Идеальная жидкость

Вид материала

Документы

Содержание Идеальная плазма Идеальный газ Идеальный кристалл А К, заменив действие правой части по­перечной силой Q Рис. 1. а — схема изгиба бруса; б и в — графики из­менения попереч­ной силы Q и из­гибающего момен­та М по длине бруса. Изгибные волны Излучатели звука Излучательный квантовый переход Пойнтинга вектором Квантовая теория излучения. Излучение плазмы Измерительная система Измерительный прибор Измерительный усилитель В. П. Кузнецов. Изображение оптическое Изомерия атомных ядер Схемы уровней энергии радиоакт. изотопов 210те образуется то же ядро, но в состоянии с меньшей энергией. Иногда более вероятен бета-распад Изомерия молекул ... Полное содержание

Подобный материал:

• Профессор Валерий Кирилович Кедринский Динамика одиночной полости в жидкости (математические, 40.82kb.
• Исследование адсорбции пав на границах раздела жидкость-газ и жидкость-твердое тело, 40.56kb.
• Идеальная пара для стимуляции и синхронизации охоты у коров, 170.7kb.
• Мама, папа, я – идеальная семья, 31.08kb.
• Список принятых докладов, 185.98kb.
• Идеальная модель экономического устройства общества предполагает использование механизма, 26.68kb.
• Назначение фильтров и их место в измерительной системе, 159.98kb.
• Краткий справочник по проектированию и бурению скважин на воду, 2392.28kb.
• Алексушин И. Н, 128.72kb.
• В. В. Радаев Рынок как идеальная модель и форма хозяйства, 285.76kb.

И

ИДЕАЛЬНАЯ ЖИДКОСТЬ, вообра­жаемая жидкость, лишённая вязкости и теплопроводности. В И. ж. отсутст­вует внутр. трение, т. е. нет касат. напряжений между двумя соседними слоями, она непрерывна и не имеет

структуры. Такая идеализация до­пустима во многих случаях течения, рассматриваемых в гидроаэромехани­ке, и даёт хорошее описание реальных течений жидкостей и газов на доста­точном удалении от омываемых тв. поверхностей и поверхностей раздела

с неподвижной средой. Использование модели И. ж. позволяет найти теор. решение задач о движении жидкостей и газов в каналах разл. формы, при истечении струй и при обтекании тел. ИДЕАЛЬНАЯ ПЛАЗМА, см. в ст. Плазма.

ИДЕАЛЬНО-ПЛАСТИЧЕСКОЕ ТЕЛО, абстрактная (математическая) модель

204


пластич. тела, в к-рой не учитывается упрочение материала в процессе де­формирования.

ИДЕАЛЬНЫЙ ГАЗ, теор. модель газа, в к-рой не учитывается вз-ствие ч-ц газа (ср. кинетич. энергия ч-ц много больше энергий их вз-ствия). Разли­чают классич. и квант. И. г. Св-ва классического И. г. описы­ваются законами классич. физики — Клапейрона уравнением и его частны­ми случаями: Бойля — Мариотта за­коном, Гей-Люссака законом. Ч-цы классич. И. г. распределены по энер­гиям согласно распределению Больц­мана (см. Больцмана статистика). Реальные газы хорошо описываются моделью классич. И. г., если они до­статочно разрежены.

При понижении темп-ры газа или увеличении его плотности могут ста­новиться существенными волновые (квантовые) св-ва ч-ц И. г., если дли­ны волн де Бройля для них при ско­ростях порядка тепловых становятся сравнимыми с расстояниями между ч-цами. При этом поведение кван­тового И. г., состоящего из ч-ц с целочисленным спином, описывается статистикой Бозе — Эйнштейна, а по­седение газа ч-ц с полуцелым спином— статистикой Ферми — Дирака (см. Квантовая статистика).

ИДЕАЛЬНЫЙ КРИСТАЛЛ, 1) кри­сталл с совершенной трёхмерно-периодич. решёткой во всём своём объёме, лишённый любых дефектов строения — вакансий, примесных атомов, дислока­ций и др. Понятие «И. к.» широко ис­пользуется в кристаллографии и тео­рии твёрдого тела, но оно явл. идеа­лизацией, т. к. в реальных кристал­лах всегда имеется нек-рое кол-во дефектов, термодинамически равно­весных с решёткой. Наиболее близки по строению к И. к. так наз. бездислокац. кристаллы (Si, Ge) и нитевид­ные кристаллы. 2) Кристалл совер­шенной формы, в к-рой физически рав­ноценные грани одинаково развиты (см. Кристаллизация).

ИЗГИБ бруса, деформированное со­стояние, возникающее в брусе под действием сил и моментов, перпенди­кулярных его оси, и сопровождающе­еся её искривлением (об И. пластинки и оболочки см. Пластинки и Оболоч­ка). Возникающие при И. в попереч­ном сечении бруса норм. напряжения а приводятся к моменту М, перпенди­кулярному оси и наз. изгибаю­щим моментом, а касат. на­пряжения т приводятся к поперечной силе Q и крутящему моменту M_кр (см. Кручение). Изгибающий момент, поперечная сила и крутящий момент определяются через внеш.. нагрузки (включая реакции опор) из условия равновесия части бруса, расположен­ного по одну сторону от рассматривае­мого сечения. Так, если брус нагружён в точках А и D (рис. 1) силами Р и опирается в точках В и С, то силы ре­акции в опорах также равны Р. Если мысленно рассечь брус в точке К

на расстоянии z от точки А и рассмат­ривать равновесие части бруса А К, заменив действие правой части по­перечной силой Q и изгибающим мо­ментом М, найдём, что Q=-Р, а M=-Pz. Аналогично определяют Q и М в любых др. сечениях бруса. Крутящий момент при И. бруса не воз­никает, если линия действия силы проходит через т. н. центр изгиба, в частности если сила направлена вдоль оси симметрии у поперечного сечения (рис. 2, а).



Рис. 1. а — схема изгиба бруса; б и в — графики из­менения попереч­ной силы Q и из­гибающего момен­та М по длине бруса.


И., при к-ром в поперечном сечении возникает только изгибающий момент, наз. чистым; если помимо изгибающего момента возникает по­перечная сила, то он наз. п о п е р е ч н ы м. Так, в интервале ВС (рис. 1, а) — чистый И., а в интервалах АВ и CD — поперечный.




Рис. 2. Распределение напряжений при из­гибе бруса с поперечным сечением, изобра­жённым на рис. а; б — при упругой дефор­мации; в — при упругопластической дефор­мации; г — остаточные напряжения после упругопластической деформации.


При чистом И. первоначально параллельные поперечные сечения наклоняются друг к другу, оста­ваясь плоскими; продольные волокна, расположенные на выпуклой стороне, удлиняются, на вогнутой — укорачи­ваются. Промежуточный слой, волок­на к-рого не изменяют своей длины, наз. нейтральным слоем. Линия пересечения нейтрального слоя с плоскостью поперечного сечения наз. нейтральной осью И.

В упругом брусе в точке с коорди­натами х, у


= (М_х/I_x)y+ (M_y/I_x)z

где М_х, M_y — компоненты момента М в осях, совпадающих с главными цент­ральными осями инерции поперечного сечения; I_xI_y — моменты инерции по­перечного сечения относительно этих осей. Для вычисления составляющих касат. напряжений _y, параллельных поперечной силе, пользуются прибл. ф-лой: _y=QS/I_xb, где S — статич. момент относительно оси х части по­перечного сечения, расположенной вы­ше (ниже) рассматриваемой точки,

b — ширина сечения на уровне рас­сматриваемой точки.

С увеличением действующих на­грузок в наиболее напряжённых точ­ках бруса могут возникнуть пластич. деформации, если интенсивность на­пряжений _н будет равна или больше предела текучести _s. При чистом И. пластич. деформации наступят прежде всего в волокнах, наиболее удалённых от нейтральной оси. С увеличением изгибающего момента область пластич. деформаций будет увеличиваться; норм. напряжения будут распреде­лены нелинейно. При снятии изгиба­ющего момента возникают остаточные напряжения (рис. 2).

Характерная деформация бруса в целом при И.— искривление оси, ко­личеств, мерой к-рого явл. кривизна . В упругом брусе  в плоскости yz определяется ф-лой: =М_х/ЕI_х, где EI_х — жёсткость при изгибе в пло­скости yz, Е — модуль упругости ма­териала. И. В. Кеппен.

ИЗГИБНЫЕ ВОЛНЫ, деформации изгиба, распространяющиеся в стерж­нях и пластинках. Длина И. в. всегда много больше толщины стержня и пластинки. Примеры И. в.— стоячие волны в камертоне, в деках музыкаль­ных инструментов, в диффузорах гром­коговорителей, а также волны, воз­никающие при вибрациях тонкостен­ных механич. конструкций (фюзеля­жей самолётов и др.).

В бесконечных стержнях и пластин­ках возникают бегущие И. в. В стерж­не направлением распространения вол­ны явл. его ось; в пластинке плоские И. в. могут распространяться по лю­бому направлению, ориентированному в её плоскости, и, кроме того, возможны цилиндрич. И. в.



Деформация стержня (а) и пластинки (б) в изгибной волне. Сплошной чёрной чертой дано положение стержня и срединной плос­кости пластинки до смещения, пунктирной — положение оси стержня и срединной плос­кости пластинки после смещения; u₀ — амплитуда смещения элементов стержня и пластинки в изгибной волне, ось z — нап­равление распространения волны.


При распростра­нении И. в. каждый элемент стержня или пластинки смещается перпендику­лярно оси стержня или плоскости пла­стинки (рис.). Фазовые скорости И. в. много меньше фазовых скоростей про­дольных волн в пластинках и стерж­нях. Фазовая скорость монохроматич. И. в. пропорц. квадратному корню из частоты. Для И. в. характерна дис­персия (см. Дисперсия звука).

205


В стержнях и пластинках, размеры к-рых в направлении распространения И. в. ограничены, возникают стоячие И. в. в результате отражений от кон­цов. И. в. возможны не только в пло­ских, но и в искривлённых пластин­ках (т. н. оболочках).

• См. лит. при ст. Упругие волны.

ИЗЛУЧАТЕЛИ ЗВУКА, устройства, предназначенные для возбуждения звук. волн в газообразных, жидких, тв. средах. Наибольшее распростра­нение в кач-ве И. з. получили электро­акустические преобразователи (напр., громкоговорители электродинамич. или электростатич. типа, пьезоэлектри­ческие преобразователи и магнитострикционные преобразователи для УЗ техники и акустоэлектроники). В подавляющем большинстве И. з. этого типа энергия электрич. колеба­ний преобразуется в энергию упругих колебаний к.-л. тв. тела (диафрагмы, пластинки, стержня и др.), к-рое и излучает в окружающую среду акустич. волну. Колебания излучающей системы при этом воспроизводят по форме возбуждающий электрич. сиг­нал. В преобразователях, предназна­ченных для излучения монохроматич. волны, используют явление резонан­са; они работают на одной из собств. частот механич. колебат. системы.

Другой тип И. з. основан на преоб­разовании в энергию упругих колеба­ний кинетич. энергии струи газа или жидкости. Такое преобразование воз­никает при периодич. прерывании струи (см. Сирена) или при вз-ствии её с тв. препятствиями разл. вида, напр. типа резонатора, клина (см. Га­зоструйные излучатели, Гидродина­мический излучатель).

К осн. хар-кам И. з. относятся их частотный спектр, излучаемая мощ­ность звука, направленность (см. На­правленность акустических излучате­лей и приёмников). В случае моночас­тотного излучения осн. хар-ками явл. резонансная частота и ширина полосы частот, определяемая добротностью из­лучателя. И. з.— электроакустич. пре­образователи характеризуются чувст­вительностью (отношением звук. дав­ления на оси И. з. на заданном рас­стоянии от него к электрич. напряже­нию или току) и кпд (отношением акустич. мощности к затраченной элект­рической).

И. з. явл. также музыкальные инст­рументы, где источником звук. волн может быть колеблющаяся струна, де­ка или столб воздуха в резонансной полости. В кач-ве И. з. можно рас­сматривать и звукообразующий аппа­рат человека и животных (см. Физиоло­гическая акустика).

И. П. Голямина.

ИЗЛУЧАТЕЛЬНЫЙ КВАНТОВЫЙ ПЕРЕХОД, квантовый переход, при к-ром квант. система (атом, молекула, ат. ядро и т. д.) испускает или погло­щает квант эл.-магн. излучения. И. к. п. приводят к спонтанному излуче­нию, поглощению и вынужденному излучению. В отличие от безызлучательных квантовых переходов, возмож­ность И. к. п. определяется отбора правилами, а их вероятность — Эйн­штейна коэффициентами.

ИЗЛУЧЕНИЕ электромагнитное, в классич. электродинамике образо­вание эл.-магн. волн ускоренно дви­жущимися заряж. ч-цами (или перем. токами); в квант. теории рождение фотонов при изменении состояния квант. системы; термин «И.» употреб­ляется также для обозначения самого свободного (т. е. излучённого) эл.-магн. поля. Основы классич. теории И. (электродинамики) заложены в 1-й пол. 19 в. англ. физиками М. Фа­радеем и Дж. Максвеллом; последний развил идеи Фарадея и придал им строгую матем. форму. Классич. тео­рия И. объяснила мн. характерные черты процессов И. (она осталась, напр., теор. базой электротехники и радиотехники), но не смогла дать удо­влетворит. описания законов теплово­го излучения, спектров атомов и моле­кул. Эти и ряд др. проблем удалось решить лишь в рамках квант. теории И. Первая работа, положившая нача­ло квант. теории И., принадлежит нем. физику М. Планку (1900), к-рый вы­вел ф-лу для распределения энергии в спектре равновесного теплового из­лучения, впервые приняв, что ат. сис­темы испускают эл.-магн. волны не непрерывно, а порциями, квантами. Основы квант. теории излучения зало­жили А. Эйнштейн, дат. физик Н. Бор, франц. физик Л. де Бройль и др. Пол­ное теор. обоснование она получила после создания квантовой электроди­намики.

Классическая теория излучения (те­ория Максвелла). Физ. причины су­ществования свободного эл.-магн. поля (т. е. самоподдерживающегося, незави­симого от возбудивших его источни­ков) тесно связаны с тем, что изменяю­щееся во времени электрич. поле Е порождает магн. поле Н, а изменяю­щееся Н — вихревое электрич. поле: обе компоненты Е и Н, непрерывно изменяясь, возбуждают друг друга. Благодаря конечности скорости рас­пространения эл.-магн. поля, оно мо­жет существовать автономно от поро­дившего его источника и не исчезает с устранением источника (напр., ра­диоволны не исчезают и при отсутствии тока в излучившей их антенне).

В процессе И. эл.-магн. поле уносит от источника И. энергию. Плотность потока энергии этого поля определя­ется Пойнтинга вектором П, к-рый пропорционален векторному произве­дению [ЕН].

Интенсивность И. ξ_и — энергия, уносимая полем от источника в ед. времени. Порядок её величины опре­деляется ср. плотностью потока через к.-л. замкнутую поверхность (обыч­но выбирают сферическую радиуса R, её площадь ~R ), и при R 



Для того чтобы эта величина не обра­щалась в нуль, т. е. для возможности существования свободного эл.-магн. поля, необходимо, чтобы Е и Н убы­вали не быстрее, чем 1/R. Это требова­ние удовлетворяется для вихревой части поля, порождаемого ускоренно движущимися зарядами.

И. движущегося заряда. Простейший источник поля — точеч­ный заряд. У покоящегося или равно­мерно движущегося (в пустоте) заряда И. отсутствует. Излучает эл.-магн. волны лишь ускоренно движущийся заряд. Прямые вычисления на основе ур-ний Максвелла показывают, что интенсивность И. такого заряда равна:



где е — величина заряда, а — его ус­корение. В зависимости от природы ускорения заряж. ч-ц И. иногда имеет определ. название. Так, И., возникаю­щее при торможении ч-ц в в-ве в ре­зультате воздействия на них кулоновских полей ядер и эл-нов атомов, наз. тормозным излучением. И. заряж. ч-цы, движущейся в магн. поле, может быть синхротронным излучением, ондуляторным излучением и т. д.

В частном случае, когда заряд совер­шает гармонич. колебания, ускорение а по величине равно произведению от­клонения х заряда от положения рав­новесия (z=x₀sint, где х₀ — ампли­туда отклонения) на квадрат частоты со. Усреднённая по времени t интен­сивность И.



т. е. при увеличении частоты растет пропорц. ⁴.

Электрическое дипольное И. Простейшей системой, к-рая может быть источником И., явл. элект­рич. диполь с перем. моментом: два связанных колеблющихся разноимён­ных заряда равной величины. Если за­ряды диполя совершают гармонич. колебания навстречу друг другу, то дипольный электрич. момент d изме­няется по закону: d=d₀sint (d₀ — амплитуда момента). Усреднённая по времени t интенсивность И. такого диполя ξ_{эл дип} равна:



И. колеблющегося диполя неизо­тропно, т. е. энергия, испускаемая им в разл. направлениях, неодинакова. Вдоль оси колебаний И. отсутствует, в перпендикулярном к оси направле­нии — максимально; для промежу­точных направлений оно пропорц. sin², где  — угол, отсчитываемый от оси колебаний.

Реальные излучатели, как правило, включают множество зарядов. Точный учёт всех деталей движения каждого из них при исследовании И. излишен,

206


т. к. детали распределения зарядов (и токов) в излучателе вдали от него ска­зываются слабо. Это позволяет заме­нять истинное распределение зарядов приближённым. В низшем приближе­нии положит. и отрицат. заряды излу­чающей системы мысленно «стягивают­ся» к центрам своего распределения. Для электронейтральной системы это означает замену её электрич. диполем, излучающим согласно (4). Такое при­ближение наз. дипольным, а соответ­ствующее И.— электрическим диполь­ным И.

Электрическое квадрупольное и высшие мультипольные И. Если у системы зарядов дипольное И. отсутствует, напр. из-за равенства нулю дипольного момента, то необходимо учитывать след. приближение, в к-ром система зарядов рассматривается как квадруполь. Ещё более детальное описание излучающей системы зарядов даёт рассмотрение последующих прибли­жений, в к-рых распределение зарядов описывается мулътиполями высших порядков (диполь наз. мультиполем 1-го порядка, квадруполь — 2-го и т. д. порядков).

В каждом последующем приближе­нии интенсивность И. примерно в (v/с)² меньше, чем в предыдущем (если, конечно, последнее не отсутствует по к.-л. причинам). Если излучатель не­релятивистский, т. е. все его заряды имеют скорости, много меньшие свето­вой (v/с<<1), то гл. роль играет низшее неисчезающее приближение. Так, если имеется дипольное И., оно явл. основ­ным, а все остальные высшие мультипольные поправки крайне малы и их можно не учитывать. В случае релятив. излучателей вклад мультиполей высших порядков перестаёт быть ма­лым.

Магнитное дипольное И. Кроме электрич. диполей и высших мультиполей, источниками И. могут быть также магн. диполи и мультиполи (как правило, основным явл. ди­польное магн. И.). Дипольный магн. момент М магн. диполя, напр. конту­ра с током, определяется силой тока I в контуре и его геометрией. Для пло­ского контура абс. величина момента M=(e/c)IS, где S — площадь, охва­тываемая контуром. Ф-лы для интен­сивности магн. дипольного И. анало­гичны соответствующим ф-лам для И. электрич. диполя (дипольный момент d в них заменён На магн. дипольный мо­мент М). Т. к. отношение М к d имеет порядок v/c, где v — скорость движе­ния зарядов, образующих ток, ин­тенсивность магн. дипольного И. в (v/c)² раз меньше, чем электрического дипольного, т. е. того же порядка ве­личины, что и электрич. квадрупольное И.

И. релятивистских ча­стиц. Пример такого И.— синхротронное И. эл-нов в циклич. уско­рителях (синхротронах). Резкое от­личие от нерелятив. И. проявляется

здесь уже в спектр. составе И.: при частоте  обращения заряж. ч-цы в ускорителе (нерелятив. излучатель ис­пускал бы волны такой же частоты) интенсивность И. имеет максимум при частоте _мякс~³, где =[1-(v/c)²]^-1/2, т. е. осн. доля И. при vc приходится на частоты более высокие, чем со. Такое И. направлено почти по касательной к орбите ч-цы, в осн. вперёд по направлению её дви­жения.

Ультрарелятив. заряж. ч-ца может излучать эл.-магн. волны, даже если она движется прямолинейно и равно­мерно (но только в в-ве, а не в пусто­те!). Это т. н. Черенкова — Вавилова излучение возникает в том случае, если скорость заряж. ч-цы в среде превосходит фазовую скорость света в этой среде u=с/n, где n — показа­тель преломления среды. И. появляет­ся вследствие того, что ч-ца «обгоняет» порождаемое ею поле. Излучает также равномерно движущаяся заряж. ч-ца при пересечении границы раздела двух сред с разными показателями прелом­ления (см. Переходное излучение).

Квантовая теория излучения. Выше отмечалось, что классич. теория даёт лишь приближённое описание процес­сов И. Однако существуют и такие физ. системы, И. к-рых невозможно опи­сать в согласии с опытом на основе классич. электродинамики даже при­ближённо. Важная особенность таких квант. систем, как атом или молекула, заключается в том, что их внутр. энергия меняется не непрерывно, а может принимать лишь определ. значе­ния, образующие дискр. набор. Пере­ход системы из одного энергетич. со­стояния в другое (см. Квантовый пере­ход) происходит скачкообразно; в силу закона сохранения энергии, сис­тема при таком переходе должна те­рять или приобретать определ. «пор­цию» энергии. Чаще всего этот процесс реализуется в виде испускания (или поглощения) системой кванта И.— фотона. Энергия кванта _=h. Фо­тон, обладая волн. св-вами, проявляет­ся как единое целое, испускается и поглощается целиком, в одном акте, имеет определённые энергию, импульс и спин (проекцию момента кол-ва дви­жения на направление импульса), т. е. обладает рядом корпускулярных св-в. Такая двойственность фотона пред­ставляет собой частное проявление корпускулярно-волнового дуализма.

Последоват. развитием квант. тео­рии И. явл. квантовая электродинами­ка. Однако мн. результаты, относя­щиеся к процессам И. квант. систем, можно получить из более простой, полуклассической тео­рии И. Ф-лы последней, согласно соответствия принципу, при опреде­лённом предельном переходе должны давать результаты классич. теории. Т. о. устанавливается глубокая ана­логия между величинами, характери­зующими процессы И. в квант. и классич. теориях.

И. атома. Атом — система из ядра и движущихся в его кулоновском поле эл-нов — должен находиться в одном из дпскр. состояний (на определ. уровне энергии). При этом все его со­стояния, кроме основного (т. е. имею­щего наименьшую энергию), неустой­чивы. Атом, находящийся в неустой­чивом (возбуждённом) состоянии, че­рез нек-рое время самопроизвольно (спонтанно) переходит в состояние с меньшей энергией, испуская фотон; такое И. наз. спонтанным. Энер­гия, уносимая фотоном, _=h, равна разности энергий нач. i и кон. j со­стояний атома (_i>_j, _=_i-_j); отсюда вытекает ф-ла Бора для час­тот И.:



Такие хар-ки спонтанного И., как направление распространения (для со­вокупности атомов — угл. распреде­ление) и поляризация, не зависят от И. др. объектов (от внеш. эл.-магн. поля).

Ф-ла (5) определяет дискр. набор частот (и, следовательно, длин волн) И. атома. Она объясняет линейчатый хар-р атомных спектров — каждая линия спектра соответствует одному из квант. переходов атомов данного в-ва.

Источниками эл.-магн. И. могут быть не только атомы, но и более сложные квант. системы. Общие ме­тоды описания И. таких систем те же, что при рассмотрении атомов, но конк­ретные особенности И. весьма разно­образны. И. молекул, напр., имеет более сложные спектры, чем И. ато­мов; для И. ат. ядер энергия отд. квантов (-квантов) обычно велика.

Интенсивность И. В квант. теории, как и в классической, можно рассматривать электрич. дипольное и высшие мультипольные И. Если излу­чатель нерелятивистский, основным явл. электрич. дипольное И., интен­сивность к-рого определяется ф-лой, близкой к классической:



Величины d_ij, являющиеся квант. аналогом электрич. дипольного мо­мента, оказываются отличными от ну­ля лишь при определ. соотношениях между квантовыми числами нач. и кон. состояний (отбора правила для ди­польного И.). Квант. переходы, удов­летворяющие таким правилам отбора, наз. разрешёнными (фактически име­ется в виду разрешённое электрическое дипольное И.). Переходы же высших мультипольностей наз. запрещённы­ми. Этот запрет относителен: запре­щённые переходы имеют относительно малую вероятность, т. е. отвечающая им интенсивность И. невелика. Те со-

207


стояния, переходы из к-рых запреще­ны, явл. сравнительно устойчивыми, долгоживущими и наз. метастабильными состояниями.

Квант. теория И. позволяет объяс­нить не только различие в интенсивностях разных линий, но и распреде­ление интенсивности в пределах каж­дой линии, в частности ширину спек­тральных линий.

Эл.-магн. И. часто возникает и при взаимных превращениях элем. ч-ц (аннигиляция эл-нов и позитронов, распад °-мезона и т. д.).

Вынужденное И. Если частота И., падающего на уже воз­буждённый атом, совпадает с одной из частот возможных для этого атома, согласно (5), квант. переходов, то атом испускает квант И., такой же, как и налетевший на него (резонанс­ный) фотон внеш. И. Это И. наз. вы­нужденным. По своим св-вам оно резко отличается от спонтанного — не толь­ко частота, но и направление распро­странения, и поляризация испущенно­го фотона оказываются такими же, как и у резонансного. Вероятность вы­нужденного И. (в отличие от спонтан­ного) пропорц. интенсивности внеш. И., т. е. кол-ву резонансных фото­нов. Существование вынужденного И. было постулировано Эйнштейном в 1916 при теор. анализе процессов теп­лового И. тел с позиций квант. теории и затем было подтверждено экспери­ментально. В обычных условиях ин­тенсивность вынужденного И. мала по сравнению с интенсивностью спонтан­ного. Однако она сильно возрастает в т. н. активной среде, в к-рой искус­ственно создана инверсия населённостей, т. е. в одном из возбуждённых состояний находится больше атомов, чем в одном из состояний с меньшей энергией. При попадании в такую сре­ду резонансного фотона испускаются фотоны, в свою очередь играющие роль резонансных. Число излучаемых фото­нов лавинообразно возрастает; резуль­тирующее И. состоит из фотонов, иден­тичных по своим св-вам, т. е. образует­ся когерентный поток И. (см. Коге­рентность). На этом явлении основа­но действие квантовых генераторов и квантовых усилителей И.

Значение теории излучения. Практич. и научно-прикладное значение теории И. огромно. На ней основы­ваются разработка и применение ла­зеров и мазеров, создание новых ис­точников света, ряд важных достиже­ний в области радиотехники и спектро­скопии. Понимание и изучение зако­нов И. важно и в др. отношении: по хар-ру И. (энергетич. спектру, угл. распределению, поляризации) можно судить о св-вах излучателя. Эл.-магн. И.— пока фактически единственный и весьма многосторонний источник информации о косм. объектах. Напр., анализ И., приходящего из космоса, позволил открыть такие необычные не­бесные тела, как пульсары. Изучение спектров далёких внегалактич. объек­тов подтвердило теорию расширяю­щейся Вселенной. С другой стороны, исследование И. позволило решить мн. вопросы строения в-ва. Именно теории И. принадлежит особая роль в формировании всей совр. физ. карти­ны мира: преодоление трудностей, воз­никших в электродинамике движущих­ся сред, привело к созданию относи­тельности теории; исследования Планком теплового излучения поло­жили начало всей квант. теории.

• Т а м м И. Е., Основы теории электриче­ства, 9 изд., М., 1976; Ахиезер А. И., БерестецкийВ. Б., Квантовая эле­ктродинамика, 4 изд., М., 1981; Ландау Л. Д., Лифшиц Е. М., Теория поля, 6 изд., М., 1973 (Теоретическая физика, т. 2). В. И. Григорьев.