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

С
САВАР, устаревшая ед. частотного интервала. Названа в честь франц. физика Ф. Савара (F. Savart). 1 С. равен интервалу частот с таким от­ношением f2/f1 граничных частот интервала, что lg|f2/f1|=0,001; при этом f2/f1=1,0023. 1 С.=3,32•10-3 октавы=3,98 цента. С. применялся для измерения интервалов высоты звука.

САДОВСКОГО ЭФФЕКТ, возникно­вение механич. вращательного момента у тела, облучаемого эллиптически поляризованным светом. Как показал впервые А. И. Садовский (1898), эллиптически поляризованная свето­вая волна обладает моментом импульса (моментом количества движения), к-рый она и передаёт телу, поглощаю­щему её или изменяющему состояние её поляризации. Напр., когда на крист. пластинку в 1/4 длины волны падает световая волна, п о л я р и з о в а н н а я по к р у г у, появляется вра­щат. момент, стремящийся повернуть пластинку в сторону вращения эл.-магн. векторов эл.-магн. волны; при падении п л о с к о п о л я р и з о в а н н о г о света на такую же пла­стинку появляется момент вращения, действующий в обратную сторону.

651


Величина вращат. момента, возникаю­щего под действием поляризов. света, прямо пропорц. длине волны излу­чения и плотности эл.-магн. энергии в падающем пучке (яркости светового лучка). Несмотря на то что С. э. очень мал, он наблюдался на опыте как для видимого света, так и в сантиметро­вом диапазоне волн (впервые амер. учёным Р. Бетом в 1935—36). С по­явлением лазеров, излучение к-рых имеет большую плотность энергии, стало возможным наблюдать значи­тельную величину вращательного мо­мента.

Доказательство существования С.э. явилось указанием на то, что к вз-ствию эл.-магн. излучения с в-вом применим закон сохранения момента кол-ва движения. Впоследствии это положение стало неотъемлемой частью квант. теории таких вз-ствий, позво­лило описать мн. особенности процес­сов излучения и поглощения света атомами и молекулами, предсказать и открыть др. эффекты (см., напр., Оп­тическая ориентация).

^ С квант. точки зрения, С. э. объяс­няется изменением импульса фотонов при вз-ствии излучения с в-вом. На­личие у потока фотонов момента им­пульса связано с тем, что при эллип­тич. поляризации вероятности ориен­тации спина фотона в направлении его движения и навстречу ему неодина­ковы.

САМОДИФФУЗИЯ, частный случай диффузии в чистом в-ве или р-ре пост. состава, при к-ром диффундируют собственные ч-цы в-ва. При С. атомы, участвующие в диффузионном дви­жении, обладают одинаковыми хим. св-вами, но могут различаться, напр., ат. массой (см. Изотопы). За процес­сом С. можно наблюдать, применяя радиоакт. изотопы или анализируя изотопный состав при помощи масс-спектрометров. Изменение концент­рации данного изотопа в рассматри­ваемом объёме в-ва в зависимости от времени описывается обычными ур-ниями диффузии, а скорость процесса характеризуется соответствующим коэфф. С. Диффузионные перемеще­ния ч-ц тв. тела могут приводить к изменению его формы и к др. явле­ниям, если на образец длительно действуют силы поверхностного натя­жения, тяжести, упругие, электрич. силы и т. д. При этом может наблю­даться сращивание двух пришлифов. образцов одного и того же в-ва, спе­кание порошков, растягивание тел под действием подвешенного к ним груза (диффузионная ползучесть ма­териалов) и т. д. Изучение кинетики этих процессов позволяет определить коэфф. С. в-ва.

• См. лит. при ст. Диффузия.

САМОИНДУКЦИЯ, возникновение эдс индукции в проводящем контуре при изменении в нём силы тока; частный случаи электромагнитной ин­дукции. При изменении тока в контуре меняется поток магн. индукции через поверхность, ограниченную этим кон­туром, в результате чего в нём возбуж­дается эдс С. Направление эдс С. определяется Ленца правилом, т. е. при увеличении в цепи силы тока эдс С. препятствует его возрастанию, а при уменьшении тока — его убыванию. Т. о., С. подобна явлению инерции в механике. Эдс С. ez пропорц. скорости изменения силы тока i и индуктив­ности L контура: ez=Ldi/dt.

В электрич. цепи, содержащей постоянную эдс, при замыкании цепи сила тока за счёт эдс С. устанавлива­ется не мгновенно, а через нек-рый промежуток времени, при выключении источника ток не прекращается мгно­венно; возникающая при размыкании цепи эдс С. может во много раз превы­сить эдс источника. В цепи перем. тока вследствие С. сила тока в ка­тушке, обладающей индуктивностью, отстаёт по фазе от напряжения на концах катушки на /2 (см. Перемен­ный ток).

Явление С. играет важную роль в электротехнике и радиотехнике. Бла­годаря С. происходит перезарядка конденсатора, соединённого последо­вательно с катушкой индуктивности (см. Колебательный контур), в ре­зультате в контуре возникают сво­бодные эл.-магн. колебания.

• Калашников С. Г., Электриче­ство, 4 изд., М., 1977 (Общий курс физики).

Г. Я. Мякишев.

^ САМОИНДУЦИРОВАННАЯ ПРО­ЗРАЧНОСТЬ, эффект пропускания ко­ротких мощных когерентных импуль­сов света резонансно поглощающими средами. При С. п. глубина проник­новения импульса в среду значительно превосходит обычную длину погло­щения света в среде, а скорость его распространения, как правило, зна­чительно меньше групповой скорости света в среде. С. п. наблюдается, когда длительность импульса света меньше времени релаксации, а интен­сивность его превышает нек-рое поро­говое значение. При выполнении этих условий световой импульс любого вида после прохождения в среде определён­ной длины приходит в стационарное состояние, в к-ром длительность, энер­гия и форма его остаются неизмен­ными. Стационарный импульс имеет симметричную форму; в течение пер­вой его половины резонансные атомы переводятся из осн. состояния в воз­буждённое, в течение второй половины импульса происходит обратный про­цесс. Если энергия падающего на среду импульса достаточна для пере­вода в возбуждённое состояние всех атомов в области его влияния, то та­кой импульс придёт в стационарное состояние; в противном случае затухнет. Этим и определяется поро­говое значение интенсивности падаю­щего импульса.

• См. лит. при ст. Фотонное эхо, Нели­нейная оптика.

А. В. Андреев.

^ САМОСОГЛАСОВАННОЕ ПОЛЕ, ус­реднённое поле сил вз-ствия с данной ч-цией всех др. ч-ц квантовомеханич. системы. Задача вз-ствия многих ч-ц очень сложна, при её решении поль­зуются приближёнными методами расчёта. Один из наиб. распростра­нённых приближённых методов квант. механики основан на введении С. п., позволяющего свести задачу многих ч-ц к задаче одной ч-цы, движущейся в среднем С. п., создаваемом всеми др. ч-цами. Разл. варианты введения С. п. отличаются способом усреднения вз-ст­вия. Метод С. п. широко применяется для приближённого описания состоя­ний многоэлектронных атомов, моле­кул, тяжёлых ядер, эл-нов в металле, системы спинов в ферромагнетике и т. Д.

В квантовомеханич. системе многих взаимодействующих ч-ц движение любой ч-цы сложным образом взаимо­связано (коррелировано) с движе­нием всех остальных ч-ц системы. Вследствие этого каждая ч-ца не на­ходится в определённом состоянии и не может быть описана своей (одночастичной) волновой функцией. Состоя­ние системы в целом описывается волн. ф-цией, зависящей от координатных и спиновых переменных всех ч-ц системы. В методе С. п. для прибли­жённого описания системы вводят волн. ф-ции для каждой ч-цы системы; при этом вз-ствие с др. ч-цами прибли­жённо учитывается введением поля, усреднённого по движениям осталь­ных ч-ц системы (по их одночастичным волн. ф-циям). Одночастичные волн. ф-ции, с одной стороны, явл. решением Шрёдингера уравнения для одной ч-цы, движущейся в ср. поле, создаваемом др. ч-цами, с другой — определяют ср. потенциал поля, в к-ром движутся ч-цы. Термин «С. п.» связан с этим согласованием.

Простейший метод введения С. п. (в котором определяются не волно­вые функции, а плотность распреде­ления частиц в пространстве) — м е т о д Т о м а с а — Ф е р м и, предложен­ный английским физиком Л. Тома­сом (1927) и итальянским физиком Э. Ферми (1928). В многоэлектронных атомах ср. потенциал, действующий на данный эл-н, изменяется достаточно медленно. Поэтому внутри объёма, где относит. изменение потенциала невелико, находится ещё много эл-нов, и эл-ны, к-рые подчиняются Ферми — Дирака статистике, можно рассмат­ривать как вырожденный ферми-газ (см. Вырожденный газ). При этом дей­ствие всех остальных эл-нов на дан­ный можно заменить действием нек-рого центрально-симметричного С. п., к-рое добавляется к полю ат. ядра. Это поле подбирают так, чтобы оно было согласовано с распределением ср. плотности заряда (пропорц. рас­пределению ср. плотности эл-нов в атоме), т. к. потенциал электрич. поля связан с распределением заряда Пуас­сона уравнением. Ср. плотность эл-нов

652


в свою очередь рассматривается как плотность вырожденного идеального ферми-газа, находящегося в этом ср. поле, и связана с ним через Ферми энергию. Это означает, что выбор ср. потенциала поля должен быть «само­согласованным». На основе С. п. То­маса — Ферми удалось объяснить порядок заполнения электронных оболочек в атомах, а следовательно, и периодич. систему элементов. Этот метод применим также в теории тяжё­лых ядер. Он позволяет объяснить порядок заполнения нуклонами яд. оболочек; при этом, кроме центрально-симметричного С. п., нужно учиты­вать С. п., вызванное вз-ствием орбит. движения нуклонов с их спином (спин-орбитальное взаимодействие).

Другой, более точный, метод вве­дения С. п.— метод Хартри (предложен в 1927 англ. физиком Д. Хартри). В этом методе волн. ф-цию многоэлектронного атома пред­ставляют приближённо в виде произ­ведения волн. ф-ций отд. эл-нов, соот­ветствующих разл. квант. состояниям эл-нов в атоме. Такому распределению эл-нов отвечает нек-рое ср. С. п., к-рое зависит от выбора одноэлектронных ф-ций, а эти ф-ции в свою очередь зависят от ср. поля. Одноэлектронные волн. ф-ции выбирают из условия минимума ср. энергии, что обеспечи­вает наилучшее приближение для выбранного типа волн. ф-ций. С. п. в этом случае получаются с помощью усреднения по орбит. движениям всех др. эл-нов и для разл. состояний эл-нов в атоме оказываются различными. Волн. ф-ции эл-нов определяются теми же ср. потенциалами, что и озна­чает их самосогласованность.

В методе Хартри не учитывается ^ Паули принцип, из к-рого следует, что полная волн. ф-ция эл-нов в атоме должна быть антисимметричной. Более совершенный метод введения С. п. даёт Хартри — Фока ме­тод (В. А. Фок, 1930), к-рый исходит из волн. ф-ции (эл-нов в атоме) пра­вильной симметрии в виде определи­теля из одноэлектронных орбит. волн. ф-ций, что обеспечивает выполне­ние принципа Паули. Одноэлектронные ф-ции находят, как и в методе Хартри, из минимума ср. энергии. При этом получается С. п. с усредне­нием, в к-ром учитывается корреляция орбит. эл-нов, связанная с их обменом (см. Обменное взаимодействие).

Кроме простой обменной корреля­ции возможна корреляция пар ч-ц с противоположно направленными спинами; в случае притяжения такая корреляция приводит к образованию коррелированных пар ч-ц (связанных пар). Обобщение метода Хартри — Фока, учитывающее эту корреляцию, было сделано Н. Н. Боголюбовым (1958); обобщённый метод приме­няется в теории сверхпроводимости и в теории тяжёлых ядер.

В теории металлов также пользу­ются понятием «С. п.». В рамках этой теории принимается, что эл-ны метал­ла движутся независимо друг от друга в С. п., создаваемом всеми ионами крист. решётки и остальными эл-нами. В простейших вариантах теории это поле считается известным. Наиб. совершенный способ введения С. п. в теории металлов даёт т. н. метод псевдопотенциала, применяемый для щелочных и щёлочноземельных ме­таллов (в этом случае С. п. не явля­ется потенц. полем).

Др. примером самосогласования в физике тв. тела явл. своеобразное поведение эл-на в ионном непрово­дящем кристалле. Эл-н своим полем поляризует окружающую среду, причём поляризация, связанная со смещением ионов, создаёт потенц. яму, в к-рую попадает сам эл-н. Такое самосогласованное состояние эл-на и диэлектрической среды наз. поляроном.

Исторически первым вариантом С. п. было т. н. мол. поле, введённое в 1907 франц. физиком П. Вейсом для объяснения ферромагнетизма. Вейс предположил, что магн. момент каж­дого атома ферромагнетика находится ещё во внутр. мол. поле, к-рое само пропорц. магн. моменту и, т. о., само­согласовано. В действительности же это поле выражает на языке самосог­ласованного приближения квант. обменное вз-ствие. Обменное вз-ствие данного спина со всеми остальными спинами заменяется действием нек-рого эффективного мол. поля (оно вво­дится самосогласованным образом).

• Хартри Д. Р., Расчеты атомных структур, пер. с англ., М., I960; Бого­любов Н. Н., Толмачев В. В., Ш и р к о в Д. В., Новый метод в теории сверхпроводимости, М., 1958, с. 122—26; Харрисон У., Псевдопотенциалы в тео­рии металлов, пер. с англ., М., 1968, гл. 1; С м а р т Дж., Эффективное поле в теории магнетизма, пер. с англ., М., 1968, гл. 3; Тябликов С. В., Методы квантовой теории магнетизма, 2 изд., М., 1975, гл. 6; Киржниц Д. А., Полевые методы тео­рии многих частиц, М., 1963; С л э т е р Дж., Методы самосогласованного поля для моле­кул и твердых тел, пер. с англ., М., 1978.

Д. Н. Зубарев.

^ САМОСТОЯТЕЛЬНЫЙ РАЗРЯД, электрич. ток в газе, не требующий для своего поддержания действия внеш. ионизатора. С. р. образуется при достаточно высоком напряжении на электродах, когда начавшийся раз­ряд создаёт необходимые для его поддержания ионы и эл-ны (см. также Электрические разряды в газах).

^ САМОСТЯГИВАЮЩИЙСЯ РАЗРЯД, то же, что контрагированний разряд. САМОФОКУСИРОВКА СВЕТА, кон­центрация энергии световой волны в нелинейной среде, показатель прелом­ления n к-рой растёт с увеличением интенсивности светового поля. Под действием светового пучка (простран­ственно ограниченной световой волны) нелинейная среда становится оптичес­ки неоднородной и в ней возникает искривление лучей (нелинейная рефракция). Если n увеличива­ется с ростом напряжённости Е электрич, поля световой волны, то лучи, изгибаясь, концентрируются в обла­сти большей интенсивности — среда становится объёмной собирающей нелинейной линзой, фокус к-рой на­ходится на нек-ром расстоянии fнл от входа пучка в среду (рис. 1, а).



^ Рис. 1. Траектории лучей: о — при фоку­сировке светового пучка обычной линзой, б — при самофокусировке в нелинейной среде, в — в нелинейном диэлектрич. волно­воде.


Световой пучок с поперечным радиу­сом d фокусируется на расстоянии

fнлd(n0/нл)1/2, (1)

где n0 — показатель преломления вне пучка, нл — перепад показа­теля преломления в пучке. Показатель преломления n среды может увеличи­ваться с ростом поля Е из-за измене­ния нелинейной поляризации среды, высокочастотного Керра эффекта, электрострикции, нагрева и др. (см. Нелинейная оптика). С. с. наступает, если нелинейная рефракция подав­ляет неизбежную дифракц. расходи­мость пучка (см. Дифракция света)

нл/n0>2р (2)

(р — угол дифракц. расходимости). Это происходит, когда фокусное рас­стояние fнл меньше протяжённости зоны дифракции Френеля. Для вы­полнения неравенства (2) требуется мощность пучка, превышающая нек-рую критич. величину. По мере при­ближения к фокусу лучи всё более искривляются (С. с. носит характер лавинообразный), и концентрация по­ля в нелинейном фокусе значительно сильнее, чем при обычной фокусиров­ке линзой. С. с. может привести к световому пробою, способствовать развитию процессов вынужденного рас­сеяния света и др. нелинейных про­цессов.

653


Вслед за первым фокусом при С. с. мощного пучка может появиться ряд последующих — возникает многофокусовая структура. Число фокусов растёт с увеличением мощности источ­ника, и они приближаются ко входу в нелинейную среду (рис. 1, б). В слу­чае коротких световых импульсов фо­кусы могут двигаться с околосвето­выми скоростями (nнл становится функцией времени).

Пучок, несущий критич. мощность, сохраняет свою форму в нелинейной среде, к-рая превращается в стационар­ный диэлектрич. волновод (рис. 1, в).

Явление С. с. теоретически было предсказано Г. А. Аскарьяном (1962) и впервые наблюдалось Н. Ф. Пилипецким и А. Ф. Рустамовым (1965).

В самофокусирующей среде может развиться специфич. неустойчивость, приводящая к т. н. мелкомасштабной С. с. В световом пучке большой мощ­ности пространств. флуктуации (ма­лые возмущения) экспоненциально нарастают, в результате чего пучок ещё до фокуса разбивается на отд. нити. Для устранения мелкомасш­табной С. с. в активной среде лазеров применяются пространств. фильтры и др. устройства, сглаживающие амп­литудные профили пучков.

Если показатель преломления среды уменьшается с ростом интенсивности света, то имеет место обратное явле­ние — с а м о д е ф о к у с и р о в к а с в е т о в ы х п у ч к о в (нелиней­ное расплывание пучков, рис. 2). Наиболее распространена тепловая дефокусировка, обусловленная умень­шением n вследствие расширения в-ва при его нагреве светом.

В нелинейной среде, движущейся перпендикулярно световому пучку (конвективные потоки жидкостей и газов и др.), возникает самоотклонение света от заданного направления.



^ Рис. 2. Траектории лучей: а — при расфо­кусировке светового пучка рассеивающей (отрицательной) линзой, б — при самодефо­кусировке в нелинейной среде.




^ Рис. 3. Самоотклонение светового пучка на­встречу поперечному движению нелинейной дефокусирующей среды (nIнл<0, сплошные линии) и по движению нелинейной самофо­кусирующей среды (nнл>0, пунктирные линии).


Угол самоотклонения зависит от мощ­ности пучка, скорости поперечного движения среды и инерционности не­линейного механизма изменения пока­зателя преломления (рис. 3). С. с. и самодефокусировка наблюдаются в конденсированных средах и газах (в т. ч. в воздухе и в плазме). Критич. мощность может составлять малую величину вплоть до долей Вт.

• Ахманов С. А., С у х о р у к о в А. П., Хохлов Р. В., Самофокуси­ровка и дифракция света в нелинейной среде, «УФН», 1967, т. 93, в. 1, с. 19; Луго­вой В. Н., Прохоров A.M., Теория распространения мощного лазерного излу­чения в нелинейной среде, там же, 1973, т. ill, в. 2, с. 203; Аскарьян Г. А., Эффект самофокусировки, там же.

^ А. П. Сухорукое.

САНТИ... (от лат. centum — сто), при­ставка к наименованию ед. физ. ве­личины для образования наименова­ния дольной единицы, равной 1/100 от исходной. Сокр. обозначение с. Пример: 1 см (сантиметр) = 0,01 м.

САПФИР (греч. sappheiros, от др.-евр. саппир — синий камень), при­родный и синтетич. монокристалл корунда, Аl2O3, синяя или голубая окраска к-рого обусловлена одноврем. присутствием примесей Ti и Fe. В фи­зике и технике назв. «С.» («лейкосапфир») укоренилось за бесцветными синтетич. монокристаллами Аl2О3, содержащими ~0,0001% примесей. Точечная группа симметрии 3m, плот­ность 3,93 г/см3, Tпл=2040°С, мол. м. 101,94, твёрдость по шкале Мооса 9. Прозрачен в ИК области (до  ~ 6,5 мкм), оптически анизотропен, хороший проводник гиперзвука, ди­электрик. Применяется для изготов­ления «окон» в вакуумной аппаратуре, оптич. фильтров и световодов. Ис­пользуется в микроэлектронике как подложка для изготовления интег­ральных и гибридных схем, перспек­тивен для звукопроводов и УЗ линий

задержки.

Н. В. Переломоеа.

^ САХА ФОРМУЛА определяет степень а термической ионизации в газе (т. е. отношение числа ионизов. атомов к общему числу всех атомов). Получена инд. физиком М. Сахой в 1920 для описания процессов в атмос­ферах звёзд. С. ф. выведена из общих термодинамич. соображений, относит­ся к слабоионизов. газу в состоянии равновесия термодинамического и имеет вид:



где р — давление газа, Wi — энергия ионизации его атомов, ga и gi — ста­тистические веса нейтр. атома и иона, m — масса эл-на. С. ф. справедлива лишь приближённо, т. к. при её вы­воде предполагается наличие только трёх сортов ч-ц: нейтральных атомов, однократно заряж. ионов и эл-нов, т. е. не учитываются многократная ионизация, возбуждение атомов и присутствие примесей. Не учиты­вается также и вз-ствие газа со стен­ками, при к-ром возможны ионизация газа эл-нами, испускаемыми горячей стенкой, и поверхностная ионизация. Несмотря на столь ограничивающие допущения, С. ф. применима во мн. случаях, когда <<1.

Л. А. Сена.

САХАРИМЕТР, поляризационный при­бор для определения содержания са­хара (реже — др. оптически активных веществ) в р-рах по измерению угла вращения плоскости поляризации (ВПП) света, пропорц. концентрации р-ра. Компенсация ВПП в С., в отличие от поляриметра, производится линейно перемещающимся кварцевым клином (рис.). Применение кварцевого ком­пенсатора позволяет освещать С. белым светом, т. к. кварц и сахар обладают почти одинаковой враща­тельной дисперсией. (При измерении концентрации др. в-в, напр. камфары, их освещают монохро­матическим светом определённой



Кварцевый компенсатор: ^ 1 — неподвижный клин из правовращающего кварца; 2 — подвижный клин из левовращающего кварца, соединённый со шкалой (её нулевая от­метка соответствует поло­жению клина, при к-ром действия обоих кварцевых клиньев скомпен­сированы); 3 — клин из стекла (подклинок), вводимый для того, чтобы луч света, проходя через кварцевые клинья, не изменял своего направления.

длины волны.) Отсчёт угла вращения ведётся по линейной шкале, непосред­ственно указывающей процентное содержание сахара в р-ре. Как и в поляриметрах, в С. при компенсации происходит уравнивание яркостей двух половин поля зрения, регистри­руемое визуально или фотоэлектри­чески.

Во мн. современных С. с поляри­зационной модуляцией света кварцевый компенсатор и шкала свя­заны со следящей системой и компен­сация измеряемого ВПП осуществля­ется автоматически.

• Ландсберг Г. С., Оптика, 5 изд., М., 1976 (Общий курс физики); Шишловский А. А., Прикладная физиче­ская оптика, М., 1961.

САХАРИМЕТРИЯ, метод определения концентрации р-ров оптически ак­тивных веществ (гл. обр. Сахаров, откуда назв. метода), основанный на

654


зависимости вращения плоскости поля­ризации от концентрации р-ра. С. применяется в пищевой и химико-фармацевтич. пром-сти.

^ СВЕРХВЫСОКИЕ ЧАСТОТЫ (СВЧ), область радиочастот от 300 МГц до 300 ГГц, охватывающая дециметро­вые волны, сантиметровые волны и миллиметровые волны (см. Радиовол­ны).

^ СВЕРХЗВУКОВАЯ СКОРОСТЬ, ско­рость движения среды или тела в среде, превышающая скорость звука в дан­ной среде.

СВЕРХЗВУКОВОЕ ТЕЧЕНИЕ, тече­ние газа, при к-ром в рассматриваемой области скорости v его ч-ц больше местных значений скорости звука а. С изучением С. т. связан ряд важных практич. проблем, возникающих при создании самолётов, ракет и арт. сна­рядов со сверхзвуковой скоростью полёта, паровых и газовых турбин, высоконапорных турбокомпрессоров, аэродинамических труб для получе­ния потоков со сверхзвуковой скоро­стью и др. (См. также Диффузор, Сопло, Струя.)

Особенности сверхзву­кового течения. С. т. газа имеют ряд качеств. отличий от дозву­ковых течений. Поскольку слабое воз­мущение в газе распространяется со скоростью звука, влияние слабого изменения давления, вызываемого помещённым в равномерный сверхзву­ковой поток источником возмущений (напр., телом), не может распростра­няться вверх по потоку, а сносится вниз по потоку со скоростью v > а, оставаясь внутри т. н. конуса возму­щений COD, или конуса Маха (рис. 1). В свою очередь, на данную точку О потока могут оказывать влияние сла­бые возмущения, идущие только от источников, расположенных внутри



^ Рис. 1. Конус возму­щений СО и конус влияния АОВ.

конуса АОB с вершиной в данной точке и с тем же углом при вершине, что и у конуса возмущений, но обращённого противоположно ему. Если устано­вившийся поток газа неоднороден, то области возмущений и области влия­ния ограничены не прямыми круглыми конусами, а коноидами — конусоидными криволинейными поверхностя­ми с вершиной в данной точке.

При установившемся С. т. вдоль стенки с изломом (рис. 2, а) возмуще­ния, идущие от всех точек линии излома, ограничены огибающей кону­сов возмущений плоскостью, наклонённой к направлению потока под углом , таким, что sin=a/v1, где v1 — скорость набегающего пото­ка. Вслед за этой плоскостью поток поворачивается, расширяясь внутри угловой области, образованной пучком плоских фронтов возмущений (ха­рактеристик), до тех пор, пока не ста-



^ Рис. 2. Обтекание сверх­звуковым потоком: а — стенок с изломом, б — выпуклой искривлённой стенки.


нет параллельным направлению стен­ки после излома. Если стенка между двумя прямолинейными участками искривляется непрерывно (рис. 2, б), то поворот потока происходит посте­пенно в последовательности прямых хар-к (волн разрежения), исходящих из каждой точки искривлённого уча­стка стенки. В этих течениях, наз. те­чениями Прандтля — Майера, пара­метры газа постоянны вдоль прямых хар-к.

Волны сжатия, вызывающие повы­шение давления, и волны разрежения, понижающие давление в газе, имеют разный характер. Волна разрежения распространяется со скоростью звука. Волна, вызывающая повышение дав­ления, распространяется со скоро­стью, большей скорости звука, и мо­жет иметь очень малую толщину (по­рядка длины свободного пробега моле­кул). При многих теор. исследова­ниях её заменяют поверхностью раз­рыва — т. н. ударной волной, или скачком уплотнения. При прохожде­нии газа через ударную волну его ско­рость, давление, плотность, энтропия меняются разрывным образом — скачком.

При обтекании сверхзвуковым пото­ком клина (рис. 3, а) поступат. те­чение вдоль боковой поверхности кли­на отделяется от набегающего потока




^ Рис. 3. Обтекание сверхзвуковым потоком: а — клина, б — затупленного тела.


плоским скачком уплотнения, иду­щим от вершины клина. При углах раскрытия клина, больших нек-рого предельного, скачок уплотнения ста­новится криволинейным, отходит от вершины клина и за ним появля­ется область с дозвуковой скоростью течения газа. Это характерно для сверхзвукового обтекания тел с тупой головной частью (рис. 3, б).

При обтекании сверхзвуковым пото­ком пластины (см. рис. 2 в ст. ^ Подъём­ная сила) под углом атаки, меньшим того, при к-ром скачок отходит от передней кромки пластины, от её передней кромки вниз идет плоский скачок уплотнения, а вверх — течение раз­режения Прандтля — Майера.


В ре­зультате на верхней стороне пластины давление ниже, чем под пластиной; вследствие этого возникает подъёмная сила и сопротивление, т. е. Д'Аламбера— Эйлера парадокс не имеет мес­та. Причиной того, что при сверхзву­ковой скорости обтекания идеальным газом тела испытывают сопротивле­ние, служит возникновение скачков уплотнения и связанное с ними уве­личение энтропии газа. Чем большие возмущения вызывает тело в газе, тем интенсивнее ударные волны и тем боль­ше сопротивление движению тела. Для уменьшения сопротивления крыльев, связанного с образованием голов­ных ударных волн, при сверхзвуко­вых скоростях пользуются стреловид­ными (рис. 4) и треугольными крылья-



^ Рис. 4. Схема обтекания стреловидного крыла.


ми, передняя кромка к-рых образует острый угол  с направлением ско­рости v набегающего потока. Аэроди­намически совершенной формой (т. е. формой с относительно малым сопро­тивлением давления) при С. т. явл. тонкое, заострённое с концов тело, движущееся под малыми углами атаки. При движении тел с умеренной сверх­звуковой скоростью (когда скорость полёта превосходит скорость звука в небольшое число раз) производимые ими возмущения давления и плотности газа и возникающие скорости движе­ния ч-ц газа малы, что позволяет поль­зоваться линейными ур-ниями дви­жения сжимаемого газа для определе­ния аэродинамич. хар-к профилей крыла, тел вращения и др.

Для расчёта С. т. около тел враще­ния и профилей не малой толщины, внутри сопел ракетных двигателей, сопел аэродинамич. труб и в др. случаях С. т. пользуются численными методами.

Течения с большой сверхзвуковой (гиперзвуковой) скоростью (v>>а) обладают нек-рыми особыми св-вами. Полёт тел в газе с гинерзвуковой ско­ростью связан с ростом до очень больших значений темп-ры газа вблизи поверхности тела, что вызывается мощ­ным сжатием газа перед головной частью движущегося тела и выделе­нием теплоты вследствие внутр. тре­ния в газе, увлекаемом телом при по­лёте. Поэтому при изучении гиперзву­ковых течений газа необходимо учиты­вать изменение св-в воздуха при высо­ких темп-рах: возбуждение внутр. сте­пеней свободы и диссоциацию молекул газов, составляющих воздух, хим.

655


реакции (напр., образование окиси азо­та), возбуждение эл-нов и иониза­цию. В задачах, в к-рых существенны явления мол. переноса,— при расчёте поверхностного трения, тепловых по­токов к обтекаемой газом поверхно­сти и её темп-ры — необходимо учиты­вать изменение вязкости и тепло­проводности воздуха, а в ряде случа­ев — диффузию и термодиффузию компонент воздуха.

В нек-рых условиях гиперзвукового полёта на больших высотах (см. ^ Ди­намика разреженных газов) процессы, происходящие в газе, нельзя считать термодинамически равновесными. Ус­тановление термодинамич. равнове­сия в движущейся «частице» (т. е. очень малом объёме) газа происходит не мгновенно, а требует определённо­го времени — т. н. времени релакса­ции, к-рое различно для разл. процес­сов. Отступления от термодинамич. равновесия могут заметно влиять на процессы, происходящие в погранич­ном слое (в частности, на величину тепловых потоков от газа к телу), на структуру скачков уплотнения, на распространение слабых возмущений и др. явления. Так, при сжатии воздуха в головной ударной волне легче всего возбуждаются поступат. степени сво­боды молекул, определяющие темп-ру воздуха; возбуждение колебат. сте­пеней свободы требует большего времени. Поэтому темп-ра воздуха и его излучение в области за ударной волной могут быть намного выше, чем по расчёту, не учитывающему релакса­цию колебат. степеней свободы.

При очень высокой темп-ре (~3000— 4000 К и более) в воздухе присутству­ют достаточно большое кол-во иони­зов. ч-ц и свободные эл-ны. Хорошая электропроводность воздуха вблизи тела, движущегося с большой сверх­звуковой скоростью, открывает воз­можность использования эл.-магн. воздействий на поток для изменения сопротивления тела или уменьшения тепловых потоков от горячего газа к телу. Она же затрудняет проблему ра­диосвязи с летательным аппаратом из-за отражения и поглощения радиоволн ионизов. газом, окружающим тело. Нагревание воздуха при сжатии его перед головной частью движущегося с гиперзвуковой скоростью тела может вызывать мощные потоки лучистой анергии, частично передающейся телу и вызывающей дополнит. трудности при решении проблемы его охлажде­ния.

Если скорость набегающего потока во много раз превосходит скорость звука, то при малых возмущениях скорости изменения давления и плот­ности уже не будут малыми и необхо­димо пользоваться нелинейными ур-ниями даже при изучении обтекания тонких, заострённых тел. Для гипер­звуковой аэродинамики существенна :

роль нелинейных эффектов, в резуль­тате чего представления аэродинамики умеренных сверхзвуковых скоростей, касающиеся характера сил и моментов, действующих на летательные аппара­ты, их устойчивости и управляемости при гиперзвуковых скоростях полёта, становятся неприменимыми. Так, при очень больших значениях Маха числа М оказывается, что давление в набе­гающем на тело потоке становится пренебрежимо малым по сравнению с давлением в области течения за удар­ной волной, возникающей перед телом, а энтальпией набегающего потока можно пренебречь сравнительно с его кинетич. энергией. При таких усло­виях течение за ударной волной пере­стаёт зависеть от числа М набегаю­щего потока (см. Автомодельное тече­ние). В этом состоит принцип стабили­зации течения около тел при гиперзву­ковых скоростях, причём стабилиза­ция течения около тупых тел наступает при меньших значениях числа М, чем около тонких, заострённых тел (рис. 5).



^ Рис. 5. Значения коэфф. сопротивления сфе­ры и цилиндра с конич. головной частью; начиная с М=4 эти значения перестают заметно изменяться.


Важным результатом теории гипер­звукового обтекания тонких, заострён­ных тел под малым углом атаки явл. т. н. закон плоских сечений, согласно к-рому при движении тонкого тела в покоящемся газе с гиперзвуковой скоростью ч-цы газа почти не испы­тывают продольного смещения, т. е. движение ч-ц происходит в плоскостях, перпендикулярных направлению дви­жения тела (рис. 6). Из закона плоских сечений следует закон подобия, к-рый позволяет, напр., пересчиты­вать параметры движения, получен­ные для одного тела вращения при определённом числе М, на случай обте­кания других тел с тем же распределе­нием относит. толщины по длине, для к-рых произведение М сохраняет од­но и то же значение ( — наибольшее значение относит. толщины тела).




^ Рис. 6. Схема к объяснению закона плоских сечений.


• Кочин Н. Е., Кибель И. А., Розе Н. В., Теоретическая гидромеханика, 4 изд., ч. 2, М., 1963; Липман Г. В., Р о ш к о А., Элементы газовой динамики, пер. с англ., М., 1960; Чёрный Г. Г., Течения газа с большой сверхзвуковой ско­ростью, М., 1959.

Г. Г. Чёрный.

^ СВЕРХНОВЫЕ ЗВЁЗДЫ, звёзды, вспышки (взрывы) к-рых сопровож­даются полным энерговыделением ~1051 эрг. При всех др. звёздных вспышках выделяется значительно меньше энергии, напр. при вспышках т. н. новых звёзд — до 1046 эрг. С. з. в осн. делятся на два типа (I и II). Из наблюдений более 400 внегалакк энергетически выгодным явл. образование тонких областей норм. фазы, ориентированных вдоль магн. поля. Воз-

658


можность реализации такого состоя­ния сверхпроводника 2-го рода была предсказана А. А. Абрикосовым (1952) на основе теории сверхпроводимости В. Л. Гинзбурга и Л. Д. Ландау. Позднее Абрикосовым был произведён детальный расчёт структуры этого состояния. Оказалось, что норм. области зарождаются в форме нитей, пронизывающих образец и имеющих толщину, сравнимую с глубиной проникновения магн. поля. При увеличении внеш. поля концентрация нитей возрастает, что и приводит к постепенному уменьшению магн. мо­мента. Т. о., в интервале значений поля от Нк, 1 до Нк, 2 сверхпроводник находится в состоянии, к-рое принято называть смешанным.

Фазовый переход в сверхпроводящее состояние в отсутствии магнитного поля. Прямые измерения теплоём­кости сверхпроводников при Н=0 показывают, что при понижении темп-ры теплоёмкость в точке перехода Тк испытывает скачок до величины, к-рая примерно в 2,5 раза превышает её



^ Рис. 6. Скачок теп­лоёмкости сверх­проводника в точ­ке перехода (Тк) в отсутствии внеш. магн. поля

(сc и cн — тепло­ёмкость в сверх­проводящем и норм. состояниях).

значение в норм. состоянии в окрест­ностях Тк (рис. 6). При этом теплота перехода Q=0, что следует, в част­ности, из ф-лы (2) (Hк=0 при T=Tк). Т. о., переход из нормального в сверхпроводящее состояние в отсут­ствии магн. поля — фазовый переход II рода. Из ф-лы (2) можно получить важное соотношение между скачком теплоёмкости и углом наклона кри­вой Нк(Т) (рис. 5) в точке Т=Тк:



где сс и сн — значения теплоемкости в сверхпроводящем и норм. состояниях. Это соотношение подтверждено экс­периментом.

Природа сверхпроводимости. Ис­следуя разл. возможности объяснения св-в сверхпроводников, особенно эф­фекта Мейснера, нем. учёные X. и Ф. Лондоны, работавшие в Англии, в 1934 пришли к заключению, что сверхпроводящее состояние явл. мак­роскопич. квант. состоянием металла. На основе этого представления они создали феноменологич. теорию, объяс­няющую эффект Мейснера и отсутствие сопротивления. Обобщение теории Лондонов, сделанное В. Л. Гинзбургом и Л. Д. Ландау (1950), позволило рассмотреть поведение сверхпроводни­ков в сильных магн. полях. При этом было объяснено огромное кол-во эксперим. данных и предсказаны новые важные явления. Подтверждением правильности исходных предпосылок

упомянутых теории явилось открытие эффекта квантования магнитного по­тока, заключённого внутри сверхпро­водящего кольца. Из ур-ний Лондонов следует, что магн. поток в этом случае может принимать лишь значе­ния, кратные кванту потока Ф0=hc/e*, где е* — заряд носителей сверх­проводящего тока. В 1961 Р. Долл и М. Небауэр и независимо Б. Дивер и У. Фейрбенк (США) обнаружили этот эффект. Оказалось, что е*=2е. где е — заряд эл-на. Явление квантования магн