 1831), Гиббса
(1874—78), И. С. Громеки (1879, 1886) и др. положили начало теории поверхностных явлений.
Межмол. вз-ствия были учтены голл. физиком Я. Д. Ван-дер-Ваальсом при объяснении физ. св-в
реальных газов и жидкостей.
В нач. 20 в. М. ф. вступает в новый этап развития. В работах франц. физика Ж. Б. Перрена и швед.
учёного Т. Сведберга (1906), польск. физика М. Смолуховского и А.. Эйнштейна (1904—06),
посвящённых броуновскому движению микрочастиц, были получены доказательства реальности
существования молекул. Методами рентгеновского структурного анализа (а впоследствии —
методами электронографии и нейтронографии) были изучены структура тв. тел и жидкостей и её
изменения при фазовых переходах и изменении темп-ры, давления и др. хар-к. Учение о межатомных
взаимодействиях на основе представлений квантовой механики получило развитие в работах нем.
физиков М. Борна, Ф. Лондона и В. Гейтлера, а также П. Дебая (Германия). Теория переходов из
одного агрегатного состояния в другое, намеченная Ван-дер-Ваальсом и англ. физиком У. Томсоном
и развитая в работах Гиббса, Л. Д. Ландау (1937) и нем. физико-химика М. Фольмера (30-е гг.) и их
последователей, превратилась в современную теорию образования фазы — важный самостоят. раздел
М. ф. Объединение статистич. методов с совр. представлениями о структуре в-ва в работах Я. И.
Френкеля, англ. физико-химика Г. Эйринга (1935—36), англ. учёного Дж. Бернала и др. привело к М.
ф. жидких и тв. тел.
Круг вопросов, охватываемых М. ф., очень широк. В ней рассматриваются : строение в-в и его
изменение под влиянием внеш. факторов (давления, темп-ры, электрич. и магн. полей), явления
переноса (диффузия, теплопроводность, внутр. трение), фазовое равновесие и процессы фазовых
переходов (кристаллизация и плавление, испарение и конденсация и др.), критич. состояние в-ва,
поверхностные явления на границах раздела разл. фаз.
433
Интенсивное развитие М. Ф. привело к выделению из неё мн. самостоят. разделов (статистич.
физика, физ. кинетика, физика тв. тела, физ. химия, мол. биология). На основе общих теоретич.
представлений М. ф. получили развитие физика металлов, физика полимеров, физика плазмы,
кристаллофизика, физико-химия дисперсных систем и поверхностных явлений, теория массо- и
теплопереноса, физико-хим. механика. При всём различии объектов и методов исследования здесь
сохраняется. однако, гл. идея М. ф.— описание макроскопич. св-в в-ва на основе микроскопической
(молекулярной) картины его строения.
• Кикоин И. К., Кикоин А. К., Молекулярная физика, 2 изд., М., 1976; Гиршфельдер Дж., К е р т и с с
Ч., Берд Р., Молекулярная теория газов и жидкостей, пер. с англ., М., 1961; Френкель Я. И.,
Кинетическая теория жидкостей, Л., 1975; Лихтман В. И., Щ у к и н Е. Д., Ребиндер II. А., Физикохимическая механика металлов, М., 1962.
П. А. Ребиндер, Б. В. Дерягин, Н. В. Чураев.
МОЛЕКУЛЯРНОЕ ТЕЧЕНИЕ, течение разреженного газа, состоящего из молекул, атомов, ионов
или эл-нов, при к-ром св-ва потока существенно зависят от беспорядочного движения ч-ц, в отличие
от течений, где газ рассматривается как сплошная среда. М. т. имеет место при полёте тел в верх.
слоях атмосферы, в вакуумных системах и т. д. При М. т. молекулы (или др. ч-цы) газа участвуют, с
одной стороны, в поступат. движении всего газа в целом, а с другой — двигаются хаотически и
независимо друг от друга. Причём в любом рассматриваемом объёме молекулы газа могут иметь
самые различные скорости. Поэтому основой теоретич. рассмотрения М. т. явл. кинетическая теория
газов. Макроскопич. св-ва невязкого, сжимаемого, изоэнтропич. течения удовлетворительно
описываются простейшей моделью молекул в виде упругих гладких шаров, к-рые подчиняются
максвелловскому закону распределения скоростей (см. Максвелла распределение). Для описания
вязкого, неизоэнтропич. М. т. необходимо пользоваться более сложной моделью молекул и ф-цией
распределения, к-рая несколько отличается от ф-ции распределения Максвелла. М. т. исследуются в
динамике разреженных газов.
МОЛЕКУЛЯРНЫЕ И АТОМНЫЕ ПУЧКИ, направленные потоки молекул или атомов,
движущихся в вакууме практически без столкновения друг с другом и с молекулами остаточных
газов. М. и а. п. позволяют изучить свойства отд. ч-ц, пренебрегая эффектами, обусловленными столкновениями, кроме тех случаев, когда сами столкновения явл. объектом исследований. В 1911 франц.
физик Л. Дюнуайе продемонстрировал прямолинейный пролёт в вакууме атомов Na. Позднее нем.
физик О. Штерн с сотрудниками использовал М. и а. п. для измерения скорости молекул и
эффективных сечений их соударений друг с другом, а также для исследования явлений,
обусловленных электронными спинами и магн. моментами ат. ядер. В 1937 амер. физик И. Раби
использовал М. и а. п. в резонансных экспериментах вначале для измерения магн. моментов ядер, а
затем для измерения различных характеристик молекул, атомов и ядер. Источник М. и а. п.— камера,
соединённая с высоковакуумным объёмом отверстием или узким капилляром
Рис. 1. Схема опыта для изучения хим. реакции, происходящей при
пересечении пучка атомов водорода с пучком молекул К2. Т.к. вольфрамовый
детектор одинаково чувствителен к молекулам К2 и КОН, а платиновый —
менее чувствителен к КОН, то, комбинируя оба детектора, можно различать
эти молекулы.
(рис. 1). Исследуемые молекулы или атомы вводятся в камеру в виде газа или пара при давлении
неск. мм рт. ст. Давление газа должно быть достаточно малым, чтобы ср. длина l свободного пробега
ч-ц внутри источника равнялась диаметру соединит. отверстия или была несколько больше него. В
этом случае ч-цы вылетают из источника независимо друг от друга (в случае капилляра l должна
быть соизмерима также с длиной капилляра). Чрезмерное увеличение l за счёт уменьшения давления
в источнике, не улучшая существенно св-в М. и а. п., уменьшает их интенсивность. Для увеличения
интенсивности пучков применяют источники с неск. отверстиями или капиллярами, расстояния
между к-рыми должны быть несколько больше их диаметра. Соударения с ч-цами остаточного газа
разрушают М. и а. п. Длина М. и а. п. в идеальном вакууме была бы чрезвычайно велика, т. к.
возможны были бы только соударения «догона».
М. и а. п. дают возможность изучать отд. акты столкновения между двумя ч-цами (в отличие от хим.
и газодинамич. методов, в к-рых из-за множеств. столкновений ч-ц друг с другом наблюдаются лишь
усреднённые эффекты). Измеряются сечения упругих и неупругих соударений ч-ц, встречающихся
под разными углами и при разных скоростях (рис. 1), наблюдаются хим. реакции между ч-цами и
изучается угловое и энергетич. распределение продуктов реакции. Иногда сталкивающиеся пучки
предварительно поляризуют или, наоборот, измеряют появляющуюся поляризацию.
В р е з о н а н с н ы х э к с п е р и м е н т а х (метод Раби) ч-цы, вылетая из источника в вакуум (10-7
мм рт. ст. или 10-5 Па), пролетают через неоднородное магн. поле H1 искривляющее их траекторию
(рис. 2),
Рис. 2. Схема эксперимента по наблюдению магн. резонанса в мол. пучке. Пролёт ч-цы через прибор
определяется по искривлению её траектории; отклонения увеличены относительно типичных
размеров прибора (длина прибора 3 м, макс. поперечное сечение 0,01 см); Р — резонатор, в к-ром
возбуждается эл.-магн. поле резонансной частоты; H1 — форвакуумный насос; Н2 — высоковакуумный насос.
что обусловлено вз-ствием их магн. моментов с неоднородным магн. полем. Далее ч-цы пролетают
через коллиматор . и попадают в область детектора, где неоднородное магн. поле H2 компенсирует
искривления их траекторий. Конфигурации полей H1 и Н2 в точности противоположны. Для
идентификации молекул их пропускают через масс-спектрометр, после чего они регистрируются
электронным умножителем, соединённым с детектором. При плавном изменении частоты колебаний
эл.-магн. поля в зазоре магнита Н, создающего однородное магн. поле, измеряют интенсивность
пучка, регистрируемого детектором; =0(ξ2-ξ1)/ћ (где ξ1 и ξ2 -уровни энергии молекул). Молекулы
под действием эл.-магн. поля, возбуждаемого в резонаторе Р, могут переходить из состояния с
энергией ξ1 в состояние с энергией ξ2 и обратно. Если по магн. св-вам состояния ξ1 и ξ2 различны, то
поле Н2 не компенсирует отклонение, вызванное полем Н1 для части молекул, испытавших переход.
Эти молекулы движутся по траектории, показанной пунктиром. При =0 интенсивность,
регистрируемая детектором, имеет минимум. По величине 0 определяют разность энергий уровней
ξ1 и ξ2 исследуемых молекул.
Если изменения траектории обусловлены вз-ствием электрич. моментов молекул с неоднородными
электрич. полями, квант. переходы вызваны колебаниями электрич. поля в резонаторе (см.
Параэлектрический
434
резонанс). Применяется также сочетание обоих методов, напр. однородное пост. электрич. поле
используют в экспериментах с магн. резонансом, а однородное магн. поле в опытах с параэлектрич.
резонансом.
Резонансные эксперименты дали большое количество информации о строении молекул, атомов и ат.
ядер. Были измерены спины, магн. дипольные и электрич. квадрупольные моменты ядер. В
частности, был обнаружен электрический квадрупольный момент дейтрона, исследована тонкая
структура ат. спектров, в результате чего был открыт лэмбовский сдвиг. Измерение постоянной
тонкой структуры дало пока единств. доказательство существования у ядер электрич. октупольных
моментов. Были измерены вращат. магн. моменты и электрич. дипольные моменты молекул, энергия
вз-ствия ядерных магн. моментов с вращат. магн. моментами молекул, зависимость электрич. и магн.
свойств от ориентации молекул; квадрупольные моменты молекул, энергия межъядерных магн. взствий в молекулах и др. Частота колебаний, соответствующая линиям сверхтонкой структуры
магнитного резонанса в М. п а. п.,— основа для определения секунды в пассивных квантовых
стандартах частоты.
М. и а. п. позволяют накапливать ч-цы с более высокой энергией и создавать инверсию
населённостей (см. Молекулярный генератор). Генератор на пучке атомов водорода использовался
как для исследования атома водорода, так и для создания активного квант. стандарта частоты.
• Смит К. Ф., Молекулярные пучки, пер. с англ., М., 1959; Р а м з а й Н., Молекулярные пучки, пер. с
англ., М., 1960; English T.C., Zorn J. С., Molecular beam spectroscopy, в кн.; Methods of experimental
physics, 2 ed., v. 3, N. Y., 1974.
Н. Ф. Рамзай.
МОЛЕКУЛЯРНЫЕ КРИСТАЛЛЫ, кристаллы, образованные из молекул, связанных друг с другом
слабыми ван-дер-ваальсовыми силами или водородной связью (см. Межмолекулярное
взаимодействие, Межатомное взаимодействие). Внутри молекул между атомами действует более
прочная, обычно ковалентная связь. Фазовые превращения М. к.: плавление, возгонка, полиморфные
переходы (см. Полиморфизм) — происходят, как правило, без разрушения отд. молекул. Боль-
шинство М . к.— кристаллы органич. соединений (нафталин и др.). М. к. образуют также нек-рые
простые в-ва (Н2, галогены, N2, O2, S8), бинарные соединения типа СО2, металлоорганич. соединения
и нек-рые комплексные соединения. К М. к. относятся и кристаллы мн. полимеров, в т. ч. кристаллы
белков и нуклеиновых кислот (см. Биологические кристаллы). Особым случаем М. к. явл. кристаллы
отвердевших благородных газов, в к-рых ван-дер-ваальсовы силы связывают между собой не
молекулы, а
атомы. Для М. к. характерны низкие темп-ры плавления (от —150 до -350 °С), большие коэфф.
теплового расширения, большая сжимаемость, малая твёрдость. Большинство М. к. при обычной
темп-ре — диэлектрики, нек-рые М. к. (напр., органич. красители) — полупроводники.
• Китайгородский А. И., Молекулярные кристаллы, М., 1971. См. также лит. при ст. Кристаллохимия.
П. М. Зоркий.
МОЛЕКУЛЯРНЫЕ СПЕКТРЫ, спектры испускания, поглощения и комбинационного рассеяния
света (КРС), принадлежащие свободным или слабо связанным между собой молекулам. Типичные
М. с.— полосатые, они наблюдаются в виде совокупности более или менее узких полос в УФ,
видимой и ИК областях спектра; при достаточной разрешающей способности спектральных
приборов мол. полосы распадаются на совокупность тесно расположенных линий. Структура М. с.
различна для разл. молекул и усложняется с увеличением числа атомов в молекуле. Видимые и УФ
спектры весьма сложных молекул сходны между собой и состоят из немногих широких сплошных
полос. М. с. возникают при квантовых переходах между уровнями энергии ξ' и ξ" молекул согласно
соотношению:
hv=ξ'-ξ", (1)
где hv — энергия испускаемого или поглощаемого фотона частоты v. При КРС hv равна разности
энергий падающего и рассеянного фотонов. М. с. гораздо сложнее атомных спектров, что
определяется большей сложностью внутр. движений в молекуле, т. к. кроме движения эл-нов
относительно двух и более ядер в молекуле происходит колебат. движение ядер (вместе с
окружающими их внутр. эл-нами) около положения равновесия и вращат. движения её как целого.
Электронному, колебат. и вращат. движениям молекулы соответствуют три типа уровней энергии ξэл,
ξкол и ξвр н три типа М. с.
Согласно квант. механике, энергия всех видов движения в молекуле может принимать только
определённые значения (квантуется). Полная энергия молекулы ξ приближённо может быть
представлена в виде суммы квантованных значений энергий, соответствующих трём видам её внутр.
движений:
ξξэл +ξкол+ξвр, (2) причём по порядку величины
ξэл:ξкол:ξвр = 1: m/M:m/M, (3)
где т — масса эл-на, а М имеет порядок массы ядер атомов в молекуле, т.е. m/M~10-5—10-3, следовательно:
ξэл >> ξкол >>ξвр. (4) Обычно ξэл порядка неск. эВ (сотен кДж/моль), ξкол ~ 10-2—10-1 эВ, ξвр~10-5—10-3
эВ.
Система уровней энергии молекулы характеризуется совокупностями далеко отстоящих друг от
друга электронных уровней энергии (разл. ξэл при ξкол=ξвр=0). расположенных значительно ближе
друг к другу колебательных уровней (разл. ξкол при заданном ξэл и ξвр=0) и ещё более близких друг к
другу вращательных уровней (значения ξвр при заданных ξэл
и ξкол).
Электронные уровни энергии а к б
на рис. 1 соответствуют равновесным конфигурациям молекулы. Каждому электронному состоянию
соответствует определённая равновесная конфигурация и определённое значение ξэл; наименьшее
значение соответствует осн. электронному состоянию (осн. электронный уровень энергии молекулы).
Рис. 1. Схема Уровней энергии двухатомной молекулы, а и б — электронные
уровни; v' и v" — квант. числа колебат. уровней; J' и J" — квант. числа
вращат. уровней.
Набор электронных состояний молекулы определяется св-вами её электронной оболочки. В
принципе значения ξэл можно рассчитать методами квант. химии, однако эта задача решается только
приближённо и для сравнительно простых молекул. Важную информацию об электронных уровнях
молекул (их расположении и их хар-ках), определяемую её хим. строением, получают, изучая М. с.
Весьма важная хар-ка электронного уровня энергии — значение квантового числа 5, определяющего
абс. величину полного спинового момента всех эл-нов. Химически устойчивые молекулы имеют, как
правило, чётное число эл-нов, и для них 5 = 0, 1, 2, . . .; для осн. электронного уровня типично 5=0,
для возбуждённых — 5 = 0 и 5=1. Уровни с S=0 наз. синглетными, с S=1 — триплетными (т. к. их
мулътиплетность =2S+1=3).
В случае двухатомных и линейных трёхатомных молекул электронные уровни характеризуются
значением квант. числа Л, определяющего абс. величину проекции полного орбитального момента
всех эл-нов на ось молекулы. Уровни с =0, 1, 2, ...
435
обозначаются соответственно , П, , . . ., а и указывается индексом слева вверху (напр., 3, 2П). Для
молекул, обладающих центром симметрии (напр., СО2, СН6), все электронные уровни делятся на
чётные и нечётные (g и u соответственно) в зависимости от того, сохраняет или нет определяющая их
волновая функция знак при обращении в центре симметрии.
Колебательные уровни энергии можно найти квантованием колебат. движения, к-рое приближённо
считают гармоническим. Двухатомную молекулу (одна колебат. степень свободы, соответствующая
изменению межъядерного расстояния r) можно рассматривать как гармонич. осциллятор,
квантование к-рого даёт равноотстоящие уровни энергии:
где v — осн. частота гармонич. колебаний молекулы, v=0, 1, 2, . . .— колебат. квант. число.
Для каждого электронного состояния многоатомной молекулы, состоящей из N3 атомов и имеющей
f Колебат. степеней свободы (f=3N-5 и f=3N-6 для линейных и нелинейных молекул соответственно),
получается / т. н. нормальных колебаний с частотами vi(ill, 2, 3, . . ., f) и сложная система колебат.
уровней энергии:
Набор частот норм. колебаний в осн. электронном состоянии явл. важной хар-кой молекулы,
зависящей от её хим. строения. В определённом норм. колебании участвуют либо все атомы
молекулы, либо их часть; атомы совершают гармонич. колебания с одинаковой частотой vi, но с разл.
амплитудами, определяющими форму колебания. Норм. колебания разделяют по форме на
валентные (изменяются длины хим. связей) и деформационные (изменяются углы между хим.
связями — валентные углы). Для молекул низшей симметрии (см. Симметрия молекулы) f=2 и все
колебания невырожденные; для более симметричных молекул имеются дважды и трижды
вырожденные колебания, т. е. пары и тройки совпадающих по частоте колебаний.
Вращательные уровни энергии можно найти квантованием вращат. движения молекулы,
рассматривая её как тв. тело с определёнными моментами инерции. В случае двухатомной или
линейной трёхатомной молекулы её энергия вращения ξвр=М2/2I, где I — момент инерции молекулы
относительно оси, перпендикулярной оси молекулы, а М — вращат. момент кол-ва движения.
Согласно правилам
квантования, M2=(h/4pi2)J(J+1), где
f=0, 1,2,. . .— вращательное квант. число; для ξвр получаем:
ξвр=(h2/8pi2I)J(J+1) = hBJ(J+1), (7)
где вращат. постоянная В=(h/8piI2)I
определяет масштаб расстояний между уровнями энергии, уменьшающийся с увеличением масс ядер
и межъядерных расстояний.
Разл. типы М. с. возникают при разл. типах переходов между уровнями энергии молекул. Согласно
(1) и (2):
ξ=ξ'-ξ"==ξэл+ξкол+ξвр,
причём аналогично (4) ξэл>>ξкол>>ξвр. При ξэл0 получаются электронные М. с., наблюдаемые в
видимой и УФ областях. Обычно при ξ0 одновременно ξкол0 и ξвр0; разл. ξкол при заданном
ξэл соответствуют разл. колебат. полосы (рис. 2), а разл. ξвр при заданных ξэл и ξкол отд. вращат.
линии, на к-рые распадаются колебат. полосы (рис. 3).
Рис. 2. Электроино-колебат. спектр молекулы N2 в близкой УФ области;
группы полос соответствуют разл. значениям v= v'-v".
Совокупность полос с заданным ξэл (соответствующих чисто электронному переходу с частотой
эл=ξэл/h) наз. системой полос; полосы обладают разл. интенсивностью в зависимости от относит.
вероятностей переходов (см. Квантовый переход).
Рис. 3. Вращат. расщепление электронно-колсбат. полосы 3805,0 Å молекулы
N2.
Для сложных молекул полосы одной системы, соответствующие данному электронному переходу,
обычно сливаются в одну широкую сплошную полосу; могут накладываться друг на друга и неск.
таких полос. Характерные дискретные электронные спектры наблюдаются в замороженных р-рах
органич. соединений.
Электронные (точнее, электронно-колебательно-вращательные) спектры изучаются с помощью
спектральных приборов со стеклянной (видимая область) и кварцевой (УФ область, см.
Ультрафиолетовое излучение) оптикой. При ξэл = 0, а ξкол0 получаются колебат. М. с.,
наблюдаемые в ближней ИК области обычно в спектрах поглощения и КРС. Как правило, при
заданном ξкол ξвр 0 и
колебат. полоса распадается на отд. вращат. линии. Наиболее интенсивны в колебат. М. с. полосы,
удовлетворяющие условию v=v'- v"=1 (для многоатомных молекул vi=v'i- v"i=1 при vk=V'k-V"k=0;
здесь i и k определяют разл. нормальные колебания). Для чисто гармонич. колебаний эти правила
отбора выполняются строго; для ангармонич. колебаний появляются полосы, для к-рых v>1 (обертоны); их интенсивность обычно мала и убывает с увеличением v. Колебат. М. с. (точнее,
колебательно-вращательные) изучают с помощью ИК спектрометров и фурье-спектрометров, а
спектры КРС — при помощи светосильных спектрографов (для видимой области) с применением
лазерного возбуждения. При ξэл=0 и ξкол=0 получаются чисто вращат. спектры, состоящие из отд.
линий. Они наблюдаются в спектрах поглощения в далёкой ИК области и особенно в микроволновой
области, а также в спектрах КРС. Для двухатомных, линейных трёхатомных молекул и достаточно
симметричных нелинейных молекул эти линии равноотстоят (в шкале частот) друг от друга.
Чисто вращат. М. с. изучают с помощью ИК спектрометров со спец. дифракц. решётками
(эшелеттами), фурье-спектрометров, спектрометров на основе лампы обратной волны,
микроволновых (СВЧ) спектрометров (см. Субмиллиметровая спектроскопия, Микроволновая
спектроскопия), а вращат. спектры КРС — с помощью светосильных спектрометров.
Методы молекулярной спектроскопии, основанной на изучении М. с., позволяют решать разнообразные задачи химии. Электронные М. с. дают информацию об электронных оболочках, возбуждённых
уровнях энергии и их хар-ках, об энергии диссоциации молекул (по схождению уровней энергии к
границе диссоциации). Исследование колебат. спектров позволяет находить характеристические
частоты колебаний, соответствующие наличию в молекуле определённых типов хим. связей (напр.,
двойных и тройных связей С—С, связей С—Н, N—Н для органич. молекул), определять пространств.
структуру, различать цис- и транс-изомеры (см. Изомерия молекул). Особо широкое распространение
получили методы инфракрасной спектроскопии — одни из наиболее эффективных оптич. методов
изучения строения молекул. Наиболее полную информацию они дают в сочетании с методами
спектроскопии КСР. Исследование вращат. спектров, а также вращат. структуры электронных и
колебат. М. с. позволяет по найденным из опыта моментам инерции молекул находить с большой
точностью параметры равновесных конфигураций — длины связей и валентные углы. Для
увеличения числа определяемых параметров исследуют спект436
ры изотопич. молекул (в частности, молекул, в к-рых водород заменён дейтерием), имеющих
одинаковые параметры равновесных конфигураций, но разл. моменты инерции.
М. с. применяются также в спектральном анализе для определения состава в-ва.
• Кондратьев В. Н., Структура атомов и молекул, 2 изд., М., 1959; Е л ь я ш е в и ч М. А., Атомная и
молекулярная спектроскопия, М., 1982; Герцберг Г., Спектры и строение двухатомных молекул, пер.
с англ., М., 1949; его же, Колебательные и вращательные спектры многоатомных молекул, пер. с
англ., М., 1949; его же. Электронные спектры и строение многоатомных молекул, пер. с англ., М.,
1969; Применение спектроскопии в химии, под ред. В. Веста, пер. с англ., М., 1959. См. также лит.
при ст. Лазерная спектроскопия.
М. А. Ельяшевич.
МОЛЕКУЛЯРНЫЙ ГЕНЕРАТОР, первый квант. генератор, в к-ром эл.-магн. колебания СВЧ
генерировались за счёт вынужденных квант. переходов молекул NH3 (см. Квантовая электроника).
М. г. был создан в 1954 Н. Г. Басовым и А. М. Прохоровым (СССР) и независимо от них Ч. Таунсом,
Дж. Гордоном и X. Цайгером (США). Оба варианта М. г. работали на пучке молекул аммиака NH3
(см. Молекулярные и атомные пучки) И генерировали эл.-магн. колебания с частотой 24840 МГц
(=1,24 см).
Молекулы NH3, обладающие электрич. дипольным моментом, пролетая через неоднородное
электрич. поле, по-разному отклоняются этим полем в зависимости от их энергии (см. Штарка
эффект). В первом М. г. сортирующая система представляла собой квадрупольный конденсатор,
состоящий из четырёх параллельных стержней спец. формы, соединённых
а — Квадрупольный конденсатор; б — конфигурация электрич. поля (стрелки
— силовые линии).
попарно с высоковольтным выпрямителем (рис., а). Электрич. поле (рис., б) такого конденсатора
неоднородно и вызывает искривление траекторий молекул, летящих вдоль его оси. Молекулы NH3,
находящиеся в верх. энергетич. состоянии, отклоняются к оси конденсатора и попадают внутрь
объёмного резонатора. Молекулы, находящиеся в ниж. энергетич. состоянии, отбрасываются в
стороны. Попадая внутрь резонатора, возбуждённые молекулы излучают под воздействием эл.-магн.
поля резонатора, фотоны остаются внутри резонатора, усиливая его поле и увеличивая вероятность
вынужденного излучения для молекул, пролетающих позже (обратная связь). Если вероятность
вынужденного излучения фотона
больше, чем вероятность его поглощения в стенках резонатора, то интенсивность эл.-магн. поля
резонатора на частоте перехода быстро возрастает за счёт внутр. энергии молекул. Возрастание
прекращается, когда поле в резонаторе достигает величины, при к-рой вероятность вынужденного
испускания становится столь большой, что за время пролёта резонатора успевает испустить фотон
как раз половина молекул пучка. При этом для пучка в целом вероятность поглощения становится
равной вероятности вынужденного испускания (насыщение). Мощность, генерируемая М. г. на пучке
молекул NH3~10-8 Вт; стабильность частоты колебаний /~10-7—10-11. Выли созданы М. г. и на
др. дипольных молекулах, с в диапазоне сантиметровых и миллиметровых волн.
• Ораевский А. Н., Молекулярные генераторы, М., 1964.
М. Е. Жаботинский.
МОЛТЕРА ЭФФЕКТ, эмиссия эл-нов в вакуум из тонкого диэлектрич. слоя на проводящей
подложке при наличии сильного ' электрич. поля (106 В/см) в слое. Открыт амер. радиоинженером Л.
Молтером (L. Malter) в 1936 в слое Al2O3+Cs2O на Al. Эмиссионный ток быстро растёт с ростом
анодного напряжения. М. э. обусловлен наличием сильного электрич. поля в слое, что приводит к
автоэлектронной эмиссии из подложки в слой, к «разогреву» эл-нов и к ударной ионизации в
основной толще слоя. Основное падение напряжения сосредоточивается вблизи подложки. В
результате часть быстрых эл-нов вылетает в вакуум. В пористых слоях М. э. обусловлен также
лавинной ударной ионизацией, развивающейся в порах; эл-ны вылетают преим. из пор.
• См. лит. при ст. Электронная эмиссия.
Б. С. Кульварская.
МОЛЬ (моль, mol), ед. СИ кол-ва в-ва. В 1 М. содержится столько молекул (атомов, ионов или к.-л.
др. структурных элементов в-ва), сколько атомов содержится в 0,012 кг 12С (нуклида углерода
атомной массой 12), см. Авогадро постоянная.
МОМЕНТ ИНЕРЦИИ, величина, характеризующая распределение масс в теле и являющаяся
наряду с массой мерой инертности тела при непоступат. движении. В механике различают М. и.
осевые и центробежные. Осевым М. и. тела относительно оси z наз. величина, определяемая равенством:
где mi — массы точек тела, hi — их расстояния от оси z, a — массовая плотность, V — объём тела.
Величина Iz явл. мерой инертности тела при его вращении вокруг оси (см. Вращательное движение).
Осевой М. и. можно также выразить через линейную величину r, наз. радиусом инерции, по формуле
Iz=Mr2, где
М — масса тела. Размерность М. и.— L2M; а единицы — кг•м2 или г•см2. Центробежным М. и.
относительно системы прямоугольных осей х, у, z, проведённых в точке О, наз. величины,
определяемые равенствами:
или же соответствующими объёмными интегралами. Эти величины явл. характеристиками динамич.
неуравновешенности тел. Напр., при вращении тела вокруг оси z от значений Ixz и Iyz зависят силы
давления на подшипники, в к-рых закреплена ось. М. п. относительно параллельных осей z и z'
связаны соотношением:
lz=l'z + Md2 (3)
где z' — ось, проходящая через центр масс тела, а d — расстояние между осями.
М. и. относительно любой проходящей через начало координат О оси О1 с направляющими
косинусами , , находится по ф-ле:
IOl=Ix2+Iy2+Iz2-2Ixy-2Iyz-2Izx. (4)
Зная шесть величин Ix, Iy Iz, Iху, Iyz, Izx, можно последовательно, используя ф-лы (4) и (3), вычислить
всю совокупность М. и. тела относительно любых осей. Эти шесть величин определяют т. н. тензор
инерции тела. Через каждую точку тела можно провести три такие взаимно-перпендикулярные оси,
наз. главными осями инерции, для к-рых Ixy=Iyz=Izx=0
Тогда, зная главные оси инерции и М. п. относительно этих осей, можно определить М. и. тела
относительно любой оси.
М. п. тел сложной конфигурации обычно определяют экспериментально. Понятием о М. и. широко
пользуются при решении многих задач механики и техники,
• Фаворин М. В., Моменты инерции тел. Справочник, М., 1970; Г е р н е т М. М., Р а т о б ы л ь с к и й
В. Ф., Определение моментов инерции, М., 1969. См. также лит. при ст. Механика.
С. М. Тарг.
МОМЕНТ КОЛИЧЕСТВА ДВИЖЕНИЯ (кинетический момент, угловой момент), одна из мер
механич. движения материальной точки или системы. Особенно важную роль М. к. д. играет при
изучении вращат. движения. Как и для момента силы, различают М. к. д. относительно центра
(точки) и относительно оси.
Для вычисления М. к. д. К материальной точки относительно центра О или оси z справедливы все флы, приведённые для вычисления момента силы, если в них заменить вектор F вектором количества
движения mv. Т. о., KO=[r•mv], где r — радиус-вектор движущейся точки, проведён437
ный из центра О, а Kz равняется проекции вектора KO на ось z, проходящую через точку О. Изменение
М. к. д. точки происходит под действием момента m,O(F) приложенной силы и определяется
теоремой об изменении М. к. д., выражаемой ур-нием dKO/dt=mO(F). Когда mO(F)=0, что, напр.,
имеет место для центр. сил, движение точки подчиняется площадей закону. Этот результат важен для
небесной механики, теории движения ИСЗ, косм. летат. аппаратов и др.
Главный М. к. д. (или кинетич. момент) механич. системы относительно центра О или оси z равен
соответственно геом. или алгебр. сумме М. к. д. всех точек системы относительно того же центра или
оси, т. е. KO=KOI, Kz=Kzi. Вектор KO может быть определён его проекциями Kx, Ky, Kz на
координатные оси. Для тела, которое вращается вокруг неподвижной оси z с угловой скоростью ,
Kx=-Ixz, Ky=-Iyz, Kz=Iz, где Iz — осевой; a Ixz, Iyz — центробежные моменты инерции. Если ось z
является гл. осью инерции для начала координат О, то KO=Iz.
Изменение гл. М. к. д. системы происходит под действием только внеш. сил и зависит от их гл.
момента MeO. Эта зависимость определяется теоремой об изменении гл. М. к. д. системы,
выражаемой ур-нием dKO/dt=MeO. Аналогичным ур-нием связаны моменты Kz и Меz относительно оси
z. Если MeO=0 или Mez=0, то соответственно КO Или Kz будут величинами постоянными, т. е. имеет
место закон сохранения М. к. д. (см. Сохранения законы). Т. о., внутр. силы не могут изменить М. к.
д. системы, но М. к. д. отд. частей системы или угловые скорости под действием этих сил могут
изменяться. Напр., у вращающегося вокруг вертикальной оси z фигуриста (или балерины) величина
Kz=Iz будет постоянной, т. к. практически Mez=0. Но, изменяя движением рук или ног значение
момента инерции lz, фигурист может изменять угловую скорость со. Понятое о М. к. д. широко
используется в динамике тв. тела, особенно в теории гироскопа.
Размерность М. к. д.— L2MT--1, a единицы — кг•м2/с, г•см2/с. М. к. д. обладают также эл.-магн.,
гравитац. и др. физические поля. Большинству элем. ч-ц присущ собственный, внутр. М. к. д.— спин.
Большое значение М. к. д. имеет в квантовой механике.
• См. лит. при ст. Механика.
С. М. Тарг.
МОМЕНТ ОРБИТАЛЬНЫЙ, см. Орбитальный момент.
МОМЕНТ СИЛЫ, величина, характеризующая вращат. эффект силы при действии её на тв. тело;
одно из осн. понятий механики. Различают М. с. относительно центра (точки) и относительно оси.
М. с. относительно центра О — величина векторная. Его модуль MO=Fh, где F — модуль силы, a h —
плечо, т. е. длина перпендикуляра, опущенного из О на линию действия силы (рис.); направлен
вектор МO перпендикулярно плоскости, проходящей через центр О и силу ¥ в сторону, откуда
поворот, вызываемый силой, виден против хода часовой стрелки (в правой системе координат). С помощью векторного произведения М. с. выражается равенством MO=[r•F], где r — радиус-вектор,
проведённый из О в точку приложения силы. Размерность М. с. — L2MT2, единицы — Н•м, дин•см
или кгс•м.
М. с. относительно оси — величина алгебраическая, равная проекции на эту ось М. с. относительно
любой точки О оси или же численной величине момента проекции Fxy силы F на плоскость ху,
перпендикулярную оси z, взятого относительно точки пересечения оси с плоскостью. Т. е. Mz=
МOcos=Fxyh1 или Mz= -Fxyh1.
Знак минус (последнее выражение) берётся, когда поворот силы F с положит. направления оси z
виден по ходу часовой стрелки (тоже в правой системе). М. с. относительно осей х, у, z могут также
вычисляться по ф-лам: Mx=yFz-zFy, My=zFx-xFz,
Mz=xFy-yFx,
где Fx, Fy, Fz — проекции силы F на оси; х, у, z — координаты точки А приложения силы.
Если система сил имеет равнодействующую, то её момент вычисляется по Вариньона теореме.
• См. лит. при ст. Механика.
С. М. Тарг.
МОНОКРИСТАЛЛ, кристаллич. индивид, имеющий во всём объёме единую кристаллич. решётку
(см. Кристаллы). Внеш. форма М. определяется их ат. структурой и условиями кристаллизации: в
равновесных условиях М. приобретают хорошо выраженную естеств. огранку. Примеры хорошо
огранённых природных М.— кварц, каменная соль, исландский шпат, алмаз, рубин. М. могут не
иметь правильной огранки (напр., закруглённые искусственно выращиваемые «були» рубина, М.
кремния).
Многие М. обладают особыми физ. св-вами: алмаз очень твёрд, сапфир, кварц, флюорит —
исключительно прозрачны, нитевидные кристаллы корунда рекордно прочны. Многие М.
чувствительны к внеш. воздействиям (света, механич. напряжений, магн. и электрич. полей,
радиации и др.). Поэтому они применяются в качестве разного рода преобразователей в радиоэлектронике, квантовой электронике, акустике и др. В связи с этим возникла потребность в М.
разных
размеров и форм: от микрокристаллов, плёнок и нитевидных кристаллов весом в неск. мг до крупных
М. весом в десятки кг. Первоначально использовались природные М. кварца, флюорита, корунда,
алмаза и др. Однако они содержат большое кол-во дефектов. Поэтому появилась необходимость
искусств. выращивания М. При этом было создано множество ценных М., не имеющих природных
аналогов (см. Синтетические кристаллы).
МОНОМОЛЕКУЛЯРНЫЙ СЛОЙ (монослой), слой в-ва толщиной в одну молекулу на
поверхности раздела фаз. Образуется при адсорбции, поверхностной диффузии и в результате испарения растворителя из раствора, содержащего летучий компонент. Особый интерес представляют
М. с. поверхностно-активных веществ на поверхности жидкости, резко изменяющие её св-ва; они
могут образовываться за счёт адсорбции из газовой фазы или из раствора. В газообразных М. с.
расстояние между молекулами велико по сравнению с их размерами, поэтому межмол. вз-ствие
практически отсутствует. Конденсированные М. с. имеют предельно плотную упаковку молекул.
Так, углеводородные цепи с полярной группой на конце располагаются в конденсированных М. с. в
виде «частокола», занимающего всю площадь поверхности раздела фаз. Каждая молекула в таком
«частоколе» расположена перпендикулярно или наклонно поверхности и независимо от длины молекулы занимает площадь в 20— 25 Å2. Высокомол. линейные молекулы, как правило, образуют М.
с. с горизонт, ориентацией макромолекул. М. с. могут проявлять поверхностную вязкость и
прочность, сильно отличающиеся от соответствующих хар-к объёмных фаз.
Структура и св-ва М. с. влияют на процессы массопереноса (диффузию, испарение), катализа, трения,
адгезии и коррозии. От состояния М. с. часто определяющим образом зависит устойчивость
высокодисперсных систем: эмульсий, суспензий, золей. Существенна роль М. с. в разнообразных
биол. структурах (напр., биол. мембранах).
МОНОПОЛЬ ДИРАКА, то же, что магнитный монополь.
МОНОПОЛЬНЫЙ МАСС-СПЕКТРОМЕТР, устройство, в к-ром разделение ионов по величине
отношения массы к заряду происходит в переменном электрич. поле, создаваемом цилиндрич.
стержнем и заземлённым уголковым электродом. См. Масс-спектрометр.
МОНОХРОМАТИЧЕСКИЙ СВЕТ, монохроматическое излучение в диапазоне частот,
непосредственно воспринимаемых человеч. глазом (см. Свет).
МОНОХРОМАТИЧЕСКОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ (от греч. monos — один, единый и chroma — цвет),
электромагнитное
438
излучение одной определённой и строго постоянной частоты. Происхождение термина «М. и.»
связано с тем, что различие в частоте световых волн воспринимается человеком как различие в цвете.
Однако по своей природе электромагнитные волны видимого диапазона, лежащие в интервале 0,4—
0,7 мкм, не отличаются от эл.-магн. волн др. диапазонов (ИК, УФ, рентгеновского и т. д.), по отношению к к-рым также используют термин «монохроматический» (одноцветный), хотя никакого
ощущения цвета эти волны не дают.
Теория эл.-магн. излучения, основанная на Максвелла уравнениях, описывает любое М. и. как
гармонич. колебание, происходящее с неизменной амплитудой и частотой в течение бесконечно
долгого времени. Плоская монохроматич. волна эл.-магн. излучения служит примером полностью
когерентного поля (см. Когерентность), параметры к-рого неизменны в любой точке пр-ва и
известен закон их изменения во времени. Однако процессы излучения всегда ограничены во времени,
а потому понятие М. и. явл. идеализацией. Реальное естеств. излучение обычно представляет собой
сумму нек-рого числа монохроматич. волн со случайными амплитудами, частотами, фазами,
поляризацией и направлением распространения. Чем уже интервал, к-рому принадлежат частоты
наблюдаемого излучения, тем оно монохроматичнее. Так, излучение, соответствующее , отд. линиям
спектров испускания свободных атомов (напр., атомов разреженного газа), очень близко к М. и. (см.
Атомные спектры); каждая из таких линий соответствует переходу атома из состояния т с большей
энергией в состояние и с меньшей энергией. Если бы энергии этих состояний имели строго
фиксированные значения Еm и Еn, атом излучал бы М. и. частоты vmn= (Еm-En)/h. Однако в состояниях
с большей энергией атом может находиться лишь малое время t (обычно 10-8 с — т. н. время жизни
на энергетич. уровне), и согласно неопределённостей соотношению для энергии и времени жизни
квант. состояния (E•th) энергия, напр. состояния га, может иметь любое значение между Еm+E и
Еm-Е. Поэтому излучение каждой линии спектра соответствует интервалу частот vmn=E/h=1/t
(подробнее см. в ст. Ширина спектральных линий).
Т. к. идеальным М. и. не может быть по самой своей природе, то обычно монохроматическим
считается излучение с узким спектр. интервалом, к-рый можно приближённо характеризовать одной
частотой (или длиной волны).
Приборы, с помощью к-рых из реального излучения выделяют узкие спектр. интервалы, наз.
монохроматорами. Чрезвычайно высокая монохроматичность характерна для излучения нек-рых типов лазеров (ширина спектр. интервала излучения достигает величины 10-6 Å, что
значительно уже, чем ширина линий ат. спектров).
• Б о р н М., Вольф Э., Основы оптики, пер. с англ., 2 изд., М., 1973; Калитеевский Н. И., Волновая
оптика, 2 изд., М., 1978.
Л. Я. Капорский.
МОНОХРОМАТОР, спектральный оптич. прибор для выделения узких участков спектра
оптического излучения. М. состоит (рис.)
из входной щели 1, освещаемой источником излучения, коллиматора 2, диспергирующего элемента
3, фокусирующего объектива 4 и выходной щели 5. Диспергирующий элемент пространственно
разделяет лучи разных длин волн Я, направляя их под разными углами , и в фокальной плоскости
объектива 4 образуется спектр — совокупность изображений входной щели в лучах всех длин волн,
испускаемых источником. Нужный участок спектра совмещают с выходной щелью поворотом
диспергирующего элемента; изменяя ширину щели 5, меняют спектр, ширину выделенного участка.
Диспергирующими элементами М. служат дисперсионные призмы и дифракционные решётки. Их
угл. дисперсия D=/ вместе с фокусным расстоянием f объектива 4 определяет л и н е й н у ю д
и с п е р с и ю l/=D•f ( — угл. разность направлений лучей, длины волн к-рых отличаются на
; l — расстояние в плоскости выходной щели, разделяющее эти лучи). Призмы дешевле решёток
в изготовлении и обладают большой дисперсией в УФ области. Однако их дисперсия значительно
уменьшается с ростом К, и для разных областей спектра необходимы призмы из разных материалов.
Решётки свободны от этих недостатков, имеют пост. высокую дисперсию во всём оптич. диапазоне и
при заданном пределе разрешения позволяют построить М. с существенно большей светосилой, чем
призменный М.
Кроме дисперсии, качество М. определяют его разрешающая способность и светосила. Разрешающая
способность М., как и любого др. спектр. прибора, равна /()*, где ()*— наименьшая разность
длин волн, ещё различимая в выходном излучении М.; она тесно связана с его аппаратной функцией,
к-рую можно представить как распределение потока лучистой энергии по ширине изображения
входной щели, освещаемой узко монохроматическим излучением. Светосила М. показывает, какая
часть лучистой энергии, испускаемой источником в выделенном М. интервале , проходит через М.
Она зависит от геом. хар-к М. (в частности, от размеров щелей и диспергирующего элемента) и от
потерь на отражение и поглощение в оптич. системе М.
Объективы М. (коллиматорный и фокусирующий) могут быть линзовыми и зеркальными.
Зеркальные объективы пригодны в более широком спектр. диапазоне, чем линзовые, и, в отличие от
последних, не требуют перефокусировки при переходе от одного выделяемого участка спектра к
другому. Это особенно удобно в невидимых для глаза УФ и ИК областях спектра, где и применяется
преим. зеркальная оптика.
М. явл. важнейшей составной частью источников монохроматич. освещения, а также с п е к т ро ф о
т о м е т р о в. В спектрофотометрии особенно важно избежать попадания в выходную щель М.
рассеянного света с длинами волн, далёкими от выделяемого участка спектра. С этой целью часто
применяют два М., конструктивно объединённых так, что выходная щель первого из них служит
входной щелью второго. Одно из преимуществ таких двойных М.— их повышенная дисперсия.
• Топорец А. С., Монохроматоры, М., 1955; Пейсахсон И. В., Оптика спектральных приборов, Л.,
1970.
А. П. Гагарин.
МОСТ ИЗМЕРИТЕЛЬНЫЙ, измерительная цепь, используемая для измерения методом сравнения
с мерой пассивных параметров электрич. цепей (сопротивления, индуктивности, ёмкости, угла
диэлектрич. потерь), а также величин, функционально с ними
Схема четырёхплсчного измерит. моста: rx— измеряемое сопротивление; r1,
r2, r3 — известные сопротивления; НИ — нулевой индикатор; Uпит — питающее
напряжение.
связанных. М. и. наз. также измерит. приборы, содержащие эту цепь.
На рис. изображён четырёхплечный (одинарный) мост для измерения сопротивления (rх).
Сопротивления rх, r1, r2, r3, образующие четырёхугольник, наз. плечами моста. На одну из
439
диагоналей моста подается напряжение от источника питания, в др. диагональ включён нулевой
индикатор (чувствит. гальванометр). Регулируя сопротивление одного из плеч, добиваются
равновесия моста, при к-ром ток в диагонали с нулевым индикатором равен нулю. Зная значение r1 и
отношение сопротивлений r2 и r3, соответствующие условию равновесия, можно вычислить rх. В
мостах пост. тока для достижения равновесия достаточно регулировать один параметр (элемент)
моста; в мостах перем. тока, сопротивление плеч к-рого имеет не только активную, но и реактивную
составляющую, для достижения той же цели необходима регулировка не менее двух параметров.
Различают частотно-независимые и частотно-зависимые М. и. перем. тока. Для первых условие
равновесия достигается при любой частоте питающего напряжения, для вторых — только при
определ. частоте. Для измерения малых сопротивлений (до 10-6 Ом) с целью исключения влияния
соединит. проводов и переходных сопротивлений контактов применяют схемы двойных мостов.
Помимо М. и. с ручным уравновешиванием широко применяются а в т о м а т и ч е с к и е М. и., в крых вместо нулевого индикатора используют нулевой усилитель. Усиленный сигнал рассогласования
приводит во вращение реверсивный двигатель, к-рый изменяет сопротивление одного из плеч моста
до момента достижения равновесия. М. и., особенно автоматические, применяются для измерения
неэлектрич. величин, преобразованных в к.-л. пассивные параметры электрич. цепи. Наиболее
распространены М. и. для измерения темп-ры в комплекте с термосопротивлением.
Неуравновешенный М. и. может служить преобразователем измерительным. Как правило,
неуравновешенные М. и. применяются в приборах для измерения неэлектрич. величин. При
нестабильном источнике питания в качестве измерит. механизма используют логометр.
Пром-стью выпускаются уравновешенные мосты пост. тока для измерения сопротивлений от 10-6 до
1014 Ом и выше с осн. относит. погрешностью от 0,005% до 5%. О М. и. перем. тока для измерения
индуктивности и ёмкости см. Индуктивности измеритель и Ёмкости измеритель. Выпускаются
также универс. М. и. для измерений как на пост., так и на перем. токе. Автоматич. М. и. имеют осн.
погрешность в % от диапазона измерений до 0,025%. Требования к М. и. стандартизованы в ГОСТ
22261 — 76 (общие технич. условия), в ГОСТ 7165 — 78 (М. и. пост. тока), ГОСТ 9486—79 (М. и.
перем. тока) и ГОСТ 7164—78 (М. и. автоматические).
• Основы электроизмерительной техники, М., 1972; Справочник по электроизмерительным
приборам, 2 изд., Л., 1977.
В. П. Кузнецов.
МОЩНОСТЬ, физич. величина, измеряемая отношением работы к промежутку времени, в течение
к-рого она произведена. Если работа производится равномерно, то М. определяется ф-лой N=A/t, где
А — работа за время t, а в общем случае N=dA/dt, dA — элем. работа за элем. промежуток времени dt.
M. измеряется в ваттах.
МОЩНОСТЬ ЗВУКА, энергия, передаваемая звук. волной через рассматриваемую поверхность в
единицу времени. Среднее по времени значение М. з., отнесённое к единице площади, наз.
интенсивностью звука.
МТС СИСТЕМА ЕДИНИЦ (MTS система), система ед. физ. величин с осн. единицами метр,
тонна (ед. массы), секунда. Была введена в СССР в 1933, но отменена в 1955 в связи с введением
ГОСТа 7664—55 «Механические единицы». МТС с. е. была построена аналогично применяемой в
физике СГС системе единиц и предназначалась для практич. измерений; с этой целью были выбраны
большие по размеру единицы длины и массы. Важнейшие производные ед.: силы — стен (сн),
давления — пьеза (пз), работы — стен-метр, или килоджоуль (кДж), мощности — киловатт (кВт).
МУЗЫКАЛЬНАЯ АКУСТИКА, область акустики, в к-рой изучают объективные физ.
закономерности музыки в связи с её восприятием и исполнением. Исследуют хар-ки муз. звуков
(высоту, громкость, спектр, переходные процессы и др.), разл. муз. системы и строп. М. а. изучает
механизмы звукообразования и излучения муз. инструментов и певческих голосов. М. а. тесно
связана с физиологической акустикой и архитектурной акустикой.
• Римский Корсаков А. В., Развитие музыкальной акустики в СССР, «Изв. АН СССР. Серия
физическая», 1949, т. 13, № 6; Музыкальная акустика, под ред. Н. А. Гарбузова, М., 1954.
МУЛЬТИПЛEТНОСТЬ (от лат. multiplex — многократный), число возможных ориентации в пр-ве
полного спина атома или молекулы. Согласно квант. механике, М. =2S+1, где S — спиновое
квантовое число. Для систем с нечётным числом N эл-нов S = 1/2, 3/2, 5/2, ... и М. чётная (= 2, 4, 6,. . .),
т. е. возможны дублетные, квартетные, секстетные и т. д. квант. состояния. Если N четно, S=0, 1, 2, ...
и М. нечётная (=1, 3, 5, . . .); в этом случае возможны синглетные, триплетные, квинтетные и т. д.
состояния. Так, для систем с 1 эл-ном (напр., Н, Не+ , H+2, для к-рых S=1/2) =2, т. е. получаются лишь
дублетные состояния; для систем с двумя эл-нами (Не, Н2) — синглетные состояния (S=0, =1, спины
эл-нов антипараллельны) и триплетные состояния (5=1, =3, спины эл-нов параллельны). Макс. М.
для систем с
N эл-нами =N+l соответствует параллельному направлению их спинов
М. определяет кратность вырождения уровней энергии атома или молекулы. 2S+1 квант. состояний,
соответствующих уровню энергии с заданным 5, отличаются значениями проекции полного спина и
характеризуются квант. числом mS=S, S-1, . . ., -S, определяющим величину этой проекции.
Вследствие спин-орбитального взаимодействия уровень энергии может расщепляться на
подуровней [м у л ь т и п л е т н о е (т о н к о е) р а с щ е п л е н и е, приводящее к расщеплению
спектр. линий, см. Тонкая структура].
Значения М. для квант. состояний атомов и молекул определяются числом эл-нов в незамкнутых
оболочках, т. к. в заполненных оболочках спины эл-нов компенсируются. Для уровней энергии
щелочных металлов с одним внеш. эл-ном =2, для уровней энергии сложных атомов с
незаполненными р-, d- и f-оболочками М. могут быть высокими. Для химически устойчивых
молекул, имеющих, как правило, чётное число эл-нов, характерны М. =1 для основного и =1 и 3
для возбуждённых уровней энергии.
М. А. Ельяшевич.
МУЛЬТИПОЛЬ (от лат. multum — много и греч. polos — полюс). Электрический М.— система
электрич. зарядов («полюсов»), обладающая определённой симметрией. В зависимости от сложности
М. имеет тот или иной порядок: М. нулевого порядка явл. заряд; М. 1-го порядка — диполь (система
двух разноимённых, одинаковых по величине зарядов); М. 2-го порядка — квадруполь (система
четырёх равных по величине зарядов, помещённых в вершины параллелограмма так, что каждая
сторона соединяет разноимённые заряды); 3-го порядка — октуполь и т. д. Электрич. М. с не
меняющимся во времени мультипольным моментом (см. ниже) создаёт статическое электрич. поле,
М. с перем. моментом излучает эл.-магн. волны. Поле М. на больших расстояниях R от него (R>>r, r
— размеры системы) можно представить как наложение полей М. разл. порядка. Для статич. полей
потенциал М. l-того порядка (2l-поля) убывает при R>>r как 1/Rl+l и обладает определённой угловой
зависимостью. Перем. (излучаемые) поля М. любого порядка на расстояниях, много больших длины
волны их излучения, меняются как 1/R и различаются только угл. зависимостью (такой же, как у
статич. М.).
Осн. хар-ка М.— его м у л ь т и п о л ь н ы й м о м е н т, к-рый определяет величину и угл.
зависимость поля М., а также энергию его вз-ствия с внеш. полями. Мультипольный момент статич.
системы зарядов зависит только от их величины и расположения. Так, дипольный момент электрич.
диполя р= el (е — заряд, l — вектор,
440
начало к-рого совпадает с отрицат. зарядом диполя, конец — с положительным).
Потенциал (R) пост. электрич. поля в точке ft, создаваемого статич. системой зарядов еi
находящихся в точках с координатами ri (начало координат выбрано внутри системы), равен:
М а г н и т н ы й М.— система магн. полюсов, аналогичная электрич. М., однако, поскольку магн.
зарядов не существует, магн. М. миним. порядка нвл. магн. диполь.
Представление системы движущихся зарядов или магн. полюсов в виде М. с перем. мультипольным
моментом играет важную роль в классич. теории излучения, теории антенн и т. п. Понятие М.
применяется также для описания перем. акустич., гравитац. и др. полей.
МУЛЬТИПОЛЬНОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ, электромагнитное излучение системы электрич. зарядов при
изменении её электрич. или магн. моментов — дипольного, квадрупольного, октупольного и т. д. (см.
Мулътиполь). Наиб. интенсивным явл. электрич. дипольное (или просто дипольное) излучение,
менее интенсивными — магн. дипольное (или просто магнитное) и электрич. квадрупольное (или
просто квадрупольное) излучения; ещё менее интенсивны магн. квадрупольное и электрич.
октупольное излучения и т. д. Подробнее см. в ст. Излучение.
МУТНЫЕ СРЕДЫ, среды с оптич. неоднородностями, на к-рых происходит рассеяние света.
Оптич. неоднородности могут быть связаны с включением одного в-ва в другое (облака, туманы,
дымы, эмульсии) и с флуктуациями плотности и анизотропии вследствие теплового движения (см.
Рассеяние света). Это приводит к образованию микрообластей с показателем преломления,
отличным от показателя преломления окружающей среды (напр., опалесценция критическая). В
общем случае излучение, рассеянное М. с., состоит из лучей с разл. кратностью рассеяния. Однократное рассеяние света наблюдается при малой оптической толщине т. С увеличением т кратность
рассеяния растёт, поскольку растёт вероятность облучения каждой из оптич. неоднородностей
светом, рассеянным др. неоднородностями. Закономерности однократного и многократного светорассеяния существенно различны. Оптич. хар-ки М. с. с однократным рассеянием определяются
размером оптич. неоднородностей (точнее, отношением размера к длине волны рассеиваемого
излучения ), их относит. показателем преломления, формой и числом в ед. объёма. Многократное
рассеяние света в М. с. обусловлено помимо их структуры и такими факторами, как протяжённость,
форма и
границы всей среды в целом. Закономерности многократного рассеяния света сложны и меняются в
зависимости от оптич. толщины. Полная хар-ка многократно рассеянного света даётся решением урния переноса излучения.
• Л а н д с б е р г Г. С., Оптика, 5 изд., М., 1976 (Общий курс физики); Ш и ф р и н К. С., Рассеяние
света в мутной среде, М.— Л., 1951.
Н. Л. Войшвилло.
МЮ-МЕЗОНЫ, см. Мюоны.
МЮОНИЙ (хим. символ Mu), связанная система +е-, состоящая из положительно заряженного
мюона и эл-на. Строение М. аналогично строению атома водорода, в к-ром протон заменён + ;
размеры М. прибл. такие же, как у атома водорода. М. образуется при столкновениях + с атомами
путём присоединения одного из эл-нов ат. оболочки. В зависимости от взаимной ориентации спинов
+ и е- М. образуется в ортосостоянии, со спином 1 (спины + и е- параллельны) или парасостоянии,
со спином 0 (спины антипараллельны). Одна из важнейших хар-к свободного М.— разность энергий
орто- и парасостояний, равная 3•10-6 эВ. Между этими двумя состояниями возможны переходы с
испусканием эл.-магн. волн частоты 4463,16 МГц. Совпадение теоретич. предсказаний для частоты с
результатами эксперимента — одно из лучших подтверждений справедливости квантовой
электродинамики.
М. активно вступает в хим. реакции, характерные для атомарного водорода, и поэтому не сразу был
обнаружен в конденсированных в-вах. Размеры и др. св-ва М. в конденсированном в-ве, напр. в
кристалле, могут существенно отличаться от его св-в в вакууме. По хим. св-вам М. аналогичен атому
водорода, хотя скорости реакций Ми могут в неск. раз отличаться от скоростей реакций атомарного
водорода. Одна из ближайших задач химии М.— установить соответствия между этими двумя
скоростями. В этом случае станет возможным измерять абс. скорости хим. реакций атома водорода,
поскольку абс. скорости хим. реакций М. можно определить по наблюдению прецессии спина М. в
магн. поле. Т. к. частота прецессии однозначно зависит от величины магн. поля, то, измеряя кол-во
оборотов спина от момента образования М. до момента его вступления в хим. реакцию (когда хар-р
прецессии меняется), можно определить абс. время вступления М. в хим. реакцию (см. Мезонная
химия).
• Вайсенберг А. О., Мю-мезон, М., 1964; Гольданский В. И., Ф и р с о в В. Г., Химия новых атомов,
«Успехи химии», 1971, т. 40, в. 8.
Л. И. Пономарёв.
МЮОННЫЙ АТОМ, мезоатом с отрицательно заряж. мюоном.
МЮОННЫЙ КАТАЛИЗ, явление синтеза (слияния) ядер изотопов водорода при норм. условиях,
происходящее при существ. участии мюонов. В отсутствие мюонов вероятность таких реакций, напр.
дейтерия d+d 3Не+n; t+p или дейтерия и трития d+t4He+n, требует высоких энергий
сталкивающихся ч-ц (эквивалентных нагреванию в-ва на неск. десятков — сотни млн. град.). При
торможении отрицательно заряж. мюонов в смеси изотопов водорода образуются мюонные атомы
(см. Мезоатом) р, и d,. Из-за малых размеров и электронейтральности мезоатомы водорода ведут
себя подобно нейтронам: они могут свободно проникать через электронные оболочки атомов и
подходить на близкие расстояния к ядрам др. атомов. При этом происходят многообразные атомные и -молекулярные явления, такие, как перехват мюонов ядрами более тяжёлых изотопов:
р+d d+p, образование мюонных молекул: d+ppd, и т. д. В мюонных молекулах ядра
удалены друг от друга на расстояния ~5•10-11 см, что в сотни раз меньше ср. расстояний между
ядрами в жидком и газообразном водороде. Поэтому в мюонных молекулах вероятность слияния
ядер, напр. по реакциям pd 3Не+-, dd3He+n+- и др., в миллионы раз больше, чем при
столкновении -атома с ядром по реакции d+p3He+-. Освободившийся - вновь может
образовать мезоатом d и повторить ещё раз всю цепочку реакций d+p >pd3He+- и т. д. В
принципе число таких реакций ограничено лишь временем жизни мюона ~=2.2•10-6 с. Однако в
действительности почти всегда мюон в процессе реакции «прилипает» к образовавшемуся ядру гелия
pd 3Не+ и в дальнейшем не участвует в цикле последоват. реакций, приводящих к синтезу ядер.
Эта реакция «отравления катализатора» не столь существенна при синтезе ядер дейтерия
dd3He+n+-, в к-рой только 12% мюонов прилипают к ядру 3Не по реакции dd 3He+n.
На возможность каталитич. цепочки реакций указал Ф. Франк (США, 1947). В 1959 Я. Б. Зельдович
выполнил первые расчёты этого процесса, а в 1957 амер. физик Л. Альварес наблюдал его
экспериментально. К нач. 80-х гг. М. к. яд. реакций синтеза хорошо изучен как экспериментально,
так и теоретически.
В 1977 в результате теоретич. расчётов было обнаружено существование у мезомолекулы dt,
слабосвязанного состояния с энергией ~1 эВ. Благодаря наличию такого состояния мезомолекулы
dt, должны образовываться резонансным образом с большой скоростью (в конденсированной среде
за время 10-8 с). В 1979 этот вывод был подтверждён экспериментально в Лаборатории яд. проблем
ОИЯИ (Дубна). Т. к, вероятность прилипания - к 4Не. образовавшемуся в реакции dt 4Не+n++17,6 МэВ, составляет ~1%, то один - в смеси дейтерия и трития может осуществить
441
~100 актов катализа и освободить при этом ~2 ГэВ энергии и ~100 нейтронов. Изучаются
возможности практич. использования этого явления для получения яд. энергии.
• Зельдович Я. Б., Г е р ш т е й н С. С., Ядерные реакции в холодном водороде, «УФН», 1960, т. 71, в.
4; Пономарев Л. И., Мюонный катализ ядерных реакций синтеза, «Природа», 1979, № 9.
Л. И. Пономарёв.
МЮОНЫ (устар. -мезоны), нестабильные заряж. элем, ч-цы со спином 1/2, временем жизни 2,2•10-6
с и массой, прибл. в 207 раз превышающей массу эл-на (в энергетич. ед. ок. 105,7 МэВ); относятся к
классу лептонов. Отрицательно заряж. (-) и положительно заряж. (+ ) М. явл. ч-цей и
античастицей по отношению друг к другу.
Открытие. М. были впервые обнаружены в косм. лучах (1936—37) амер. физиками К. Андерсоном и
С. Неддермейером. Вначале М. пытались отождествить с ч-цей, к-рая, согласно гипотезе япон.
физика X. Юкавы, явл. переносчиком яд. сил. Однако такая ч-ца должна была бы интенсивно
взаимодействовать с ядрами, тогда как опытные данные показывали, что М. слабо взаимодействует с
в-вом. Этот «парадокс» был разрешён в 1947 после открытия пи-мезона, обладающего св-вами ч-цы,
предсказанной Юкавой, и распадающегося на М. и нейтрино:
pi±±+v(v~).
И с т о ч н и к и. Осн. источником М. в косм. лучах и на ускорителях высоких энергий явл. распад piмезонов (пионов) и К-мезонов (каонов), интенсивно рождающихся при столкновениях адронов —
протонов с ядрами и др. Другим (слабым) источником М. может быть, напр., процесс рождения пар
+- фотонами высоких энергий, распады гиперонов, «очарованных» частиц и др. На уровне моря М.
образуют осн. компоненту (~80%) всех ч-ц косм. излучения. На совр. ускорителях высокой энергии
получают пучки М. с интенсивностью до 108—109 ч-ц в 1 с.
Спин мюонного нейтрино v, возникающего вместе с + при распадах pi+ и К+ , ориентирован против
направления импульса v, а спин мюонного антинейтрино v~. от распадов pi- и К- — в направлении
импульса v~. Отсюда на основании законов сохранения импульса и момента кол-ва движения
следует, что спин + , образующегося от распада покоящихся pi+ или К+ , направлен против его импульса, а спин - — в направлении импульса. Поэтому М. в зависимости от кинематич. условий их
образования и спектра пионов и каонов оказываются частично или полностью поляризованными в
направлении своего импульса (-) или против него (+).
В з а и м о д е й с т в и е. Слабое взаимодействие М. вызывает их распад по схеме: ±
e±+ve(v~e)+v~(v~); эти распады и определяют время жизни М. в вакууме. В в-ве - «живёт»
меньше: останавливаясь, он притягивается положительно заряж. ядром и образует м ю о н н ы й а т
о м (-мезоатом). В мезоатомах благодаря слабому вз-ствию может происходить процесс захвата ядром А: -+ZAZ-1A+v (Z — заряд ядра). Этот процесс аналогичен электронному захвату и
сводится к элем. вз-ствию -+pn+v.. Вероятность захвата - ядром растёт для лёгких элементов
пропорц. Z4 и при Z~=10 сравнивается с вероятностью распада -. В тяжёлых элементах «время
жизни» останавливающихся - определяется в осн. вероятностью их захвата ядрами и в 20—30 раз
меньше времени жизни в вакууме.
Из-за несохранения чётности в слабом вз-ствии при распаде +е++ve+v~ наиболее энергичные
позитроны вылетают преим. в направлении спина + , а эл-ны в распаде -e-+v~e+v, — преим. в
направлении, противоположном спину (рис.). Т. о., изучая асимметрию вылетов эл-нов (позитронов) в этих распадах, можно определить
направление спина -(+).
Опыт показывает, что во всех известных вз-ствиях М. участвует в точности так же, как эл-н,
отличаясь от него только массой. Это явление наз. —е-у н и в е р с а л ь н о с т ь ю. Вместе с тем М.
и эл-н отличаются друг от друга нек-рым внутр. квант. числом — лептонным зарядом и такое же
различие имеется для соответствующих им нейтрино. Доказательством этого служит тот факт, что
нейтрино, возникающее вместе с М,, не вызывает при столкновении с нуклонами рождение эл-на, а
также то, что не наблюдаются распады ±е±+ и ± 2е±+е±.
Существование —е-универсальности ставит перед теорией элем. ч-ц важную и до сих пор не
решённую проблему: поскольку принято считать, что масса ч-ц имеет полевое происхождение (т. е.
определяется вз-ствиями, в к-рых участвует ч-ца), то непонятно, почему эл-н и М., обладающие
совершенно одинаковыми вз-ствиями, столь различны по своей массе. С проблемой
Распады покоящихся + - и --мезонов. Жирные стрелки указывают
направление спинов s (поляризацию) ч-ц распада; p — импульсы соответствующих ч-ц.
—е-универсальности связан также вопрос о возможном существовании др. лептонов с массой,
большей, чем у М. В 1975—76 в опытах на встречных е+е--пучках был открыт один из таких заряж.
лептонов — -лептон (+, -) с массой ок. 1,8 ГэВ (см. Тяжёлый лептон).
П р о н и к а ю щ а я с п о с о б н о с т ь м ю о н о в. М. высокой энергии тормозятся в в-ве за счёт
эл.-магн. вз-ствия с эл-нами и ядрами в-ва. До энергии ~1011—1012 эВ М. теряют энергию в осн. на
ионизацию атомов среды, а при более высоких энергиях становятся существенными потери энергии
за счёт рождения электрон-позитронных пар, испускания -квантов тормозного излучения и
расщепления ат. ядер. Т. к. масса М. много больше массы эл-на, то потери энергии быстрых М. на
процессы тормозного излучения и рождения пар значительно меньше, чем потери энергии быстрых
эл-нов (на тормозное излучение) или -квантов (на рождение пар е+е-). Эти факторы обусловливают
высокую проникающую способность М. как по сравнению с адронами, так и по сравнению с эл-нами
и -квантами. В результате М. косм. лучей не только легко проникают через атмосферу Земли, но и
углубляются (в зависимости от их энергии) на значит. расстояния в грунт. В подземных
экспериментах М. космических лучей с энергией 1012— 1013 эВ регистрируются на глубине нескольких км.
П о в е д е н и е м ю о н о в, о с т а н а в л и в а ю щ и х с я в в е щ е с т в е. Медленные М., теряя
энергию на ионизацию атомов, могут останавливаться в в-ве. При этом + в большинстве в-в
присоединяет к себе ат. эл-н, образуя систему, аналогичную атому водорода,— т. н. мюоний, крый может вступать в такие же хим. реакции, как и атом водорода. Отрицат. М.,
останавливающиеся в в-ве, образуют -мезоатомы, боровский радиус к-рых в (m/me)Z раз
меньше, чем у атома водорода, где m — масса М., me— масса эл-на. Мезоатомы возникают в
возбуждённых состояниях, а затем, испуская последовательно -кванты или передавая энергию
ат. эл-нам, переходят в осн. состояние. Измеряя энергию -квантов, можно получить сведения о
размерах ядер, распределении электрич. заряда в ядре и др. хар-ках ядра. В мезоатомах с тяжёлыми ядрами наблюдаются безрадиац. переходы мюонов в осн. состояние, сопровождающиеся
возбуждением (в т. ч. делением) ядер. Своеобразно поведение в в-ве мезоатомов водорода и его
изотопов — дейтерия, трития (см. Мюонный катализ). См. также Мезоатом, Мезонная химия.
• Вайсенберг А. О., Мю-мезон, М., 1964 (Современные проблемы физики); Б у г а е в Э. В.,
Котов Ю. Д., Розенталь И. Л., Космические мюоны и нейтрино, М., 1970; Зельдович Я.
Б., Г е р ш т е й н С. С., Ядерные реакции в холодном водороде, «УФН», 1960, т. 71, в. 4.
С. С. Герштейн,
442
