[по имени амер физика И. А. Раби (I. I. Rabi)], резонансный метод исследования магн моментов ядер, атомов и молекул и внутримол

Вид материала

Документы

Содержание Растровый электронный мик­роскоп И. В. Кеппен. Д. В. Ширков. Реакции связей Рис. 1. Примеры связей R, наложенных на тело Р: а — гладкая поверхность; б — гладкая опора; в — нерастяжимая гибкая нить. Рис. 2. Примеры реакции связи: а — с дву­мя, б — с тремя неизвестными составляю­щими. Реальный газ Реверберационная камера Редже полюсов метод В называют наклоном диф­ракц. конуса. Если учесть, что в области малых 4 (t)=0+'(t) А. В. Ефремов, Д. В. Ширков.

Подобный материал:

• 32. Эволюция понятия элементарная частица. Неизменность свойств ядер, атомов, молекул, 827.07kb.
• Молекулярная физика и термодинамика статистический и термодинамический методы Молекулярная, 12.67kb.
•  Элементы квантовой механики и физики атомов, молекул, твердых тел, 156.85kb.
• X международная конференция Импульсные лазеры на переходах атомов и молекул ampl, 299.2kb.
• Магнитные свойства молекул, 29.04kb.
• Моделирование структур молекул по Огжевальскому, 61.04kb.
• Десятая новая лекция аксиомы единства канарёв, 209.76kb.
• Программа-минимум кандидатского экзамена по специальности, 79.71kb.
• Молекулярная физика и термодинамика. Лекция №1 Молекулярно-кинетическая теория Основные, 10053.18kb.
• Вегето- резонансный тест Оценка по методу Кузьменко (метод Накатани) Диабат (метод, 12.28kb.

^ РАСТРОВЫЙ ЭЛЕКТРОННЫЙ МИК­РОСКОП, см. Электронный мик­роскоп.

РАСТЯЖЕНИЕ (сжатие), простейшая деформация, возникающая в призматич. брусе, когда к его концу (торцу) приложена система сил, приводящая к силе F, направленной вдоль оси бру­са. При Р. поперечные сечения оста­ются плоскими, а норм. напряжения а в поперечном сечении распределены равномерно и равны: =F/S, где S — площадь поперечного сечения. Удли­нение l бруса длины l при упругих деформациях определяется ф-лой l= Fl/ES, где ES — жёсткость при Р., Е — модуль упругости. При удли­нении бруса его поперечное сечение уменьшается. Отношение относит. уменьшения поперечного сечения ' к относит. удлинению  упругого бруса численно равно к о э ф ф и ц и е н т у П у а с с о н а v. Зависи­мость между  и  служит механич. хар-кой материала; она находится из

625


опытов на испытат. машинах. В пре­делах линейной упругости =Е. Если 0 больше предела текучести _s, за­висимость между  и  более сложная (см. Пластичность).

^ И. В. Кеппен.

РАСХОД жидкости (газа), количество жидкости (газа), протекающее в еди­ницу времени через поперечное сече­ние потока. Если кол-во в-ва измеря­ется по объёму протекающей жидко­сти, то Р. наз. объёмным (Q₀), если же по массе жидкости, то массовым (Q_м). Для установившегося потока Р. опре­деляется выражениями Q₀=vS и Q_м=Q₀, где S — пл. поперечного сечения потока,  — плотность в-ва, v — ср. скорость в сечении. Для пото­ка, протекающего по трубопроводу, объёмный Р. несжимаемой жидкости постоянен во всех сечениях, а для сжимаемой жидкости неизменен вдоль потока массовый Р.

РАСХОДИМОСТИ, краткое наимено­вание матем. трудностей аппарата квантовой теории поля (КТП), заклю­чающихся в том, что выражения для нек-рых наблюдаемых на опыте физ. величин, вычисленные по теории воз­мущений, получаются бесконечно боль­шими. Существуют два типа Р.: инф­ракрасные Р., возникающие при ин­тегрировании по четырёхмерным им­пульсам р (т. е. трёхмерным импуль­сам и энергиям) в области малых р, и ультрафиолетовые Р.— в области больших р. Инфракрасные Р. типичны для вз-ствий, в к-рых участвуют без­массовые дальнодействующие поля, напр. электромагнитное, и отражают трудности классич, электродинамики, обусловленные медл. спаданием эл.-магн. потенциалов на больших рас­стояниях от источника. Ультрафиоле­товые Р. присущи всем вз-ствиям релятив. полей и обусловлены их лока­льным хар-ром (см. Локальное взаимо­действие). Эти Р. явл. отражением и обобщением трудностей классич. элек­тродинамики при описании точечных зарядов (напр., бесконечная собств. энергия точечного эл-на). Наличие ультрафиолетовых Р. в своё время было значит. препятствием для разви­тия КТП, в частности квантовой элек­тродинамики. Корректная их трак­товка и исключение из теор. выраже­ний для наблюдаемых на опыте вели­чин стали возможными в результате создания в кон. 40-х гг. метода пере­нормировок.

^ Д. В. Ширков.

РЕАКТОР-РАЗМНОЖИТЕЛЬ (бридер), ядерный реактор, в к-ром число образовавшихся делящихся ядер боль­ше числа уничтоженных, т. е. осуще­ствляется расширенное воспроизводст­во делящихся ядер. Циклы воспроиз­водства осн. на двух группах ядерных реакций. В ураново-плутониевом цик­ле неделящееся медленными нейтро­нами ядро ²³⁸U превращается в деля­щееся ядро ²³⁹Pu:



Р.-р. характеризуется коэфф. воспро­изводства К_в — отношением скорости образования делящихся ядер к ско­рости уничтожения. Для получения K_в>1 необходимо, чтобы на одно поглощение нейтрона ядром ²³⁹Pu при­ходилось больше двух рождающихся нейтронов (>2). Из-за поглощения нейтронов в конструкц. материалах и продуктах деления необходимо >2,2—2,3 (см. Ядерные цепные реак­ции). Когда ядро ²³⁹Pu поглощает медленный нейтрон, возникает =2,0 нейтрона; если оно поглощает быстрый нейтрон (500 кэВ), =2,7 нейтрона. Ядра ²³⁸U делятся нейтронами с энер­гией ξ>1,5 МэВ; возникшие при этом нейтроны (~2,5) вносят дополнит. вклад в К_в. Наиболее перспективными оказались Р.-р. на быстрых нейтро­нах с уран-плутониевым циклом: К_в=1,2—1,6. Пока в реакторах на быстрых нейтронах используют в ка­честве горючего ²³⁹U, но в будущем в них будет сжигаться смесь ²³⁸U и ²³⁹Pu.

В ториевом цикле ядро неделящего­ся ²³²Th, захватывая нейтрон, пре­вращается в итоге в делящееся ядро

²³³U:



Для Р.-р. на тепловых нейтронах и ториево-урановом цикле K_в=1,0 —1,1. Для получения необходимого кол-ва ²³³U реактор должен начать работу на ²³⁵U или ²³⁹Pu.

В Р.-р. активная зона окружена слоем из воспроизводящего вещест­ва, наз. зоной воспроизводства. Через реактор прокачивается жидкий Na, к-рый практически не замедляет бы­стрых нейтронов, но хорошо отводит тепло. Проектируемые Р.-р. с гелиевым теплоносителем будут обладать наивысшими К_в. Мощность Р.-р. может регулироваться перемещением стержней с ²³⁸U.

Если ядерные реакторы на тепло­вых нейтронах могут «сжечь» 0,5—1% урана, то использование Р.-р. увели­чивает это число в десятки раз. Тем самым создаётся более надёжная сы­рьевая база для развития ядерной энергетики.

• Сиборг Г., Блум Д., Быстрые бридерные реакторы, пер. с англ., «УФН», 1972, т. 106, в. 1, с. 85—99; Казачковский О. Д. [и др.], Программа и состоя­ние работ по быстрым реакторам в СССР, «Атомная энергия», 1977, т. 43, №5, с. 343; Петросьянц А. М., Ядерная энерге­тика, 2 изд., М., 1981.

А. Д. Галанин.

^ РЕАКЦИИ СВЯЗЕЙ, для связей, осу­ществляемых с помощью к.-н. тел (см. Связи механические),— силы воздей­ствия этих тел на точки механич. си­стемы. В отличие от активных сил, Р. с. явл. величинами заранее неизвестными; они зависят не только от вида связей, но и от действующих на систему активных сил, а при движе­нии — ещё и от закона движения си­стемы и определяются в результате решения соответствующих задач ме­ханики.

Направления Р. с. в нек-рых случа­ях определяются видом связей. Так, ес­ли в силу наложенных связей точка



^ Рис. 1. Примеры связей R, наложенных на тело Р: а — гладкая поверхность; б — гладкая опора; в — нерастяжимая гибкая нить.



^ Рис. 2. Примеры реакции связи: а — с дву­мя, б — с тремя неизвестными составляю­щими.


системы вынуждена всё время оставать­ся на заданной гладкой (лишённой тре­ния) поверхности, то Р. с. R направ­лена по нормали n к этой поверхности (рис. 1). На рис. 2 показаны: а -гладкий цилиндрич. шарнир (подшип­ник), для к-рого неизвестны две (R_x и R_y), и б — гладкий сферич. шарнир, 'для к-рого неизвестны все три (R_x, R_y, R_z) составляющие P. c. Для шероховатой поверхности Р. с. имеет две составляющие: нормальную и касательную, называемую силой трения.

В общем случае при решении задач динамики пользуются принципом освобождаемости, т. е. несвободную ме­ханич, систему рассматривают как свободную, прилагая к её точкам нек-рые силы, подобранные так, чтобы во всё время движения системы выполня­лись условия, налагаемые на неё связями; эти силы и наз. Р. с.

С. М. Тарг.

РЕАКЦИЯ ИЗЛУЧЕНИЯ (радиа­ционное трение), сила, действующая на электрон или др. заряженную частицу со стороны создаваемого им поля электромагнитного излучения. Движение заряда с ускорением приво­дит к излучению эл.-магн. волн, поэто­му система движущихся с ускорением зарядов не явл. замкнутой — в ней не сохраняются энергия и импульс, Такая система ведёт себя как меха­нич. система при наличии сил трения (диссипативная система), к-рые вво­дятся для описания факта несохране­ния энергии в системе вследствие её вз-ствия со средой. Аналогично пере­дачу энергии (и импульса) заряж ч-цей эл.-магн. полю излучения можно

626


описать как «лучистое трение». Зная теряемую в ед. времени энергию (ин­тенсивность излучения; см. Излуче­ние), можно определить силу трения. Для эл-на, движущегося в огранич. области пр-ва со ср. скоростью, малой по сравнению со скоростью света в вакууме с, сила трения выражается ф-лой (полученной впервые голл. фи­зиком X. Лоренцем): F=(2e²/3c³)da/dt, где а — ускорение. Р. и. при­водит к затуханию колебаний заряда, что проявляется в уширении спектр. линии излучения (т. н. естеств. ши­рина линии).

Р. и. представляет собой часть силы, действующей на заряд со стороны созданного им эл.-магн. поля (само­действия). Необходимость её учёта приводит к принцип. трудностям, тесно связанным с проблемой структу­ры эл-на, природы его массы и др. При строгой постановке задачи следует рассматривать динамич. систему из зарядов и эл.-магн. поля, к-рая описы­вается двумя системами ур-ний: ур-ниями движения ч-ц в поле и ур-ния­ми поля, определяемого расположе­нием и движением заряж. ч-ц. Однако практически имеет смысл лишь приб­лижённая постановка задачи методом последоват. приближений. Напр., сна­чала находится движение эл-на в за­данном поле (без учёта собств. поля), затем — поле заряда по его заданному движению и далее, в кач-ве поправ­ки,— влияние этого поля на движение заряда, т. е. Р. и. Такой метод даёт хорошие результаты для излучения с длиной волны >>r₀=е²/mc² (где m — масса эл-на, r₀2•10^-13 см — его «классич. радиус»). Реально уже при  порядка комптоновской длины волны эл-на ћ/mc~10^-11 см необходимо учитывать квантовые эффекты. По­этому приближённый метод учёта Р. и. справедлив во всей области приме­нимости классической электродина­мики.

В квант. электродинамике — тот же подход к проблеме (осн. на методе по­следоват. приближений, т. е. методе возмущений теории), но её методы позволяют учесть Р. и. практически с любой степенью точности, причём не только «диссипативную» часть Р. и. (обусловливающую уширение спектр. линий), но и «потенц.» часть — эфф. изменение внеш. поля, в к-ром движет­ся эл-н. Это проявляется в изменении уровней энергии, а также эфф. сече­ний процессов столкновений ч-ц (см. Сдвиг уровней, Радиационные поправ­ки).

• Л а н д а у Л. Д., Л и ф ш и ц Е. М., Теория поля, 6 изд., М., 1973 (Теоретиче­ская физика, т. 2).

В. Б. Берестецкий.

^ РЕАЛЬНЫЙ ГАЗ, газ, св-ва к-рого (в отличие от идеального газа) зависят от вз-ствия молекул. В обычных ус­ловиях, когда ср. потенц. энергия межмолекулярного взаимодействия много меньше ср. кинетич. энергии молекул, св-ва Р. г. и идеального раз­личаются незначительно (см. Газ).

Св-ва этих газов резко различны при высоких давлениях и низких темп-рах, когда начинают проявлять­ся квант. эффекты.

^ РЕВЕРБЕРАЦИОННАЯ КАМЕРА, по­мещение для акустич. измерений, в к-ром звук по возможности полностью отражается от ограждающих поверх­ностей и в каждой точке к-рого звук. давление в среднем одинаково, а приход звук. волн с разных направ­лений равновероятен. Для увеличения отражения внутр. поверхность Р. к. облицовывают материалами с мин. звукопоглощением. Диффузность звук. поля достигается неправильностью формы Р. к., созданием неровностей на стенах, а также развешиванием в случайном порядке отражающих эле­ментов. Обычно Р. к. изолируют от внеш. шумов и вибраций.

В Р. к. производят измерения ко­эфф. звукопоглощения материалов, градуировку измерит. микрофонов и шумомеров, измерения мощности из­лучения громкоговорителей, акустич. излучения машин и др. источников шума, субъективные исследования слуха. Две смежные Р. к. с общим проёмом в одной из стен применяются для изучения звукоизолирующих св-в разл. материалов и конструкций в архитектурной и строит. акустике. Качество Р. к. характеризуется вре­менем реверберации и равномерностью звук. поля.

• Блинова Л. П., Колесни­ков А. Е., Ланганс Л. Б., Акусти­ческие измерения, М., 1971.

РЕВЕРБЕРАЦИЯ (позднелат. reverberatio — отражение, от лат. reverbero — отбиваю, отбрасываю), процесс постепенного затухания звука в за­крытых помещениях после выключения его источника. Возд. объём помеще­ния представляет собой колебат. си­стему с очень большим числом собств. частот. Каждое из собств. колебаний характеризуется своим коэфф. за­тухания, зависящим от поглощения звука при его отражении от ограничи­вающих поверхностей и при его рас­пространении. Поэтому возбуждён­ные источником собств. колебания разл. частот затухают неодновремен­но. Р. оказывает значит. влияние на слышимость речи и музыки в поме­щении, т. к. слушатели воспринимают прямой звук на фоне ранее возбуждён­ных колебаний возд. объёма, спектр к-рых изменяется во времени в ре­зультате постепенного затухания от­дельных собств. колебаний.

Длительность Р. характеризуется в р е м е н е м р е в е р б е р а ц и и, т. е. временем, в течение к-рого ин­тенсивность звука уменьшается в 10⁶ раз, а его уровень на 60 дБ. Вре­мя Р.— важнейший фактор, опреде­ляющий акустич. качество помеще­ния (см. также Архитектурная аку­стика). Оно тем больше, чем больше объём помещения (или время свобод­ного пробега звука) и чем меньше поглощение на ограничивающих поверхностях. Измеряют время Р., за­писывая процесс убывания уровня звукового давления после выключе­ния источника; для этого применяют самописцы с логарифмич. шкалой.

Р. наз. также послезвучание, на­блюдаемое в море в результате отраже­ния и рассеяния исходного звука от дна (донная Р.), взволнованной повер­хности (поверхностная Р.) и неоднородностей водной среды, рыб и др. биол. объектов (объёмная Р.).

• Беранек Л., Акустические изме­рения, пер. с англ., М., 1952; Ф у р д у е в В. В., Акустические основы вещания, М., 1960.

^ РЕДЖЕ ПОЛЮСОВ МЕТОД (комплекс­ных угловых моментов метод), в квант. механике и в квант. теории поля (КТП) — метод описания и исследо­вания рассеяния элем. ч-ц, основанный на формальном аналитич. продолже­нии парциальных амплитуд из обла­сти физ. значений момента кол-ва движения M=ћJ, J= 0, 1, 2, ..., в область комплексных значений J. Р. п. м. был введён итал. физиком Т. Редже (Т. Regge) при изучении аналитич. св-в квантовомеханич. ам­плитуды рассеяния. Матем. исследо­вания процесса рассеяния показали, что резонансы и связанные состояния в амплитуде рассеяния появляются сериями, каждую из к-рых характе­ризует нек-рая функцион. зависимость между моментом I и квадратом массы (в энергетич. единицах) t:J=(t). При этом резонансы данной серии воз­никают только при тех массах, для к-рых ф-ция (t) равна целому неотрицат. числу (0, 1, 2, ...), выступаю­щему как спин резонанса. Эта функ­цион. зависимость была названа т р а е к т о р и е й п о л ю с а Р е д ж е вследствие того, что в парциальной ам­плитуде рассеяния это явление опи­сывается слагаемыми, имеющими вид полюса:

(t)1/(J-(t)), (1)

где (t) — вычет полюса Редже. В об­ласти значений t, где (t) действитель­на, целочисл. значения (t) соответ­ствуют стабильным связанным со­стояниям. При больших значениях t, превышающих границу сплошного спектра в задаче рассеяния (кинетич. энергия ч-цы ξ_кин>0), ф-ция (t) ста­новится комплексной: (t)=Re(t)+iIm(t) (где Re — действительная, Im — мнимая часть). В этом случае ф-ла (1) приобретает вид брейт-вигнеровского резонанса, причём Re(t) продолжает определять положение теперь уже резонансного уровня, а Im(t) оказывается пропорц. полной ширине уровня Г, т. е. определяет время жизни резонанса. Эта же ф-ция (t) определяет и асимптотику про­должения амплитуды рассеяния в об­ласть больших нефиз. значений квад­рата переданного четырёхмерного им-

627


пульса (4-импульса) s (при фиксиро­ванном значении квадрата энергии t):

f(t,s)~(t)(-s)^(t). (2)

В КТП Р. п. м. не имеет строгого теор. обоснования и используется как феноменологич. схема. В силу спе­цифич. св-ва КТП — перекрёстной симметрии Р. п. м. приобретает более



глубокое физ. содержание. Если амплитуду процесса а+с^~b^~+d (рис. 1, а), зависящую от квадрата пол­ной энергии в системе центра инерции (с. ц. и.) ч-ц а и с t=(p_a+p_c^~)² и квадрата передачи 4-импульса s= (р_а-p_b^~)², аналитически продол­жить в область нефиз. больших зна­чений s, то она описывает асимпто­тику перекрёстного процесса в s-канале, т. е. a+bc+d c квадратом энергии в с. ц. и. s= (р_а+р_b)² и квадратом передачи 4-импульса t=(р_а-р_с)² (рис. 1,б). Отсюда следует, что в области больших энергий (s>>1ГэВ²) дифф. сечение:



где (t) — продолжение траектории Редже в физ. область процесса а+bc+d (т. е. в область отрицат. квадратов масс t). Графически это изображается так, как будто ч-цы, рассеиваясь, обмениваются некой квазичастицей — т.н. реджеоном (R), спин к-рой зависит от передачи квадрата импульса (рис. 2).

Если частицы а и с обладают изо­топическим спином (I), странностью (S), барионным зарядом (В) и т. д., то возможны неск. траекторий Редже, также различающихся этими квант. числами. Асимптотич. же поведение сечения процесса определяется пере­дачей квант. чисел в t-канале (т. е. квант. чисел в системе ас) соответ­ствующих самой верхней при t=0



(«ведущей») траектории. Напр., про­цесс ⁺р-рассеяния назад, ⁺+рр+⁺ (рис. 3), может идти как с передачей изотопич. спина I=³/₂, так и с I=¹/₂, т. к. в перекрёстном t-канале в системе ^-р существуют барионные резонансы с I=³/₂ (-реэонансы) и с I⁼¹/₂ (N-резонансы). Однако из опыта известно, что -траектория лежит выше N-траектории (рис. 4), поэтому асимптотика процес­са будет определяться именно траек­торией . Асимптотика же процесса перезарядки: -+p°+n, к-рый идёт с I=1, определяется обменом



-мезонной траекторией [рис. 4; там же показано, насколько хорошо «сши­вается» траектория в области резонансов (t>0) и в области рассеяния (t<0)]. Эксперим. точки в области t<0 получены в результате обработ­ки по ф-ле (3) данных по перезарядке. Р. п. м. позволяет разбить все про­цессы с небольшой передачей импульса на неск. классов, отличающихся раз­ной передачей квант. чисел и, следо­вательно, разной асимптотикой: а) процессы с обменом квант. числами вакуума (I=0, B=0 и т. д.) или с обменом т. н. особенностью Померанчука (к-рая не связана с к.-л. резонансами и, в отличие от других тра­екторий, не явл. полюсом; вопрос о её природе нельзя считать окончательно решённым). Эти процессы характери­зуются постоянными (точнее, слабо растущими) сечениями. Примерами явл. все процессы упругого рассеяния. Этой же особенностью в соответствии с оптической теоремой (_полн ~Imf(s, t=0)/s) определяется и пове­дение полных сечений.

б) Процессы с обменом мезонными траекториями (, , К*, , , К и др.). Сечения этих процессов с разной скоростью падают с ростом энергии в зависимости от того, какая из траек­торий оказывается ведущей. К таким процессам относится рассмотренный выше процесс перезарядки.

в) Процессы с обменом барионными траекториями (напр., , N, , ). Сечения таких процессов также па­дают с ростом энергии.

г) Процессы с «экзотическим» об­меном квант. числами (напр., B=2 или I=2), т. е. обменом такими квант. числами, к-рые не могут реа­лизоваться в системе из кварка и антикварка или из трёх кварков (напр., р+р^~р^~+р). Сечения их очень быстро падают с ростом энергии. Др. важное предсказание Р. п. м.—

сужение дифракц. пика. Эксперимен­тально известно, что сечение квази­упругих процессов а+bс+d имеет резкий пик в области малых квадратов передач 4-импульса,│t│<0,1 (ГэВ/с)² (дифракц. пик), и бы­стро падает с ростом │t|. Это падение обычно апроксимируют экспоненц. зависимостью:

d/dte^B(t)f(s), (4)

а величину ^ В называют наклоном диф­ракц. конуса. Если учесть, что в области малых 4 (t)=₀+'(t), где ₀ — высота траектории при (=0, а ' — тангенс угла её наклона к оси t (это приближение оправдано, т. к. траектории Редже, как видно из рис. 4, почти прямолинейны), то ф-лу (3) можно привести к виду (4), причём величина В с увеличением энергии будет логарифмически расти: В (s)=B₀+2'lns, т. е. рассеянные ч-цы с ростом энергии сосредоточиваются во всё более узкой области передач им­пульса, так, как будто эфф. радиус r сталкивающихся ч-ц растёт: r²=r²₀+2'lns (B₀ и r₀ — величина наклона и радиус при s=1ГэВ²). Это явление особенно чётко наблюдалось в процессах типа б — г (см., напр., эксперим. точки в области t<0 на рис. 4).

Р. п. м. нашёл широкое применение и в описании множественных процессов. В частности, в рамках этого метода естественно описываются такие явления, как скейлинг Фейнмана (см. Масштабная инвариантность), корреляция двух вторичных ч-ц. Одна из загадок физики элем. ч-ц — наблюдаемая в эксперименте прямолинейность всех траекторий Редже и прибл. одинаковые их наклоны.

• Ширков Д. В., Свойства траекто­рий полюсов Редже, «УФН», 1970, т. 102, в. 1; Коллинз П. Д. Б., С к в а й р Э. Дж., Полюса Редже в физике частиц, пер. с англ., М., 1971.

^ А. В. Ефремов, Д. В. Ширков.