Устаревшая ед частотного интервала. Названа в честь франц физика Ф. Савара (F. Savart). 1 С

Вид материала

Документы

Содержание В. Ф. Демичев. Рис. 1. Диаграмма, ил­люстрирующая двухжидкостную модель Не II ( Ку­пера эффект) Рис. 2. Диаграмма состояния СВЕРХТОНКАЯ СТРУКТУРА (сверх­тонкое расщепление уровней энергии) А. П. Гагарин. Световая отдача Световая энергия Световая эффективность Рис. 1. Поперечное сечение волоконного световода. Е. М. Дианов.

Подобный материал:

• Синдром удлинённого интервала qt и проблемы безопасности психофармакотерапии, 109.2kb.
• Товариство з обмеженою, 119.57kb.
• Н. Г. Чернышевского кафедра теоретической и математической физики рабочая программа, 152.3kb.
• Программа по физике для 10-11 классов общеобразовательных, 75.87kb.
• Татьяна Евгеньевна Зыкова. Сюных лет ему была интересна литература, 95.59kb.
• Электронная газета в рамках «Дня науки», посвященного Году российской космонавтики, 85.16kb.
• Лекция Логические основы компьютеров , 369.25kb.
• Игра ) Имя известного ученого, в честь которого названа самая популярная программа, 21.91kb.
• Физика биологических систем, 39.45kb.
• Динамика культурных процессов в современной России, 39.45kb.

j и поля H располагаются не взаимно перпенди­кулярно, как это имеет место в обыч­ных соленоидах, а должны быть па­раллельны. В этом случае пондеромоторные силы F~[j, H], приводящие к механич. напряжениям в витках, обращаются в нуль (для бесконечных систем). Для реальных (конечных) об­моток можно добиться существенного уменьшения действующих сил в од­ной части магнита, а др. его часть будет «удерживать» (обжимать) пер­вую. Такие «бессиловые» конфигура­ции преобразуют высокое давление в малой области в низкое давление, рас­пространённое на большую область. Существуют разл. «бессиловые» кон­фигурации; простейшая, позволяющая значительно снизить механич. на­пряжения, представляет собой обмот­ку, навитую на цилиндрический каркас под углом 45° к образующей цилиндра.

Одновитковые катушки, разруша­ющиеся при однократном использова­нии, явл. наиболее простой конструк­цией для получения импульсных С. м. п. св. 1 МЭ. Они обладают малой собств. индуктивностью, поэтому для их питания применяют импульсные источники тока большой силы (бата­реи конденсаторов, рис. 3). Мощ­ность батарей может превышать 10¹⁰ Вт, а генерируемые токи дости­гать неск. МА. При получении поля используются механич. и тепловая инерционность материала катушки, когда токовый слой не успевает суще­ственно увеличить свои размеры до момента достижения током макс. зна­чения. При разряде конденсаторных батарей с запасённой энергией 20— 800 кДж получают поля 1—3,5 МЭ в катушках с диаметром и длиной неск. мм. Время существования такого поля составляет 1—2 мкс.

В существенно больших объёмах С. м. п. можно получать сжатием магн. потока с использованием взрыв­чатых в-в (ВВ). Такие устройства наз. взрывомагнитными или магнитокумулятивными (МК-) генераторами (рис. 4,а). Начальный магн. поток в них создаётся при разряде конденса­торной батареи через нагрузочную катушку L и проходит через внеш.



Рис. 3. Одновитковый соленоид, включён­ный в цепь конденсаторной батареи: С -конденсаторная батарея; Р — разрядник; R — сопротивление контура; L — внеш. ин­дуктивность контура.


зазор А. При сжатии зазора, вызван­ного взрывом ВВ, магн. поток вытес­няется из зазора в катушку, увеличи­вая в ней напряжённость поля. Таким методом получают поля напряжён­ностью ~2,0 МЭ в объёмах до 1000 см³ при длительности импульса 1—5 мкс.




Рис. 4. Схематич. изоб­ражение методов получе­ния сверхсильных им­пульсных магн. полей. а — МК-генератор пло­ского типа: 1 — ВВ, 2— детонатор, 3—фронт детонац. волны; б — цилинд­рич. МК-генератор: Н₀— нач. магн. поле, L — лайнер; в — сжатие магн. потока лайнером L, ускоряемым электродинамич. силами.


Рекордные импульсные магн. поля получены в системах, принципиальная схема к-рых дана на рис. 4, б. Началь­ный магн. поток создаётся внутри проводящей цилиндрич. оболочки (лай­нера) L. Для создания нач. потока может быть использована либо кон­денсаторная батарея, либо МК-гене­ратор типа изображённого на рис. 4, а; затем взрывом ВВ лайнер подвергает­ся быстрому радиальному сжатию, при этом сжимается за хваченный магн. поток. Этим методом получены импуль­сные поля ~10 МЭ с хорошим вос­произведением результатов.

Сжатие магн. потока, заключённого внутри цилиндрич. лайнера, может производиться также и электродина-

562


мич. силами, когда вместо ВВ исполь­зуют давление внеш. магн. поля (рис. 4, в). Теоретически этот способ позволяет получать большие скорости радиального сжатия лайнера и, следо­вательно, большие поля, чем при взрыве ВВ. Практически в таких си­стемах получают поля ~2,8—3,1 МЭ. Измеряют С. м. п. прокалиброван­ными индукц. датчиками (магн. зон­дами), а также по величине Фарадея эффекта и Зеемана эффекта в С. м. п.

• Алексеевский Н. Е., Петр Леонидович Капица, «УФН», 1964, т. 83, в. 4, с. 761; Техника больших импульсных токов и магнитных полей, М., 1970; К н о п ф е л ь Г., Сверхсильные импульсные маг­нитные поля, пер. с англ., М., 1972.

^ В. Ф. Демичев.

СВЕРХТЕКУЧЕСТЬ, состояние кван­товой жидкости, при к-ром она про­текает через узкие щели и капилляры без трения.

Сверхтекучесть ⁴Не. Жидкий ге­лий ⁴Не становится сверхтекучим ниже темп-ры T_=2,17 К, при дав­лении насыщенных паров p_s=38,8 мм рт. ст. Свехтекучий ⁴Не наз. Не II (см. Гелий жидкий), несверхтекучий жидкий ⁴Не наз. He I. С. Не II была открыта П. Л. Капицей в 1938. В 1972—74 было установлено, что С. обладает также жидкий ³Не при темп-ре ниже T_с=2,6•10^-3 К и давлении 2,58•10⁴ мм рт. ст. (34 атм). Переход жидких ⁴Не и ³Не в сверх­текучее состояние представляет собой фазовый переход II рода.

Сверхтекучую жидкость нельзя представлять как жидкость, не облада­ющую вязкостью, т. к. эксперименты с крутильными колебаниями диска, погружённого в Не II, показали, что вызываемое вязкостью затухание коле­баний при темп-ре, не слишком далё­кой от Т_ («лямбда-точки»), мало от­личается от затухания аналогичных колебаний в Не I.

Теория сверхтекучести Не II была создана Л. Д. Ландау в 1941. Эта теория, получившая название 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 и, основана на представлении о том, что при низких темп-рах св-ва Не II как слабовозбуждённой квант. системы обусловлены наличием в нём элементарных возбуждений (ква­зичастиц).

Не II можно представить состоя­щим из двух взаимопроникающих ком­понент: нормальной и сверхтекучей. Норм. компонента при темп-рах, не слишком близких к Т_, представляет собой совокупность квазичастиц двух типов — фононов и ротонов. При T=0 плотность норм. компоненты _n=0, поскольку при этом любая квант. система находится в осн. состоянии и возбуждения (квазичастицы) в ней отсутствуют. При темп-рах от абс. нуля до 1,7—1,8 К совокупность элем. возбуждений в Не II можно рассма­тривать как идеальный газ квазича­стиц. С дальнейшим приближением к Т_ из-за заметно усиливающегося вз-ствия квазичастиц модель идеального газа для них становится неприме­нимой. Вз-ствие квазичастиц между со­бой и со стенками сосуда обусловливает вязкость норм. компоненты. Остальная часть Не II — сверхтекучая компо­нента — вязкостью не обладает и по­этому свободно протекает через узкие щели и капилляры; её плотность _s=-_n, где  — плотность жидко­сти. При Т=0 _s=, с ростом темп-ры концентрация квазичастиц растёт, поэтому _s уменьшается и, наконец, обращается в нуль при Т=Т_ (С. в -точке исчезает, рис. 1). Согласно теории Ландау, жидкость перестаёт быть сверхтекучей и в случае, когда скорость её потока превышает критич. значение, при к-ром начинается спон­танное образование ротонов. При этом



^ Рис. 1. Диаграмма, ил­люстрирующая двухжидкостную модель Не II (_n/ — отно­шение плотности норм. компоненты к плотности Не II).

сверхтекучая компонента теряет им­пульс, равный импульсу испускае­мых ротонов, и, следовательно, тормо­зится. Однако эксперим. значение кри­тич. скорости существенно меньше того, к-рое требуется по теории Лан­дау для разрушения С.

С микроскопич. точки зрения появ­ление С. в жидкости, состоящей из атомов с целым спином (бозонов), напр. атомов ⁴Не, связано с переходом при T значит. числа атомов в состояние с нулевым импульсом. Это явление наз. Бозе — Эйнштейна кон­денсацией, а совокупность перешед­ших в новое состояние атомов — Бозе-конденсатом. Состояние всех ч-ц Бозе-конденсата описывается одной и той же квантовомеханич. волновой ф-цией (конденсатной ф-цией) =n₀^1/2ei, где n₀ — плотность конден­сата,  — фаза волновой ф-ции. По­явление нового типа движения в жид­кости — когерентного движения ма­кроскопич. числа ч-ц с одной и той же фазой  приводит к двухжидкостной гидродинамике Ландау (Н. Н. Бо­голюбов; 1947, 1963). В случае, если атомы слабо взаимодействуют между собой, _s совпадает с n₀. В Не II вз-ствие атомов приводит к тому, что n₀ составляет лишь неск. процентов _s. Тем не менее скорость движения всей сверхтекучей компоненты v_s свя­зана с  соотношением v_s=(ћ/m)∆, где ∆ — градиент функции , m -масса атома ⁴Не, ћ=h/2. Это озна­чает, что сверхтекучая компонента дви­жется потенциально (см. Потенциаль­ное течение) и, следовательно, не испытывает сопротивления со сто­роны обтекаемых ею предметов и сте­нок канала или сосуда.

Конденсатная ф-ция  должна быть непрерывной, поэтому её фаза  при обходе по замкнутому контуру может меняться лишь на 2N, где N — целое число. Это означает, что циркуляция скорости сверхтекучей компоненты по любому замкнутому контуру может принимать только дискретные значе­ния N•hlm. Поэтому сверхтекучая компонента — это не просто идеаль­ная жидкость с потенц. течением, она обладает особыми макроскопич. кван­товыми св-вами. Во-первых, при те­чении сверхтекучей компоненты по каналу, замкнутому в кольцо, цир­куляция скорости v_s вдоль канала квантуется с квантом циркуляции h/m. Под влиянием внеш. воздействия скорость течения не может уменьшать­ся непрерывно, а только скачком. В процессе скачкообразного перехода от течения с N квантами циркуляции к течению с N-1 квантами требуется разрушить сверхтекучее состояние (об­ратить _s в нуль) в нек-рой области и, следовательно, преодолеть большой потенц. барьер. Поэтому течение в зам­кнутом канале чрезвычайно устойчи­во. Во-вторых, в сверхтекучей ком­поненте могут существовать т. н. кван­тованные вихри (Л. Онсагер, 1948; Р. Фейнман, 1955, США) с циркуля­цией вокруг оси вихря, принимающей дискретные значения. В отличие от вихрей в обычной жидкости (см. Вих­ревое движение), эти вихри устойчивы и не исчезают под влиянием вязкости норм. компоненты. На оси этих вих­рей , а вместе с ней и _s обращаются в нуль. Квантованные вихри осуще­ствляют вз-ствие между сверхтекучей и норм. компонентами сверхтекучей жидкости. Их рождение приводит хотя и к слабому, но конечному затуха­нию потока сверхтекучей жидкости в замкнутом канале. При нек-рой ско­рости движения сверхтекучей компо­ненты относительно норм. компонен­ты или стенок сосуда квантованные вихри образуются столь интенсивно, что сверхтекучая компонента начинает испытывать трение со стороны норм. компоненты или стенок сосуда. В рам­ках этой теории С. пропадает при скоростях, существенно меньших ско­ростей по теории Ландау и более близ­ких к реальным значениям критич. скорости. Квантованные вихри наблю­даются экспериментально при враще­нии сосуда с Не II. При достаточно большой угл. скорости  вращения сосуда они образуют вихревую систе­му со ср. скоростью ,v_s, совпадающей со скоростью твердотельного враще­ния [, r]. Кроме того, в эксперимен­тах с ионами, инжектируемыми в Не II, обнаружены квантованные вихри, имеющие форму кольца.

Сверхтекучесть ³Не. Атомы ³Не об­ладают полуцелым спином, т. е. они— фермионы, а ³Не — ферми-жидкость. Если между фермионами имеются си-

663


лы притяжения, приводящие к обра­зованию попарно связанных фермионов, т. н. куперовских пар (см. ^ Ку­пера эффект), то такие пары обладают целочисленным спином. По этому приз­наку они — бозоны и могут образо­вывать Бозе-конденсат. Силы вз-ствия между ч-цами в ³Не таковы, что лишь при темп-рах порядка неск. мК в ³Не создаются условия для образования куперовских пар и возникновения С. Открытию С. у ³Не способствовало освоение эфф. методов получения низ­ких темп-р — Померанчука эффекта и магнитного охлаждения. С их по­мощью удалось выяснить характерные особенности диаграммы состояния ³Не при сверхнизких темп-рах (рис. 2).



^ Рис. 2. Диаграмма состояния ³Не при низ­ких темп-рах, р — давление, Н — магн. поле.


В отличие от ⁴Не (см. рис. 1 в ст. Гелий жидкий), на диаграмме состоя­ния ³Не обнаружены две сверхтеку­чие фазы (А и В). Переход норм. ферми-жидкости в любую из этих фаз представляет собой фазовый переход II рода. Переход из сверхтекучей фазы А в сверхтекучую фазу В относится к фазовым переходам I рода. В магн. поле линия перехода из несверхте­кучей фазы в фазу А расщепляется на две линии, каждая из к-рых явл. ли­нией перехода 2-го рода. В области между линиями возникает ещё одна фаза (A₁). Во всех трёх фазах образо­вавшиеся куперовские пары обладают спином s=1 и орбитальным квант. числом L=1. Фазы различаются по структуре волновой ф-ции куперовской пары, к-рая определяет как сверх­текучие, так и магн. св-ва фазы. В фа­зе В у куперовских пар в среднем нет выделенных направлений спина и ор­бит. момента импульса. По сверхте­кучим св-вам B-фаза эквив. Не II, а по магн. св-вам напоминает изо­тропный антиферромагнетик. В фазе А куперовская пара имеет ср. нап­равление l орбит. момента импульса, к-рое в равновесии одинаково для всех пар в жидкости, поскольку эти пары образуют Бозе-конденсат. В случае, если l не меняется в пр-ве (напр., фиксируется границей сосуда или внеш. полями), сверхтекучие св-ва фазы А отличаются от св-в Не II лишь тем, что фаза А анизотропна с осью анизотропии вдоль l и коэфф., вхо­дящие в ур-ния двухжидкостной гидро­динамики Ландау, в т. ч. плотности норм. и сверхтекучей компонент, явл. тензорами. В общем случае, когда l может меняться в пр-ве, осн. отличие фазы А от Не II заключается в том, что скорость сверхтекучей компоненты v_s не явл. потенциальной. Циркуля­ция v_s по замкнутому контуру зависит от изменения в пр-ве вектора l. Это приводит к тому, что торможение по­тока сверхтекучей компоненты может осуществляться не только за счёт образования квантованных вихрей, как в Не II, но и непрерывно, путём осцилляции вектора l в канале. На поверхности канала, где вектор l фиксирован, торможение осуществля­ется посредством движения точечных дефектов — буджумов. При вращении сосуда может возникать как система квантованных вихрей, так и периодич. структура с непрерывным распределе­нием l и v_s. По магн. св-вам фаза А напоминает одноосный антиферромаг­нетик. Кроме того, поскольку орбит. момент куперовских пар частично пере­даётся эл-нам атомов ³Не, фаза А обладает также слабым (10^-11 магне­тонов Бора на атом) спонтанным магн. моментом, направленным по l, и явл. пока единственным известным жид­ким ферромагнетиком.

Эффекты, сопутствующие сверхтеку­чести. В сверхтекучей жидкости, кроме обычного (первого) звука (ко­лебаний плотности), может распростра­няться т. н. второй звук, представля­ющий собой звук в газе квазичастиц (колебания плотности квазичастиц, следовательно, и темп-ры). Возможны и иные виды колебаний: капиллярные волны, звук. колебания сверхтекучей части жидкости в узких капиллярах (т. н. четвёртый звук) и др. Сверхте­кучая жидкость обладает аномально высокой теплопроводностью, причи­ной к-рой явл. конвекция — теплота переносится макроскопич движением газа квазичастиц. При нагревании Не II в одном из сообщающихся (через капилляр) сосудов между сосудами возникает разность давлений (термо­механический эффект). Этот эффект объясняется тем, что в сосуде с боль­шей темп-рой повышена концентрация квазичастиц. Из-за того, что узкий капилляр не пропускает вязкого по­тока норм. компоненты, возникает избыточное давление газа квазичастиц, подобное осмотическому давлению в р-ре. Существует и обратный эффект (т. н. механокалорический эффект): при быстром вытекании Не II из сосуда через капилляр темп-ра внутри сосу­да повышается (в нём увеличивается концентрация квазичастиц), а выте­кающий гелий охлаждается. Интерес­ными св-вами обладает сверхтекучая

плёнка гелия, образующаяся на твёр­дой стенке сосуда. Так, напр., она может выравнивать уровни Не II в сосудах, имеющих общую стенку.

• Капица П. Л., Эксперимент, тео­рия, практика, 2 изд., М., 1977; Квантовые жидкости и кристаллы. Сб. ст., пер. с англ., М., 1979; Паттерман С., Гидродина­мика сверхтекучей жидкости, пер. с англ., М., 1978; Халатников И. М., Тео­рия сверхтекучести, М., 1971; Мендель­сон К., На пути к абсолютному нулю, пер. с англ., М., 1971; Quantum liquids, ed. by 3. Ruvalds and T. Regge, Amst,—N.Y.— Oxf., 1978. Г. Е. Воловик.

^ СВЕРХТОНКАЯ СТРУКТУРА (сверх­тонкое расщепление уровней энергии),

расщепление уровней энергии атома на близко расположенные подуровни, вызванное вз-ствием магн. момента ядра с магн. полем атомных эл-нов. Энергия ξ этого вз-ствия зависит от возможных взаимных ориентации спи­на ядра и электронных спинов. Число этих ориентации определяет число компонент С. с. Уровни энергии могут также расщепляться и смещаться в ре­зультате вз-ствия квадрупольных мо­ментов ядер с электрич. полем эл-нов.

Расстояние между подуровнями С. с. ~ в 1000 раз меньше, чем между уровнями тонкой структуры, т. к. ξξ~ в 1000 раз меньше энергии спин-орбитального взаимодействия, вызы­вающего тонкое расщепление. Вслед­ствие С. с. уровней в спектре атома вместо одной спектральной линии по­является группа близко расположен­ных линий — С. с. спектр. линии.

С. с. спектр. линии может услож­няться также вследствие отличия ча­стот спектр. линий изотопов хим. эле­мента — изотопич. смещения. При этом происходит наложение спектр. линий разл. изотопов, из смеси к-рых состоит элемент. Изотопич. смещение для тяжёлых элементов того же поряд­ка, что и ξ. С. с. может наблюдаться также в спектрах молекул и кристал­лов.

СВЕТ, 1) в узком смысле — то же, что и видимое излучение, т. е. эл.-магн. волны в интервале частот, восприни­маемых человеческим глазом (7,5X10¹⁴—4,0•10¹⁴ Гц), что соответствует длинам волн в вакууме от ~400 до ~760 нм. С. очень высокой интенсив­ности глаз воспринимает в несколько более широком диапазоне. Световые волны разл. частот воспринимаются человеком как разл. цвета (подроб­нее см. в ст. Колориметрия).

2) С. в широком смысле — сино­ним оптического излучения, включаю­щего, кроме видимого, излучение УФ и ИК областей спектра.

^ А. П. Гагарин.

СВЕТИМОСТЬ в точке поверхности. одна из световых величин, отношение светового потока, исходящего от эле­мента поверхности, к площади этого элемента. Единица С. (СИ) — люмен с квадратного метра (лм/м²). Анало­гичная величина в системе энергетич. величин наз. энергетической С. (и злучательностью) и из­меряется В Вт/М².

Д. Н. Лазарев.

664


^ СВЕТОВАЯ ОТДАЧА. 1) С. о. атома, одно из пондеромоторных действий света, заключающееся в том, что атом, испускающий фотон, приобре­тает импульс отдачи, направленный в сторону, противоположную вылету фо­тона. При спонтанном испускании раз­ные атомы ансамбля получают импуль­сы отдачи в разл. произвольных на­правлениях; при вынужденном испу­скании — в одном определ. направле­нии. См. Световое давление.

2) С. о. источника света, отно­шение излучаемого источником све­тового потока к потребляемой им мощности. Измеряется в люменах на Ватт (лм/Вт).. Служит хар-кой эко­номичности источников; С. о. совр. ламп накаливания общего назначе­ния 8—20 лм/Вт, люминесцентных ламп — до 90 лм/Вт, металлогалогенных и натриевых — до 130 лм/Вт. См. также Световая эффективность, Источники оптического излучения.

Д. Н. Лазарев.

^ СВЕТОВАЯ ЭНЕРГИЯ, одна из осн. световых величин, равная произведе­нию светового потока на длительность освещения. Единица С. э.— люмен-се­кунда (лм•с). См. также Спектраль­ная световая эффективность излуче­ния. В системе энергетич. величин аналогичная величина — энергия из­лучения (лучистая энергия), единица

измерения — Дж.

Д. Н. Лазарев.

^ СВЕТОВАЯ ЭФФЕКТИВНОСТЬ из­лучения, отношение светового потока к соответствующему потоку излуче­ния. Единица С. э.—лм•Вт^-1. См. также Спектральная световая эффек­тивность. Д. Н. Лазарев.

СВЕТОВОД (светопровод, волновод оптический), закрытое устройство для направленной передачи (канализации) света. В открытом пр-ве его передача возможна только в пределах прямой видимости и связана с потерями, обу­словленными нач. расходимостью из­лучения, поглощением и рассеянием в атмосфере. Переход к С. позволяет значительно уменьшить потери све­товой энергии при её передаче на боль­шие расстояния, а также передавать световую энергию по криволинейным трассам.

Одним из типов С. явл. л и н з о в ы й в о л н о в о д — система за­ключённых в трубу и расположенных на определ. расстояниях (обычно через 50—100 м) стеклянных линз, к-рые служат для периодич. коррекции волн. фронта светового пучка. В кач-ве корректоров могут также приме­няться газовые линзы или зеркала определённой формы.

Наиболее перспективный тип С.— гибкий волоконный С. с низ­кими оптич. потерями, позволяющий передавать свет на большие расстоя­ния. Он представляет собой тонкую нить из оптически прозрачного мате­риала, сердцевина к-рой радиуса а₁ имеет показатель преломления n₁, а внеш. оболочка с радиусом а₂ имеет по­казатель преломления n₂1 (рис. 1).

Поэтому лучи, распространяющиеся под достаточно малыми углами к оси С., испытывают полное внутреннее отражение на поверхности раздела сердцевины и оболочки и распростра­няются только по сердцевине. В за­висимости от назначения С. его диа­метр 2a₁ составляет от неск, мкм до неск. сотен мкм, а 2а₂— от неск. десятков до неск. тысяч мкм. Величи­ны 2а₁ и n₁ -n₂ определяют число типов волн (мод), к-рые могут распро­страняться по С. при заданной длине волны света.



^ Рис. 1. Поперечное сечение волоконного световода.


Выбирая 2a₁ и n₁-n₂ достаточно малыми, можно добиться, чтобы С. работал в одномодовом ре­жиме. Волоконные С. находят широ­кое применение в системах оптической связи, в вычислит. технике, в датчи­ках разл. физ. полей и т. д.

Важнейшими хар-ками С., предназ­наченных для подобных применений, являются оптич. потери, обусловлен­ные поглощением и рассеянием света в С., и информац. полоса пропуска­ния. В 70-х гг. 20 в. созданы волокон­ные С. с малыми потерями: затухание сигнала ~1 дБ/км в ближней ИК об­ласти спектра. Типичный спектр оп­тич. потерь в таких С. представлен на рис. 2. Материалом для этих С.



Рис. 2. Спектр оптич. потерь в стеклянном волоконном световоде.


служит кварцевое стекло; различия показателей преломления сердцеви­ны и оболочки достигают легировани­ем стекла (напр., бором, германием, фосфором). Минимально возможные потери в таких С. составляют ~0,2 дБ/км на волне 1,55 мкм. Полоса пропускания типичных многомодовых волоконных С. со ступенчатым про­филем показателя преломления сос­тавляет величину 20—30 МГц•км, с градиентным профилем — 400—600 МГц•км. Наиболее широкополос­ны одномодовые С. в области длин волн 1,26—1,32 мкм, где материаль­ная дисперсия кварцевых стёкол ближе к 0; полоса пропускания сос­тавляет —10¹¹ Гц•км.

Волоконные С. с самыми низкими потерями изготавливают методом хим. осаждения из газовой фазы. В кач-ве исходных соединений используют­ся хлориды кремния, германия и др. Получаемая этим методом заготовка диаметром 10—20 мм и длиной 200— 400 мм перетягивается в волоконный С. диаметром 125—150 мкм с одноврем. покрытием его защитно-упрочняю­щей полимерной оболочкой.

Разработаны волоконные С. более сложной конструкции, напр. мно­гослойные С. и С. с эллиптической сердцевиной. Одномодовые С. по­следнего типа перспективны для применений, где требуется сохра­нение поляризации распространяю­щегося света. Перспективными явл. волоконные С. для среднего ИК диапа­зона длин волн (2—11 мкм), в к-рый попадают длины волн генерации хи­мических, СО и СО₂-лазеров. Име­ются материалы, такие, как халькогенидные стёкла, флюоридные стёкла, щёлочно-галоидные кристаллы, в к-рых оптич. потери могут составлять величину ~10^-1—10^-3 дБ/км в ука­занном диапазоне.

Для целей интегральной оптики разработаны тонкоплёночные и диф­фузные диэлектрич. волноводы — С., представляющие собой тонкую (по­рядка длины световой волны) одно­родную плёнку, нанесённую на одно­родную подложку. Необходимое ус­ловие волноводного режима, т. е. существования поверхностных свето­вых волн, заключается в том, что показатель преломления плёнки боль­ше показателей преломления подлож­ки и среды над волноводом. Световая волна в таком С. распространяется в процессе многократных полных отра­жений от её стенок. Диэлектрич. С. изготавливают методом катодного рас­пыления стекла или др. материала (ZnS, CdS, ZnSe) на кварцевой под­ложке, методом эпитаксиального на­ращивания из жидкой или газообраз­ной фазы, методом ионной имплан­тации (подложка бомбардируется иона­ми Li, T1 или протонами).

• Маркузе Д., Оптические волно­воды, пер. с англ., М., 1974; Основы воло­конно-оптической связи, под ред. М. Бар-носки, пер. с англ., М., 1980; Д и а н о в Е. М., Волоконные световоды для оптической связи. Справочник по лазерам, т. 2, М., 1978; Девятых Г. Г., Дианов Е. М., Волоконные световоды с малыми оп­тическими потерями, «Вестник АН СССР», 1981, №10, с. 54.

^ Е. М. Дианов.