Увеличение оптическое
Вид материала | Документы |
- Оптическое оборудование, 171.18kb.
- Хованскова Инна Александровна, 37.43kb.
- Полиграфический словарь, 499.28kb.
- Увеличение продаж – возможно ли это сейчас?, 24.11kb.
- Оптическое оборудование, 440.32kb.
- Машиностроение, 219.74kb.
- Кроэкономической ситуации стало сохранение и увеличение денежных сбережений населения,, 61.54kb.
- Патофизиология регионарного кровообращения и микроциркуляции, 124.19kb.
- Увеличение пенсионного возраста для женщин, 218.59kb.
- Федеральная целевая программа «Жилище» на 2002-2010 годы и входящие в ее состав подпрограммы, 116.2kb.
У
УВЕЛИЧЕНИЕ ОПТИЧЕСКОЕ, отношение линейных или угловых размеров изображения предмета, получаемого с помощью оптич. системы, к соответствующим размерам самого предмета. Характеризуя наиболее употребит. осесимметричные системы, различают линейное, угловое и продольное У. о. Линейное (поперечное) увеличение — отношение длины V изображения отрезка, перпендикулярного оптич. оси системы, к длине этого отрезка l: =l'/l. При >0 (направления l и l' совпадают) изображение наз. прямым, при <0 (l и V антипараллельны) — обратным или перевёрнутым, при ││<1 — уменьшенным, при ││>1 — увеличенным. Величину оптич. системы можно вычислить, используя выражение =-f/x=-x'/f', где f и f' — переднее и заднее фокусные расстояния, а х и х' — расстояния от переднего фокуса до предмета и от заднего фокуса до изображения соответственно. В реальных оптич. системах линейное У. о. для сопряжённых плоскостей не остаётся постоянным по всему полю зрения. Это приводит к нарушению геом. подобия между предметом и его изображением, наз. дисторсией.
Угловое увеличение — отношение тангенса угла наклона u' луча к оптич. оси в пространстве изображений к тангенсу угла наклона и сопряжённого ему луча в пространстве предметов: =tgu'/tgu. Продольное увеличение — отношение длины отрезка x', отложенного вдоль оптич. оси системы в пространстве изображений, к сопряжённому ему отрезку Ах в пространстве предметов: а=x'/x.
Величины , и взаимосвязаны: =. Если n и n' — показатели преломления среды в пространстве предметов и пространстве изображений соответственно, то =n/n'. Для оптич. системы, находящейся в воздухе, n=n' и =1/, т. е. угловое увеличение обратно пропорционально линейному. Это означает, что чем больше линейное увеличение, тем уже световые пучки, с помощью к-рых строится изображение, и тем меньше его освещённость. и связаны выражением: =2n'/n, и при n=n' =2. Т. к. продольное и поперечное У. о. различны, то даже идеальная оптич. система не может точно передать пространство предметов — размеры изображения по оси сокращаются и оно становится плоским.
• Л а н д с б е р г Г. С., Оптика, 5 изд., М., 1976; Тудоровский А. И., Теория оптических приборов, 2 изд., т. 1—2, М.— Л., 1948—52.
Л. Н. Капорский.
УВЛЕЧЕНИЯ ЭФФЕКТ, 1) возникновение потока электронов в металле или полупроводнике в условиях, когда фононы не находятся в тепловом равновесии, а образуют направл. поток, напр. при наличии градиента темп-ры (увлечение электронов фононами). В образце, на концах к-рого создана разность темп-р, возникает поток фононов от более нагретого конца к более холодному, пропорц. градиенту темп-ры. В результате столкновений электронов с фононами, к-рые передают электронам часть своего квазиимпульса, возникает электронный поток, в замкнутой цепи появляется электрич. ток (ток увлечения). Если образец электрически разомкнут, то в нём возникает эдс. У. э. вносит вклад в теплопроводность, термоэлектрич. и термомагн. эффекты. В отличие от акустоэлектрического эффекта электроны увлекаются потоком некогерентных фононов. У. э. теоретически исследован Л. Э. Гуревичем (1945) и экспериментально обнаружен в полупроводниках (1953) по аномально большому увеличению термоздс в Ge при понижении темп-ры, интерпретированному как следствие У. э. У. э. используется для исследования механизмов электронной и фононной релаксации в проводниках.
2) Появление электронного потока в результате передачи импульса от направленного потока фотонов электронам в твёрдом проводнике (увлечение электронов фотонами). У. э. наблюдается в оптич. и СВЧ областях в полупроводниках, полуметаллах (Bi) и нек-рых металлах. Наиболее подробно изучен в полупроводниках (Ge, Si, соединения типа AIIIBV), где происходит увлечение связанных электронов (фотоионизация) или электронов проводимости и дырок. Импульс фотонов, в конечном счёте приобретаемый всем твёрдым телом, вначале в значит. мере воспринимается подвижными носителями, вызывая их смещение. Длительность начальной стадии ~10-12— 10-13 с, что определяет малость эффекта и его малую инерционность. Т. к. импульс фотона равен сумме импульсов, приобретаемых решёткой и электроном, то возможен случай, когда импульс, приобретаемый электроном, противоположен по знаку импульсу фотона. У. э. обнаруживается в виде тока (ток увлечения) или эдс.
Плотность тока может быть записана в виде:
где е, m*, <> — заряд, эффективная масса, и усреднённое время релаксации импульса носителей; с, I, n, — соответственно скорость, интенсивность (в фотон/см2•с), показатель преломления, коэфф. поглощения света; ћ — энергия фотона; — коэфф., характеризующий долю импульса фотонов, приобретаемую электронами. В полупроводниках наблюдается наряду с продольным т. н. поперечный У. э. (появление тока, направленного перпендикулярно импульсу фотонов). У. э. используется для измерения временных характеристик излучения импульсных лазеров и для регистрации ИК излучения.
• Блатт Ф. Дж., Физика электронной проводимости в твердых телах, пер. с англ., М., 1971.
В. Л. Гуревич, С. М. Рывкин.
УГЛЕРОДНЫЙ ЦИКЛ (CNO-цикл), последовательность термоядерных реакций в звёздах, приводящая к превращению водорода в гелий (4Не) с участием углерода в качестве катализатора. У. ц. протекает при темп-рах в недрах звёзд 18•106К, когда вещество звезды уже содержит изотоп 12С:
Здесь е+ — позитрон, — нейтрино, 7 — испускаемый фотон. Под реакциями указаны их энергетич. выход (в МэВ) и продолжительность (см. Водородный цикл). При образовании одного ядра гелия путём У. ц. выделяется ~25 МэВ энергии, образующиеся нейтрино уносят ещё ок. 5% от этой величины.
• Шкловский И. С., Звезды. Их рождение, жизнь и смерть, 2 изд., М.,1977.
УГЛОВАЯ СКОРОСТЬ, векторная величина, характеризующая быстроту
776
вращения твёрдого тела. При равномерном вращении тела вокруг неподвижной оси численно его У. с. =/t, где — приращение угла поворота за промежуток времени t, а в общем случае =d/dt. Вектор У. с. направлен вдоль оси вращения в ту сторону, откуда поворот тела виден происходящим против хода часовой стрелки (в правой системе координат). Размерность У. с. Т-1.
УГЛОВОЕ УСКОРЕНИЕ, величина, характеризующая быстроту изменения угловой скорости твёрдого тела. При вращении тела вокруг неподвижной оси, когда его угловая скорость растёт (или убывает) равномерно, численно У. у. =/t, где — приращение, к-рое получает за промежуток времени At, а в общем случае =d/dt. Вектор У. у. направлен при этом вдоль оси вращения (в ту же сторону, что и при ускоренном вращении и противоположно — при замедленном). При вращении вокруг неподвижной точки вектор У. у. =d/dt и направлен по касательной к годографу вектора (о в соответствующей его точке. Размерность У. у.
T-2
УГЛОВОЙ МОМЕНТ, то же, что момент количества движения.
УГОЛ АТАКИ, угол между направлением скорости поступательно движущегося тела и к.-н. характерным направлением, связанным с телом, напр. у крыла самолёта — с хордой крыла (см. рис. в ст. Центр давления), у снаряда, ракеты — с их осью симметрии.
УГОЛ ДИЭЛЕКТРИЧЕСКИХ ПОТЕРЬ, разность б фаз колебаний векторов электрич. индукции D и напряжённости переменного электрич. поля E. Характеризует диэлектрические потери в среде. Отношение энергии, поглощённой диэлектриком за период колебаний, к ср. энергии переменного электрич. поля равно 4tg. У. д. п. связан с действительной ' и мнимой " частями диэлектрической проницаемости соотношением:
tg="/'
(см. также Диэлектрики).
УДАР твёрдых тел, совокупность явлений, возникающих при столкновении движущихся твёрдых тел, а также при нек-рых видах взаимодействия твёрдого тела с жидкостью или газом (У. струи о тело, У. тела с поверхностью жидкости, гидравлический удар, действие взрывной или ударной волны на твёрдое тело и др.). Промежуток времени, в течение к-рого длится У., обычно очень мал (на практике ~10-4—10-5 с), а развивающиеся на площадках контакта соударяющихся тел силы (т. н. ударные или мгновенные) очень велики. За время У. они изменяются в широких пределах и достигают значений, при к-рых средние величины давления (напряжений) на площадках контакта имеют порядок 104 и даже
105 атм. Действие ударных сил приводит к значит. изменению за время У. скоростей точек тела. Следствиями У. могут быть также остаточные деформации, звуковые колебания, нагревание тел, изменение механич. свойств их материалов (в частности, их упрочнение), полиморфные и хим. превращения и др., а при скоростях соударения, превышающих критические,— разрушение тел в месте У. Критич. скорости для металлов имеют порядок 15 м/с (медь) — 150 м/с и более (высококачеств. стали).
Изменение скоростей точек тела за время У. определяется методами общей теории У., где в качестве меры механич. взаимодействия тел при У. вместо самой ударной силы Р вводится её импульс за время У. т, т. е.
величина S =∫0Pdt=Pcp, наз.
ударным импульсом. Одновременно, ввиду малости т, импульсами всех неударных сил, таких, напр., как сила тяжести, а также перемещениями точек тела за время У. пренебрегают. Осн. ур-ния общей теории У. вытекают из теорем об изменении количества движения и кинетич. момента системы при У. С помощью этих теорем, зная приложенный ударный импульс и скорости в начале У., определяют скорости в конце У., а если тело является несвободным, то и импульсивные реакции связей.
Процесс соударения двух тел можно разделить на две фазы. 1-я фаза начинается с момента соприкосновения точек А к В тел (рис.), имеющих в этот момент скорость сближения vAn-vBn, где vAn и vBn— проекции скоростейvA и vB на общую нормаль n к поверхности тел в точках А и В, наз. линией удара. К концу 1-й фазы сближение тел прекращается, а часть их кинетич. энергии переходит в потенц. энергию деформации.
Схема удара двух тел.
Во 2-й фазе происходит обратный переход потенц. энергии упругой деформации в кинетич. энергию тел; при этом тела начинают расходиться и к концу 2-й фазы точки А и В будут иметь скорость расхождения VAn-VBn. Для совершенно упругих тел механич. энергия к концу У. восстановилась бы полностью и было бы |VAn-VBn|=|vAn-vBn|; наоборот, У. совершенно неупругих тел закончился бы на 1-й фазе (VAn-VBn=0). При У. реальных тел механич. энергия к концу У. восстанавливается лишь частично вследствие потерь на образование остаточных деформаций, нагревание тел и др.: |VAn-VBn|<|vAn-vBn|.
Для учёта этих потерь вводится т. н. коэфф. восстановления k, к-рый счи тается зависящим только от физ. свойств материалов тел:
k=|VAn-VBn|/|vAn-vBn|=- (VAn-VBn)/(vAn-vBn).
В случае У. по неподвижному телу VBn=vBn=0 и k=-VAn/vAn. Значение k определяется экспериментально, напр. измерением высоты h, на к-рую отскакивает шарик, свободно падающий на горизонт. плиту из того же материала, что и шарик, с высоты H; в этом случае k=(h/H). По данным опытов, при соударении тел из дерева k0,5, из стали — 0,55, из слоновой кости — 0,89, из стекла — 0,94. В предельных случаях при совершенно упругом У. k=1, a при совершенно не упругом k=0. Зная скорости в начале У. и коэфф. k, можно найти скорости в конце У. и действующий в точках соударения ударный импульс S.
Если центры масс тел С1 и С2 лежат на линии У., то У. наз. центральным (У. шаров); в противном случае -- нецентральным. Если скорости v1 и v2 центров масс в начале У. направлены параллельно линии У., то У. наз. прямым; в противном случае — косым. При прямом центральном У. двух гладких тел (шаров) 1 и 2
где T — потерянная за время У. кинетич. энергия системы, М1 и М2 — массы шаров. В частном случае при k=1 и М1=М2 получается V1=v2 и V2=v1, т. е. шары одинаковой массы при совершенно упругом У. обмениваются скоростями; при этом T=0.
Для определения времени У., ударных сил и вызванных ими в телах напряжений и деформаций необходимо учесть механич. свойства материалов тел и изменения этих свойств за время У., а также характер начальных и граничных условий. Решение проблемы существенно усложняется не только из-за трудностей чисто матем. характера, но и ввиду отсутствия достаточных данных о параметрах, определяющих поведение материалов тел при ударных нагрузках, что заставляет делать при расчётах ряд существенных упрощающих предположений. Наиболее разработана теория У. совершенно упругих тел, в к-рой предполагается, что тела за время У. подчиняются законам упругого деформирования (см. Упругости теория) и в них не появляется.
777
остаточных деформаций. Деформация, возникшая в месте контакта, распространяется в таком теле в виде упругих волн со скоростью, зависящей от физ. свойств материала. Если время прохождения этих волн через всё тело много меньше времени У., то влиянием упругих колебаний можно пренебречь и считать характер контактных взаимодействий при У. таким же, как в статич. состоянии. На таких допущениях основывается контактная теория удара Г. Герца. Если же время прохождения упругих волн через тело сравнимо со временем У., то для расчётов пользуются волновой теорией У.
Изучение У. не вполне упругих тел — задача значительно более сложная, требующая учёта как упругих, так и пластич. свойств материалов. При решении этой задачи и связанных с ней проблем определения механич. свойств материалов тел при У., изучения изменений их структуры и процессов разрушения широко опираются. на анализ и обобщение результатов многочисл. эксперимент. исследований. Экспериментально исследуются также специфич. особенности У. тел при больших скоростях (~ сотен м/с) и при воздействии взрыва, к-рый в случае непосредств. контакта заряда с телом можно считать эквивалентным соударению со скоростью до 1000 м/с.
Кроме У. твёрдых тел, в физике изучают столкновения молекул, атомов и элементарных ч-ц (см. Столкновения атомные).
• Кильчевский Н. А., Теория соударений твердых тел, К., 1969; Д и н н и к А. Н., Удар и сжатие упругих тел, К., 1952 (Избр. труды, т. 1); Д а в и д е н к о в Н. Н., Динамические испытания металлов, 2 изд., Л.— М., 1936; Ильюшин А. А., Ленский В. С., Сопротивление материалов, М., 1959, гл. 6; Р а й н х а р т Дж., П и р с о н Дж., Поведение металлов при импульсивных нагрузках, пер. с англ., М., 1958.
С. М. Тарг.
УДАРНАЯ ВОЛНА (скачок уплотнения), распространяющаяся со сверхзвуковой скоростью тонкая переходная область, в к-рой происходит резкое увеличение плотности, давления и скорости в-ва. У. в. возникают при взрывах, детонации, при сверхзвуковых движениях тел, при мощных электрич. разрядах и т. д. Напр., при взрыве ВВ образуются высоконагретые продукты взрыва, обладающие большой плотностью и находящиеся под высоким давлением. В нач. момент они окружены покоящимся воздухом при норм. плотности и атм. давлении. Расширяющиеся продукты взрыва сжимают окружающий воздух, причём в каждый момент времени сжатым оказывается лишь воздух, находящийся в определённом объёме; вне этого объёма воздух остаётся в невозмущённом состоянии. С течением времени объём сжатого воздуха возрастает. Поверхность, к-рая отделяет сжатый воздух от невозмущённого, и представляет собой У. в. (или, как говорят, фронт У. в.). В ряде случаев сверхзвукового движения тел в газе (артиллерийские снаряды, спускаемые космич. аппараты) направление движения газа не совпадает с нормалью к поверхности фронта У. в., и тогда возникают косые У. в. (см. Сверхзвуковое течение).
Примером возникновения и распространения У. в. может служить сжатие газа в трубе поршнем. Если поршень вдвигается в газ медленно, то по газу со скоростью звука а бежит акустич. (упругая) волна сжатия. Если же скорость поршня не мала по сравнению со скоростью звука, возникает У. в., скорость распространения к-рой по невозмущённому газу больше, чем скорость движения ч-ц газа (т. н. массовая скорость), совпадающая со скоростью поршня. Расстояния между ч-цами в У. в. меньше, чем в невозмущённом газе, вследствие сжатия газа. Если поршень сначала вдвигают в газ с небольшой скоростью и постепенно ускоряют, то У. в: образуется не сразу. Вначале возникает волна сжатия с непрерывными распределениями плотности и давления р. С течением времени крутизна передней части волны сжатия нарастает, т. к. возмущения от ускоренно движущегося поршня догоняют её и усиливают, вследствие чего возникает резкий скачок всех гидродинамич. величин, т. е. У. в.
Законы ударного сжатия. При прохождении газа через У. в. его параметры меняются очень резко и в очень узкой области. Толщина фронта У. в. имеет порядок длины свободного пробега молекул, однако при многих теоретич. исследованиях можно пренебречь столь малой толщиной и с большой точностью заменить фронт У. в. поверхностью разрыва, считая, что при прохождении через неё параметры газа изменяются скачком (отсюда назв. «скачок уплотнения»). Значения параметров газа по обе стороны скачка связаны след. соотношениями, вытекающими из законов сохранения массы, импульса и энергии:
1v1 =0v0, р1+p1v21 =p0+0v20, 1+p1/1 +v21/2=0+ p0/0+v20/2, (1)
где p1 — давление, 1 — плотность, ξ1 — удельная внутр. энергия, v1 — скорость в-ва за фронтом У. в. (в системе координат, в к-рой У. в. покоится), а р0, 0, ξ0, v0 — те же величины перед фронтом. Скорость vо втекания газа в разрыв численно совпадает со скоростью распространения У. в. vb по невозмущённому газу. Исключая из равенств (1) скорости, можно получить ур-ния ударной адиабаты:
ξ1-ξ0=1/2(p1+p0)(V0-V1), w1-w0=1/2 (p1 -p0) (V0+V1), (2)
где V=1/ — удельный объём, w=ξ+p/ — удельная энтальпия. Если известны термодинамич. свойства в-ва, т. е. функции ξ(p, ) или w(p, ), то ударная адиабата даёт зависимость конечного давления p1 от конечного объёма V1 при ударном сжатии в-ва из данного нач. состояния р0, V0, т. е. зависимость p1=H(V1, p0, V0).
При переходе через У. в. энтропия в-ва S меняется, причём скачок энтропии S1-S0 для данного в-ва определяется только законами сохранения (1), к-рые допускают существование двух режимов: скачка сжатия (1>0, p1>p0) и скачка разрежения (1<0, p1
0). Однако в соответствии со вторым началом термодинамики реально осуществляется только тот режим, при к-ром энтропия возрастает. В обычных в-вах энтропия возрастает только в У. в. сжатия, поэтому У. в. разрежения не реализуется (теорема Цемплена).
У. в. распространяется по невозмущённому в-ву со сверхзвуковой скоростью v0>а0 (где a0 — скорость звука в невозмущённом в-ве), тем большей, чем больше интенсивность У. в., т. е. чем больше (p1-p0)/p0. При стремлении интенсивности У. в. к 0 скорость её распространения стремится к а0. Скорость У. в. относительно сжатого газа, находящегося за ней, является дозвуковой:v11 (а1 — скорость звука в сжатом газе за У. в.).
У. в. в идеальном газе с постоянно и теплоёмкостью. Это наиболее простой случай распространения У. в., т. к. ур-ние состояния имеет предельно простой вид: =p/(-1), p=RT/, где =сp/сv — отношение теплоёмкостей при постоянных давлении и объёме
Рис. 1. Ударная адиабата Н и адиабата Пуассона Р, проходящие через общую начальную точку А исходного состояния.
(т. н. показатель адиабаты), R — универсальная газовая постоянная, (1 — молекулярная масса. Ур-ние ударной адиабаты можно получить в явном виде:
Ударная адиабата, или адиабата Гюгоньо H, отличается от обычной адиабаты Р (адиабаты Пуассона), для к-рой p1/p0=(V0/V1) (рис. 1). При ударном сжатии в-ва для данного изменения V необходимо большее изменение р, чем при адиабатич. сжатии. Это является следствием необратимости нагревания при ударном сжатии, связанного, в свою
778
очередь, с переходом в теплоту кинетич. энергии потока, набегающего на фронт У. в. В силу соотношения v20=V20(p1-p0)/(V0-V1), следующего из ур-ния (1), скорость У. в. определяется наклоном прямой А В, соединяющей точки начального и конечного состояний.
Связь параметров газа в У. в. можно Представить в зависимости от Маха числа М=vв/a0:
В пределе для сильных У. в. при М, p1/p0 получается:
Т. о., сколь угодно сильная У. в. не может сжать газ более чем в {+1)/(-1) раз. Напр., для одноатомного газа = 5/3 и предельное сжатие равно 4, а для двухатомного (напр., воздуха) =7/5 и предельное •сжатие равно 6. Предельное сжатие тем выше, чем больше теплоёмкость газа (меньше ).
Вязкий скачок уплотнения. Необратимость ударного сжатия свидетельствует о наличии диссипации механич. энергии во фронте У. в. Диссипативные процессы можно учесть, приняв во внимание вязкость и теплопроводность газа. При этом оказывается, что сам скачок энтропии в У. в. не зависит ни от механизма диссипации, ни от вязкости и теплопроводности газа.
Рис. 2. Распределение скорости (а), давления (б) и энтропии (в) в вязком скачке уплотнения с числом М=2 в газе; х — координата, нормальная к фронту ударной волны, l0 — длина свободного пробега молекул в невозмущённом газе.
Последние определяют лишь внутреннюю структуру фронта волны и его толщину. В У. в. не •слишком большой интенсивности все величины — v, р, и Т монотонно изменяются от своих начальных до конечных значений (рис. 2). Энтропия же S меняется немонотонно и внутри У. в. достигает максимума в точке перегиба скорости, т. е. в центре волны (х=0). Возникновение максимума S в волне связано с существованием теплопроводности. Вязкость
приводит только к возрастанию энтропии, т. к. благодаря ей происходит рассеяние импульса направленного газового потока, набегающего на У. в., и превращение кинетич. энергии направленного движения в энергию хаотич. движения, т. е. в теплоту. Благодаря же теплопроводности теплота необратимым образом перекачивается из более нагретых слоев газа в менее нагретые.
У. в. в реальных газах. В реальном газе при высоких темп-рах происходят возбуждение молекулярных колебаний, диссоциация молекул, хим. реакции, ионизация и т. д., что связано с затратами энергии и изменением числа ч-ц. При этом внутр. энергия сложным образом зависит от p и и параметры газа за фронтом У. в. можно определить только численными расчётами по ур-ниям (1), (2).
Для перераспределения энергии газа, сжатого и нагретого в сильном скачке уплотнения, по различным степеням свободы требуется обычно очень много соударений молекул. Поэтому ширина слоя x, в к-ром происходит переход из начального в конечное термодинамически равновесное состояние, т. е. ширина фронта У. в., в реальных газах обычно гораздо больше ширины вязкого скачка и определяется временем релаксации наиболее медленного из процессов: возбуждения колебаний, диссоциации, ионизации и т. д. Распределения
Рис. 3. Распределение температуры (a) и плотности (б) в ударной волне, распространяющейся в реальном газе.
темп-ры и плотности в У. в. при этом имеют вид, показанный на рис. 3, где вязкий скачок уплотнения изображён в виде взрыва.
В У. в., за фронтом к-рых газ сильно ионизован или к-рые распространяются по плазме, ионная и электронная темп-ры не совпадают. В скачке уплотнения нагреваются только тяжёлые ч-цы, но не электроны, а обмен энергии между ионами и электронами происходит медленно вследствие большого различия их масс. Релаксация связана с выравниванием темп-р. Кроме того, при распространении У. в. в плазме существ. роль играет электронная теплопроводность, к-рая гораздо больше ионной и благодаря к-рой электроны прогреваются перед скачком уплотнения. В электропроводной среде в присутствии внеш. магн. поля распространяются магнитогидродинамич. У. в.
Их теория строится на основе ур-ний магнитной гидродинамики аналогично теории обычных У. в.
При темп-рах выше неск. десятков тыс. градусов на структуру У. в. существенно влияет лучистый теплообмен. Длины пробега световых квантов обычно гораздо больше газокинетич. пробегов, и именно ими определяется толщина фронта. Все газы непрозрачны в более или менее далёкой ультрафиолетовой области спектра, поэтому высокотемпературное излучение, выходящее из-за скачка уплотнения, поглощается перед скачком и прогревает несжатый газ. За скачком газ охлаждается за счёт потерь на излучение. В этом случае ширина фронта — порядка длины пробега излучения (~102—10-1 см в воздухе норм. плотности). Чем выше темп-ра за фронтом, тем больше поток излучения с поверхности скачка и тем выше темп-ра газа перед скачком. Нагретый газ перед скачком не пропускает видимый свет, идущий из-за фронта У. в., экранируя фронт. Поэтому яркостная темп-ра У. в. не всегда совпадает с истинной темп-рой за фронтом.
У. в. в твёрдых телах. Энергия и давление в твёрдых телах имеют двоякую природу: они связаны с тепловым движением и с взаимодействием ч-ц (тепловые и упругие составляющие). Теория междучастичных сил не может дать общей зависимости упругих составляющих давления и энергии от плотности в широком диапазоне для разных в-в, и, следовательно, теоретически нельзя построить функцию (p,). Поэтому ударные адиабаты для твёрдых (и жидких) тел определяются из опыта или полуэмпирически. Для значит. сжатия твёрдых тел нужны давления в миллионы атмосфер, к-рые сейчас достигаются при эксперимент. исследованиях. На практике большое значение имеют слабые У. в. с давлениями 104—105 атм. Это давления, к-рые развиваются при •детонации, взрывах в воде, ударах продуктов взрыва о преграды и т. д. Повышение энтропии в У. в. с такими давлениями невелико, и для расчёта распространения У. в. обычно пользуются эмпирич. ур-нием состояния типа р=А[(/0)n-1], где величина А, вообще говоря, зависящая от энтропии, так же, как и n, считается постоянной. В ряде в-в — железе, висмуте и др. в У. в. происходят фазовые переходы — полиморфные превращения. При небольших давлениях в твёрдых телах возникают упругие волны, распространение к-рых, как и распространение слабых волн сжатия в газах, можно рассматривать на основе законов акустики.
• Ландау Л. Д., Лифшиц Е. М., Механика сплошных сред, 2 изд., М., 1953; Зельдович Я. В., Райзер Ю. П., Физика ударных волн и высокотемператур-
779
ных гидродинамических явлений, 2 изд., М., 1966; С т у п о ч е н к о Е. В., Лосев С. А., О с и п о в А. И., Релаксационные процессы в ударных волнах, М., 1965.
Ю. П. Райзер.
1>0>