От лат cavitas пу­стота), образование в капельной жид­кости полостей, заполненных газом, паром или их смесью (т н. кавитац пузырьков или каверн). Кавитац

Вид материала

Документы

Содержание Квазиупругое рассеяние Квазиэргодическая гипотеза Квант действия Квант света Квантование пространствен­ное Квантовая диффузия Квантовая жидкость Гелий жидкий. Сверхтекучесть). Квантовая когерентность С. Г. Пржибельский.

Подобный материал:

• Вывихи. Переломы, 241.71kb.
• От лат evaporo испаряю и греч grapho пи­шу), метод получения изображений объектов, 2696.94kb.
• Реферат от лат rеfеrо "сообщаю", 198.27kb.
• Абсцесс и гангрена легкого определение заболевания острый абсцесс легкого, 403.26kb.
• Перелом подвздошной кости; перелом вертлужной впадины; перелом лобковой кости; открытая, 1124.91kb.
• Вишнев В. Н. Безродная Н. В. Остеохондроз Профилактика и лечение Введение, 623.65kb.
• Реферат от лат. «сообщать», 61.18kb.
• Лекция. Взаимосвязанные рынки, 285.49kb.
• Реферат Реферат, 36.91kb.
• Предыстория или как мне удалось получить музыкальное образование и чем это обернулось, 2157.21kb.

КВАЗИУПРУГОЕ РАССЕЯНИЕ ча­стиц на ядрах, ядерные реакции типа (х, ху), в к-рых импульсы и энергии налетающей (х) и вылетающих (х, у) ч-ц связаны почти так же, как при упругом рассеянии на свободной ч-це (у — один из нуклонов ядра). Хорошо изучены К. р. -частиц, протонов и пи-мезонов на лёгких ядрах.

КВАЗИЧАСТИЦЫ, элементарные воз­буждения конденсиров. среды (тв. тела, жидкого гелия), ведущие себя в нек-рых отношениях как квант. ч-цы. Теор. описание и объяснение св-в конденсиров. сред, исходящее из св-в составляющих их молекул, атомов, ионов и эл-нов, представляет большие трудности, во-первых, потому, что число ч-ц огромно (10²²—10²³ в 1 см³), а во-вторых, потому, что ч-цы сильно взаимодействуют между собой. Из-за вз-ствия ч-ц полная энергия конден­сиров. среды не есть сумма энергий отд. ч-ц (как в идеальном газе). Раз­витие квант. теории тв. тела привело к концепции К., к-рая оказалась особенно плодотворной для описа­ния свойств кристаллов, квантовых жидкостей (в частности, жидкого гелия), а в дальнейшем при построе­нии яд. моделей, описании плазмы и т. д.

Возбуждённое состояние, возникаю­щее в системе мн. ч-ц (напр., в резуль­тате поглощения фотона), не оста­ётся локализованным и распростра­няется в конденсиров. среде в виде волны, в формировании к-рой, вслед­ствие вз-ствия ч-ц между собой, уча­ствуют все ч-цы системы. Такие волны наз. элем. возбуждениями. В силу корпускулярно-волнового дуализма элем. возбуждения могут описываться как К., обладающая квазиимпульсом p=~hk и энергией ξ=h(k), где  — частота, k — волновой вектор. В одной и той же системе могут существовать К. разных типов, в зависимости от хар-ра вз-ствия и состава ч-ц. Описа­ние конденсиров. среды с помощью понятия К. основано на том, что при низких темп-pax энергию возбужде­ния системы можно считать суммой энергии отдельных К., т. е. рассмат­ривать возбуждённую систему как идеальный газ К. Энергия ξ системы может быть представлена в виде: ξ=ξ₀+in_iξ_i, где ξ₀ — энергия осн. состояния (при T=0K), ξ_i — энергия К. типа i в энергетич. состоя-

249


нии , n_i — число К. типа i в состоя­нии  (числа заполнения). В кристаллах ξ_i явл. ф-цией ква­зиимпульса р, наз. дисперсии законом. Для К. используются понятия, характеризующие обычные

ч-цы: скорость v=дξ(p)/дp , эффектив­ную массу m* (р); говорят об их столк­новениях, длине свободного пробега, ср. времени между столкновениями и т. п. В нек-рых задачах для К. при­меняются кинетические уравнения Больцмана. Как и обычные ч-цы, К. могут обладать спином, и следователь­но, различают К.— бозоны и К.— фермионы. К., энергия к-рых значи­тельно превосходит kТ, ведут себя как классич. газ и подчиняются ста­тистике Больцмана (однако число ч-ц такого газа зависит от темпера­туры).

Осн. особенностью идеального газа К. (в отличие от газа обычных ч-ц) явл. несохранение числа К.: Они мо­гут образовываться и исчезать; К. име­ют конечное время жизни. Число К. в данной системе зависит от темп-ры Т: при повышении Т число К. растёт. Трактовка св-в конденсиров. среды как св-в идеального газа К. плодот­ворна лишь до тех пор, пока их число мало и их вз-ствие можно учитывать, как возмущение, а это возможно при сравнительно низких темп-рах.

В конденсиров. средах возможны разл. типы возбуждений и, следова­тельно, К. Колебания атомов (или ионов) около положения равновесия распространяются по кристаллу в виде волн (см. Колебания кристалли­ческой решётки). Соответствующие К. наз. фононами. Единств. тип движения атомов в сверхтекучем гелии — звук. волны (волны колебаний плотности). Соответствующие К. наз. фононами и ротонами; все они — бозоны. Ко­лебания магн. моментов атомов в магнитоупорядоченных средах представ­ляют собой волны поворотов спинов (см. Спиновые волны). Соответствую­щая К.— магнон — также бозон. В полупроводниках К. являются эл-ны проводимости и дырки (обе — фермио­ны). Взаимодействуя друг с другом и с др. К., эл-ны и дырки могут образо­вывать более сложные К. (экситон Ванье — Мотта, полярон, фазон, флуктуон).

К возбуждённым состояниям эл-нов в металлах и атомов в жидком гелии понятие «К.» применяют двояко. Иног­да сами эл-ны или атомы ³Не называ­ют К., подчёркивая этим вз-ствие ч-ц друг с другом в процессе их движения; при такой трактовке число К. равно числу ч-ц и не изменяется с темп-рой (см. Ферми-жидкость). Чаще К. назы­вают только элем. возбуждения ферми-жидкости, к-рые характеризуются по­явлением эл-на или атома ³Не вне Ферми-поверхности и дырки внутри

неё. При последней трактовке К.— фермионы рождаются только парами — ч-ца и дырка, и их число не сохраня­ется.

Св-ва К. зависят от структуры кон­денсиров. тел. При изменении струк­туры тела (напр., при фазовом пере­ходе) могут изменяться и его К. Обыч­но среди К. данного тела особенно чувствительны те К., существование к-рых связано с вз-ствиями, ответ­ственными за данный фазовый переход. Хотя концепция К. пригодна гл. обр. для низких темп-р, именно при низких темп-pax существуют движе­ния ч-ц, описать к-рые с помощью К. нельзя. При низких темп-pax атомы и эл-ны конденсиров. среды могут при­нимать участие в движениях совершен­но другой природы — макроскопичес­ких но своей сути и в то же время кван­товых. Примеры таких движений — сверхтекучее движение в жидком ге­лии (см. Сверхтекучесть), электрич. ток в сверхпроводниках (см. Сверх­проводимость). Их особенность — строгая согласованность (коге­рентность) движения отд. ч-ц. Незатухающий хар-р когерентных движений обусловлен св-вами К. в сверхпроводниках и сверхтекучем гелии.

Теория К.— один из разделов кван­товой теории многих частиц. Для К.— бозонов осн. состояние системы с мин. энергией ξ(Т=0K) — вакуум К. Для К.— фермионов (напр., эл-нов) ва­куумом, в силу Паули принципа, слу­жит целиком заполненная при Т=0K поверхность Ферми. Образование К. при повышении темп-ры соответствует рождению ч-ц, вне поверхности Ферми с энергией ξ(р)>ξ_F и дырок под поверхностью Ферми — свободных состояний с энергией ξ(р)<ξ_F (ξ_F— Ферми энергия). Это означа­ет, что в последнем случае образу­ются пары К.: эл-н проводимости и дырка. Рождение К., их исчезновение и взаимопревращения при вз-ствиях определяют эволюцию системы. Каж­дому типу К. отвечает свой вакуум и свой закон дисперсии ξ(р). Естествен­ным аппаратом для описания системы К. служит представление вторичного квантования. Для описания таких систем разработана диаграммная тех­ника, сходная с техникой Фейнмана диаграмм.

• Каганов М. И., Лифшиц И. М., Квазичастицы, М., 1976; Ландау Л. Д., Л и ф ш и ц Е. М., Статистическая физика, 3 изд., ч. 1, М., 1976.

М. И. Каганов.

КВАЗИЭРГОДИЧЕСКАЯ ГИПОТЕЗА, см. Эргодическая гипотеза.

КВАЗИЯДРА, квазиядериые системы, связанные и резонансные состояния пар барион — антибарион с очень малым дефектом массы (по сравне­нию с массой бариона). Силы, удер­живающие барионы и антибарионы в К., имеют ту же природу, что и яд. силы. Радиус К.~ 10^-13 см. Из-за того, что барион и антибарион могут аннигилировать, превращаясь в более лёгкие -мезоны, К. нестабильны: их ср. время жизни 10^-20 с. Внешне К. проявляют себя как тяжёлые мезоны (см. Резонансы), распадающиеся на -мезоны. Пред­сказано существование К. разл. типов: связанные состояния нуклон — ан­тинуклон, гиперон — антигиперон (антигиперон — нуклон). Экспери­ментально обнаружены К. нуклон — антинуклон.

и. с. Шапиро.

КВАНТ ДЕЙСТВИЯ, то же, что Планка постоянная.

КВАНТ МАГНИТНОГО ПОТОКА, ми­нимальное значение магнитного по­тока Ф₀ через кольцо из сверхпровод­ника с током; одна из фундаменталь­ных физических констант. Ф₀=h/2е= 2,0678506(54) •10^-15 Вб, где е-заряд эл-на. Существование К. м. п. отражает квант. природу явлений магнетизма. Значение Ф₀ определе­но на основе Джозефсона эффекта.

КВАНТ СВЕТА, то же, что фотон.

КВАНТОВАНИЕ ВТОРИЧНОЕ, см. Вторичное квантование.

КВАНТОВАНИЕ ПРОСТРАНСТВА-ВРЕМЕНИ, общее название обобще­ний квант. теории поля (КТП), ос­нованных на гипотезе о существова­нии фундаментальной длины как од­ной из универсальных физ. постоян­ных (наряду с h и с). Ближайшая цель таких обобщений — освобожде­ние от расходимостей, появляющихся в традиц. КТП. (См. также Нелокаль­ная теория поля.)

При построении теории, описываю­щей явления микромира, классич. представления о пр-ве и времени, в частности представление о прин­ципиальной возможности сколь угодно точного измерения расстояний (длин) и промежутков времени, были без к.-л. изменений перенесены в новую об­ласть. Введение фундам. (минималь­ной) длины l соответствует предполо­жению, что измерение малых расстоя­ний возможно лишь с огранич. точ­ностью порядка l (и времени — с точностью порядка l/c).

Существует неск. способов введе­ния фундам. длины. Один из них связан с переходом от непрерывных значений координат к дискр. величи­нам (наподобие правил квантования Бора в первонач. теории атома), дру­гие — с заменой координат и времени на некоммутирующие между собой операторы (наподобие операторов ко­ординаты х и импульса р в квантовой механике), вследствие чего координа­ты не могут иметь точных значений в данный момент времени. Вид опера­торов подбирается так, чтобы ср. значения координат могли принимать лишь значения, кратные фундам. длине l. Во всех вариантах введение мин. длины исключает существование волн с длиной <l, т. е. как раз тех квантов бесконечно большой энергии ξ=2hc/, с к-рыми связано появле­ние УФ расходимостей. Однако вве­дение фундам. длины, по-видимому, не устраняет осн. противоречия КТП,

250


связанного с возможностью неогранич. роста эффективного заряда с уменьшением расстояния (см. Кван­товая теория поля). Всё же такой пересмотр может оказаться необходи­мым.

• Марков М. А., Гипероны и К-мезоны, М., 1958; Блохинцев Д. И., Прост­ранство и время в микромире, М., 1970.

КВАНТОВАНИЕ ПРОСТРАНСТВЕН­НОЕ, устаревшее назв. квантования момента кол-ва движения — дискрет­ность его возможных пространств. ориентации относительно произвольно выбранной оси. См. Квантовая меха­ника.

КВАНТОВАЯ ДИФФУЗИЯ, диффу­зия, при к-рой в перемещении атомов гл. роль играет туннельный переход, а не обычный надбарьерный переход атомов из одного положения равно­весия в другое (см. Диффузия, Тун­нельный эффект).

КВАНТОВАЯ ЖИДКОСТЬ, жидкость, св-ва к-рой определяются квант. эффектами (сохранением жидкого со­стояния до абс. нуля темп-ры, сверх­текучестью, существованием нулевого звука и др.). К. ж. явл. гелий жидкий при темп-ре, близкой к абс. нулю. Квант. эффекты начинают проявлять­ся в жидкости при достаточно низких темп-pax, когда длина волны де Бройля для ч-ц жидкости, вычисленная по энергии их теплового движения, ста­новится сравнимой с расстоянием меж­ду ними. Для жидкого гелия это ус­ловие выполняется при 2—3 К. Согласно представлениям классич. механики, с понижением темп-ры кинетич. энергия ч-ц любого тела долж­на уменьшаться. В системе взаимо­действующих ч-ц при достаточно низ­кой темп-ре ч-цы будут совершать малые колебания около положений, соответствующих минимуму потенц. энергии всего тела. При абс. нуле темп-ры колебания должны прекра­титься, а ч-цы занять строго определ. положения, т. е. любое тело должно превратиться в кристалл. Поэтому сам факт существования жидкостей вблизи абс. нуля темп-ры связан с квант. эффектами. Согласно квантово-механическому неопределённостей со­отношению, даже при абс. нуле темп-ры ч-цы не могут занять строго опре­дел. положений, а их кинетич. энер­гия не обращается в нуль, остаются т. н. нулевые колебания (см. Нулевая энергия). Амплитуда этих колебаний тем больше, чем слабее силы вз-ствия между ч-цами и меньше их масса. Если амплитуда нулевых колебаний сравнима со ср. расстоянием между ч-цами тела, то такое тело может остаться жидким вплоть до абс. нуля гемп-ры.

Из всех в-в только два изотопа ге­лия (⁴Не и ³Не) имеют достаточно ма­лую ат. массу и настолько слабое вз-ствне между атомами, что остаются при атм. давлении жидкими в непосредств. близости от нуля. Они пред­ставляют собой, следовательно, К. ж.

К. ж. делятся на бозе-жидкости и ферми-жидкости (в соответствии с це­лым или полуцелым значением спина ч-ц, образующих К. ж., см. Стати­стическая физика). Бозе-жидкостью является, напр., жидкий ⁴Не, атомы к-рого обладают спином, равным нулю; ферми-жидкостью (при атм. давле­нии) — жидкий ³Не, атомы к-рого имеют спин ¹/₂. Своеобразной К. ж. (ферми-жидкостью) явл. эл-ны прово­димости в нормальном (несверхпроводящем) металле (спин эл-на равен ¹/₂). Осн. отличия электронной ферми-жидкости от атомной — присутствие у её ч-ц электрич. заряда и то, что они находятся в периодич. поле кристаллич. решётки металла. Впервые св-ва К. ж. были открыты и исследо­ваны у жидкого ⁴Не П. Л. Капицей (1938). Теор. представления, разви­тые для объяснения осн. эффектов в жидком гелии, легли в основу общей теории К. ж. Гелий ⁴Не при темп-ре 2,171 К и давлении насыщ. пара испытывает фазовый переход II рода в новое состояние (Не II) со специфич. квант. св-вами, из к-рых основ­ным явл. сверхтекучесть. Согласно квант. механике, любая система вза­имодействующих ч-ц может находить­ся только в определ. квант. состоя­ниях, характерных для всей системы в целом. При этом энергия всей си­стемы может меняться определ. пор­циями — квантами. Такое изменение энергии в К. ж. сопровождается рож­дением или уничтожением элем. возбуждений — кваяичастиц (напр., в Не II — фононов), характеризую­щихся определ. импульсом р, энергией ξ(р) и спином. В ферми-жидкостях квазичастицы могут возникать и ис­чезать лишь парами, в бозе-жидкостях — поодиночке. Пока число ква­зичастиц мало, что соответствует низ­ким темп-рам, их вз-ствие также мало и можно считать, что они образуют идеальный газ квазичастиц (фермионов в ферми-жидкостях и бозонов в бозе-жидкостях)

Если К. ж. течёт с нек-рой скоро­стью v через узкую трубку или щель, то её торможение за счёт трения со­стоит в образовании квазичастиц с импульсом р, направленным противо­положно скорости v. В результате торможения энергия К. ж. должна убывать, но это происходит лишь в том случае, если скорость течения v больше мин. значения отношения ξ(р)/p. При скоростях v, меньших наименьшего значения ξ(р)/р (опре­деляющего т. н. критич. скорость v_к), квазичастицы не образуются и жид­кость не тормозится. Т. о., К. ж., у к-рых v_к0, будут сверхтекучими при скоростях v < v_к. Если же v_к=0, то такая К. ж. не обладает сверхте­кучестью. Теоретически предсказан­ный Л. Д. Ландау и экспериментально подтверждённый энергетич. спектр ξ(р) квазичастиц в Не II удовлетво­ряет требованию v_к=0. Невозмож­ность образования при течении с

v < v_к новых квазичастиц в Не II при­водит к своеобразной д в у х ж и д к о с т н о й г и д р о д и н а м и к е (см. Гелий жидкий. Сверхтекучесть). У ферми-жидкостей (жидкого ³Не при темп-pax от 3,19 К и ниже при норм. давлении и эл-нов в несверхпроводящих металлах) энергетич. спектр квазичастиц таков, что их энергия может быть сколь угодно ма­лой при конечном значении импуль­са. Это приводит к v_к=0. т. е. к от­сутствию сверхтекучести. Изменение состояния газа квазичастиц при темп-pax, близких к абс. нулю, определя­ет изменение состояния К. ж. При темп-ре абс. нуля квазичастицы стре­мятся занять состояния с наинизшими энергиями, но в ферми-жпдкости вследствие Паули принципа они нахо­дятся не в одном состоянии, а запол­няют в импульсном пр-стве «фермиевскую сферу», вне к-рой квазичастиц нет. Радиус этой сферы наз. фермиевским импульсом р_ф, он определяется числом атомов n К. ж. в ед. объёма:

р_Ф=(З²)^1/3n^1/3h.

При Т0 появляются квазичастицы с импульсами р>p_ф, а внутри сфе­ры — дырки. Изменения, происходя­щие с квазичастицами вблизи поверх­ности фермиевской сферы (Ферми по­верхности), определяют все явления, к-рые наблюдаются в ферми-жидко­стях вблизи абс. нуля темп-ры.

Вблизи поверхности Ферми ξ(р)— ξ(р_ф)=v_ф(р-p_ф), где v_ф — скорость ч-цы на поверхности Ферми. Отно­шение р_ф/v_ф=m*, называемое эфф. массой квазичастицы, не совпадает с истинной массой атома от, и её величи­на зависит от хар-ра вз-ствия атомов в К. ж. Напр., в ³Не m*=2,3 m. Вз-ствие квазнчастиц в ферми-жидко­сти проявляется, в частности, в том, что в жидкости при Т=0 могут рас­пространяться незатухающие колеба­ния — нулевой звук.

Если между ч-цами ферми-жидко­сти имеется притяжение, то при темп-ре ниже нек-рой критической Т_к (связанной с величиной притяже­ния) квазичастицы объединяются в т. н. куперовские пары. Эти пары под­чиняются статистике Бозе и образуют т. и. сверхтекучую ферми-жидкость, т. к. для разрыва пары и создания возбуждения необходимо затратить конечную энергию и соотв. v_к0. Сверхтекучесть электронной ферми-жидкости проявляется как сверхпро­водимость. Теория электронных сверх­текучих ферми-жидкостей была раз­вита Дж. Бардином, Л. Купером и Дж. Шриффером (1957), а также Н. Н. Боголюбовым (1958) (см. Сверх­проводимость).

В жидком ³Не притяжение между квазичастицами очень мало и харак­терно только для больших расстоя­ний, т. е. оно обусловлено слабыми

251


силами межмолекулярного взаимодей­ствия, а на близких расстояниях име­ется сильное отталкивание. Соответ­ственно, ч-цы, образующие в ³Не куперовскую пару, должны находиться далеко друг от друга, что приводит к существованию у пары орбит. момента, т. е. пары вращаются. Переход ³Не в такое сверхтекучее состояние был пред­сказан теоретически Л. П. Питаевским (1959) и в 1972 открыт амер. физиками Д. Ли, Д. Ошеровым и Р. Ричардсоном. Темп-pa фазового перехода T_к, равная 2,6•10^-3 К при давлении 34 атм, плавно уменьшается (при падении давления р) вплоть до Т_к=0,9•10^-3 К (при р=0).

Св-ва сверхтекучего ³Не сущест­венно отличаются как от св-в сверх­текучего ⁴Не, так и от сверхтекучей ферми-жидкости в сверхпроводниках. Существуют две сверхтекучие модифи­кации ³Не. Квазичастицы в ³Не обра­зуют куперовские пары с суммарным спином и орбит. моментом, равными постоянной Планка h. Модификация, называемая A-фазой и существующая при более высоких темп-pax, соответ­ствует конечной макроскопич. плот­ности орбит. момента кол-ва движения. • Соответственно этому, А -фаза — ани­зотропная жидкость, похожая на жид­кие кристаллы. Вторая модификация, .B-фаза, также анизотропна, но ср. плотность орбит. момента кол-ва дви­жения в ней равна нулю. В обеих фа­зах существуют сверхтекучие потоки не только массы, как в обычной сверхте­кучей жидкости, но и спинового момен­та кол-ва движения. Поэтому сверх­текучесть ³Не описывается большим набором величин, чем сверхтекучее безвихревое движение ⁴Не. В частно­сти, в сильно анизотропной фазе А сверхтекучее движение не всегда воз­можно, т. к. по нек-рым направле­ниям в ней v_к=0.

• Лифшиц Е. М., Питаевский Л. П., Статистическая физика, ч. 2, М., 1978; П а й н с Д., Н о з ь е р Ф., Теория квантовых жидкостей, пер. с англ., М., 1967; Халатников И. М., Теория сверх­текучести, М., 1971; Сверхтекучесть гелия-3. Сб. статей, пер. с англ., М., 1977; Progress in Low temperature physics, v. 7 A, Amst.— N. Y.— Oxt., 1978.

С. В. Иорданский.

КВАНТОВАЯ КОГЕРЕНТНОСТЬ в квантовой оптике, характеристика ин­терференции квант. состояний поля излучения.

Динамич. системы в квант. теории имеют более сложное описание, чем в классической. Напр., в классич. меха­нике свободное движение гармонич. осциллятора полностью определяется амплитудой, частотой и нач. фазой колебаний. А в квант. механике гармонич. осциллятор явл. многоуровневой системой, полное описание к-рой тре­бует задания бесконечного числа па­раметров: амплитуд и фаз состояний каждого из уровней. Динамика осцил­лятора определяется интерференцией (суперпозицией) всех состояний (см. Суперпозиции принцип, 2). В квантовой теории поля устанавли­вается соответствие в описании монохроматич. волны и гармонич. осцилля­тора, и монохроматич. волна, анало­гично сказанному выше, определяется интерференцией состояний поля. Такая интерференция состояний задаёт хар-р поля от близ­кого к классическому (детерминиро­ванному) до нерегулярного, шумового, полностью сформированного квант. флуктуациями. Хар-кой степени де­терминированности полей служит К.к. Математически последоват. теорию К. к. излучения (т. н. формализм коге­рентных состояний) развил амер. фи­зик Р. Глаубер в 1963, хотя нек-рые аспекты К. к. рассматривались ещё в 1927 австр. физиком Э. Шрединге­ром. В теории К. к. различают поля полностью и частично когерентные, причём первые наиболее близки по хар-ру к детерминированным клас­сич. волнам. Исследование К. к. связано с вопросами формирования поля в лазерах и др. источниках излу­чения.

• Когерентные состояния в квантовой тео­рии. Сб. статей, пер. с англ., М., 1972 (Но­вости фундаментальной физики, в. 1). См. также лит. при ст. Квантовая оптика.

С. Г. Пржибельский.