Наведённая проводимость, то же, что возбуждённая проводимость. Навье

Н

НАВЕДЁННАЯ ПРОВОДИМОСТЬ, то же, что возбуждённая проводимость.

НАВЬЕ — СТОКСА УРАВНЕНИЯ [по имени франц. учёного Л. Навье (L. Navier) и англ. учёного Дж. Стокса (G. Stokes)], дифференциальные ур-ния движения вязкой жидкости (газа). Для несжимаемой (плотность =const) и ненагреваемой (темп-ра Т=const) жидкости Н.— С. у. в проекциях на оси прямоугольной декартовой системы координат (система трёх ур-ний) имеют вид:

Здесь t — время, х, у, z — координаты жидкой ч-цы, v_x, v_y, v_z — проекции её скорости, X, Y, Z — проекции объёмной силы, р —-давление, v=/ — кинематич. коэфф. вязкости (— динамич. коэфф. вязкости),

Два других ур-ния получаются заменой х на у, у на z и z на х. Н.— С. у. служат для определения v_x.,v_y, v_z, p как функций x, у, z, t. Чтобы замкнуть систему, к ур-ниям (1) присоединяют ур-ние неразрывности, имеющее для несжимаемой жидкости вид:

Для интегрирования ур-ний (1), (2) требуется задать начальные (если движение не явл. стационарным) и граничные условия, к-рыми для вязкой жидкости явл. условия прилипания к твёрдым стенкам. В общем случае (движение сжимаемой и нагреваемой жидкости) в Н.— С. у. учитывается ещё переменность  и зависимость  от темп-ры, что изменяет вид ур-ний. При этом дополнительно используются ур-ние баланса энергии и Клапейрона уравнение. Н.— С. у. применяют при изучении движения реальных жидкостей и газов, причём в большинстве конкретных задач ограничиваются приближёнными решениями.

• См. лит. при ст. Гидроаэромеханика.

С. М. Тарг.

НАИМЕНЬШЕГО ДЕЙСТВИЯ ПРИНЦИП, один из вариационных принципов механики, согласно к-рому для данного класса сравниваемых друг с другом движений механич. системы действительным является то, для которого физ. величина, наз. действием, имеет наименьшее (точнее, стационарное) значение. Обычно Н. д. п. применяется в одной из двух форм.

а) Н. д. п. в форме Гамильтона — Остроградского устанавливает, что среди всех кинематически возможных перемещений системы из одной кон-

фигурации в другую (близкую к первой), совершаемых за один и тот же промежуток времени, действительным является то, для к-рого действие по Гамильтону S будет наименьшим. Матем. выражение Н. д. п. имеет в этом случае вид: S=0, где  — символ неполной (изохронной) вариации (т. е. в отличие от полной вариации в ней время не варьируется).

б) Н. д. п. в форме Мопертюи — Лагранжа устанавливает, что среди всех кинематически возможных перемещений системы из одной конфигурации в близкую к ней другую, совершаемых при сохранении одной и той же величины полной энергии системы, действительным является то, для к-рого действие по Лагранжу W будет наименьшим. Матем. выражение Н. д. п. в этом случае имеет вид W=0, где  — символ полной вариации (в отличие от принципа Гамильтона — Остроградского, здесь варьируются не только координаты и скорости, но и время перемещения системы из одной конфигурации в другую). Н. д. п. в. этом случае справедлив только для консервативных и притом голономных систем, в то время как в первом случае Н. д. п. является более общим и, в частности, может быть распространён на неконсервативные системы. Н. д. п. пользуются для составления ур-ний движения механич. систем и для исследования общих св-в этих движений. При соответствующем обобщении понятий Н. д. п. находит приложения в механике непрерывной среды, в электродинамике, квант. механике и др.

• См. лит. при ст. Вариационные принципы механики.

С. М. Тарг.

НАИМЕНЬШЕГО ПРИНУЖДЕНИЯ ПРИНЦИП, то же, что Гаусса принцип.

НАИМЕНЬШЕЙ КРИВИЗНЫ ПРИНЦИП, то же, что Герца принцип.

НАЙКВИСТА ФОРМУЛА (теорема Найквиста), соотношение, определяющее величину тепловых флуктуаций тока или напряжения в электрич. цепи. Получено амер. физиком X. Найквистом (Н. Nyquist) в 1928. Согласно Н. ф., обусловленное тепловыми флуктуациями ср. значение квадрата напряжений на концах проводника с сопротивлением R, находящегося в состоянии теплового равновесия при абс. темп-ре Т, равно:

V² = 4RkTv, (1)

где v — полоса частот, внутри к-рой измеряются флуктуации напряжения. При низких темп-pax и достаточно высоких частотах v, когда hvkT, вместо формулы (1) пользуются более общим выражением:

• Киттель Ч., Элементарная статистическая физика, пер. с англ., М., 1960. См. также лит. при ст. Флуктуации электрические.

Э. М. Эпштейн.

НАКАЧКА в квантовой электронике, процесс создания неравновесного состояния вещества под воздействием электромагнитных полей, при соударениях с заряж. или нейтр. частицами, при резком охлаждении предварительно нагретых газовых масс и т. п. Н. может перевести в-во из состояния термодинамич. равновесия в активное состояние (с инверсией населённостей), в к-ром оно может усиливать и генерировать эл.-магн. волны (см. Квантовая электроника, Лазер, Квантовый усилитель). Термин «Н.» применяется также в радиотехнике и оптике для обозначения процессов воздействия на элементы параметрич. систем.

НАКОПИТЕЛЬ заряженных частиц (накопительное кольцо), элемент системы встречных пучков, представляющий собой кольцевую вакуумную камеру, находящуюся в магн. поле, в к-рой накапливаются и длительно циркулируют ч-цы от большого числа циклов ускорения заряж. ч-ц. См. Встречных пучков системы.

НАЛОЖЕНИЯ ПРИНЦИП, то же, что суперпозиции принцип.

НАМАГНИЧЕННОСТЬ, характеристика магн. состояния макроскопич. тела; в случае однородно намагниченного тела Н. J определяется как магнитный момент М ед. объёма тела: J=M/V. В случае неоднородно намагниченного тела Н. определяется для каждой точки тела (точнее, для каждого физически малого объёма dV): J=dM/dV, где dM — магн. момент объёма dV. Ед. Н. в Международной системе единиц — ампер на метр (1 А/м — Н., при к-рой 1 м³ в-ва обладает магн. моментом 1 А•м³), в СГС системе единиц — эрг/(Гс•см³). Н. тел зависит от внеш. магн. поля и темп-ры (см. Парамагнетизм, Ферромагнетизм). У ферромагнетиков зависимость J от напряжённости внеш. поля Н выражается кривой намагничивания (см. Намагничивания кривые, Гистерезис). Н. тела зависит от напряжённости внеш. поля Н, магн. св-в в-ва этого тела, его формы и расположения во внеш. поле. Между напряжённостью поля в в-ве h_b и полем H существует соотношение: Н_В=Н-NJ, где N — размагничивающий фактор. В изотропных в-вах направление J совпадает с направлением Н, в анизотропных направления J и Н в общем случае различны.

• Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971; II а р се л л Э., Электричество и магнетизм, пер. с англ., М., 1971 (Берклеевский курс физики, т. 2).

443

НАМАГНИЧЕННОСТЬ ОСТАТОЧНАЯ, намагниченность J_r,к-рую имеет ферромагн. материал при напряжённости магн. поля H, равной нулю. Н. о. зависит как от магн. св-в материала, так и от его магн. предыстории. (Н. о.— один из осн. параметров магн. гистерезиса.) Н. о. обусловлена задержкой изменения J при уменьшении Н (после предыдущего намагничивания образца) из-за влияния магнитной анизотропии и структурных неоднородностей образца. При переходе от состояния макс. намагниченности (в пределе — магн. насыщения J_s) к состоянию Н. о. векторы J_s в отд. кристаллах поликрист. образца поворачиваются от направления Н к направлению осей лёгкого намагничивания, ближайших к Н. Т. о., J_r=_iJ_sv_icos_i, где сумма берётся по всем j кристаллитам с объёмами vi и углами _i между Н и их осью лёгкого намагничивания; J — суммарная намагниченность зародышей доменов с обратным направлением намагниченности, возникших при уменьшении H до нуля и представляющих собой исходную ступень новой доменной структуры. В простейшем случае циклич. перемагничивания по симметричному циклу Н. о. возрастает при возрастании макс. напряжённости поля от цикла к циклу, стремясь к конечному пределу, наз. Н. о. данного материала. Н. о. материала (в-ва) не следует смешивать с Н. о. тела, т. е. со ср. намагниченностью тела в состоянии, когда H=0. Н. о. в-ва определяется при равенстве нулю магн. поля внутри тела (оно складывается векторно из полей всех внеш. источников и размагничивающего поля самого намагниченного тела). Наиболее устойчивой Н. о. обладают высококоэрцитивные материалы (см. Коэрцитивная сила). При нагревании ферромагнетиков до темп-ры, превышающей Кюри точку, они теряют ферромагнитные св-ва, а вместе с тем и Н. о. К уменьшению Н. о. приводят также механические сотрясения и вибрации. Явление Н. о. имеет широкое практическое применение (см. Магнит постоянный).

• См. лит. при ст. Магнетизм.

НАМАГНИЧИВАНИЕ, процессы установления намагниченности, протекающие в в-ве при действии на него внеш. магн. полем. В диамагнетиках Н. состоит в возникновении микроскопических индукц. токов, создающих намагниченность, направленную против внеш. магн. поля. В парамагнетиках происходит ориентация хаотически колеблющихся магнитных моментов атомов или ионов в направлении поля. При этом энергия от системы магн. моментов передаётся крист. решётке в-ва и процесс Н. характеризуется временем спин-решёточной релаксации.

Более сложные процессы происходят при намагничивании ферромагнетика. В состоянии полного размагничивания ферромагн. образец состоит из большого числа доменов, каждый из к-рых намагничен до насыщения, но при этом их векторы намагниченности J_s направлены так, что суммарный магнитный момент образца М=_iJ_si=0. Н. состоит в переориентации векторов намагниченности доменов в направлении приложенного поля; включает процессы смещения, вращения и парапроцесс.

Процесс смещения в многодоменном ферромагнетике заключается в перемещении границ между доменами; объём доменов, векторы J_S к-рых составляют наименьший угол с направлением напряжённости магн. поля Н, при этом увеличивается за счёт соседних доменов с энергетически менее выгодной ориентацией J_s относительно поля. При своём смещении границы доменов могут менять форму, размеры и собств. энергию. Эти факторы в одних случаях способствуют, в других препятствуют процессу смещения. Обычно задержка смещения (и Н.) происходит при встрече границы домена с к.-л. неоднородностями структуры ферромагнетика (атомами примесей, дислокациями, микротрещинами и др.). Для возобновления смещения необходимо вновь изменять Н (либо темп-ру или давление).

Процесс вращения состоит в повороте векторов J_s в направлении поля Н. Причиной возможной задержки или ускорения процесса вращения явл. магнитная анизотропия ферромагнетика (первоначально векторы доменов направлены вдоль осей лёгкого намагничивания, в общем случае не совпадающих с направлением Н). При полном совпадении J_s с направлением Н достигается т. н. техническое магнитное насыщение, равное величине J_s ферромагнетика при данной темп-ре.

Парапроцесс в большинстве случаев даёт очень малый прирост намагниченности, поэтому Н. ферромагнетиков определяется в осн. процессами смещения и вращения.

Если ферромагнетик, находящийся в состоянии полного размагничивания (J=0), намагничивать в монотонно и медленно возрастающем поле, то получающуюся зависимость J (H) наз. кривой первого (первоначального) Н. (см. Намагничивания кривые). Эту кривую обычно подразделяют на пять участков (рис. 1, а и б). Участок I — область начального, или обратимого, намагничивания, где J=_aH. В этой области протекают гл. обр. процессы упругого смещения границ доменов (при пост. начальной магнитной восприимчивости _а). Участок II (область Рэлея) характеризуется квадратичной зависимостью J от Н (в этой области . линейно возрастает с H). В области Рэлея Н. осуществляется благодаря процессам смещения, как обратимым, линейно зависящим от H, так и необратимым, квадратично зависящим от H (см. Рэлея закон намагничивания).

Рис. 1. а — кривая первого намагничивания; 6 — схематич. изображение процессов намагничивания в многодоменном ферромагнетике.
Область наиб. проницаемостей (III) характеризуется быстрым ростом J, связанным с необратимым смещением междоменных границ. Н. на этом участке происходит скачками (см. Баркгаузена эффект). В области приближения к насыщению (IV) осн. роль играют процессы вращения. Участок V — область парапроцесса.

Рис. 2. Безгистерезисная кривая намагничивания: теоретическая (1) и экспериментальная (2). Для сравнения приведена кривая первого намагничивания (3). Наклон кривой (2) обусловлен неоднородностями материала (пустотами, трещинами и т. п.), на к-рых образуются внутренние размагничивающие поля.
Если после достижения состояния магн. насыщения J_s (в поле H_s) начать уменьшать H, то будет уменьшаться и J, но по кривой, лежащей выше кривой первого намагничивания (магн. гистерезис). Гистерезис сказывается и при Н.— он затрудняет рост J с увеличением поля, при отсутствии гистерезиса значение J уже в слабых полях приближается к J_s, отличаясь от J_s

Рис. 3. Кривые намагничивания ферромагн. образцов разл. длины и формы: 1 — тороид; 2 — длинный тонкий образец; 3 — короткий толстый образец; Н_разм— внутр. размагничивающее поле, зависящее от формы образца.
на величину, обусловленную процессами вращения. Вклад процессов смещения и вращения в результирующую намагниченность ферромагн. образца на различных участках кривой намагничивания зависит от его текстуры магнитной, наличия дефектов крист. решётки, формы образца и др. факторов. Существенное влияние

444

формы образца на ход кривой Н. обусловлено действием собств. магн. поля образца (размагничивающего фактора, рис. 3).

• Вонсовский С. В., Магнетизм, М.,

НАМАГНИЧИВАНИЯ КРИВЫЕ, графики, таблицы или формулы, показывающие зависимость намагниченности J или магнитной индукции В от напряжённости магнитного поля Н. Если известна зависимость J(H), то по ней можно построить для того же вещества кривую индукции В(Н), так как одновременно значения В, J, Н, относящиеся к одному элементу объёма вещества, связаны соотношением: B=H+4J (в СГС системе единиц) или В=₀ (H+J) (в ед. СИ, здесь ₀ — магнитная постоянная).

Н. к. магнитных материалов зависят не только от физ. св-в материалов и внеш. условий, но и от последовательности прохождения различных

Рис. 1. Кривые первого намагничивания пермаллоевых сплавов: 1 — хромовый пермаллой (78% Ni, 3,8% Cr, остальное Fe); 2 — молибденовый пермаллой (79% Ni, 4% Mo, 0,2% Mn, остальное Fe); 3 — пермаллой с 75,8% Ni, 24,2% Fe; 4 — пермаллой с 45% Ni, 55% Fe.

магн. состояний, в связи с чем рассматривают неск. видов Н. к.: а) кривые первого намагничивания (рис. 1) — последовательности значений J (H) или В(Н) в-ва при монотонном возрастании Н из нач. состояния с B=H=J=0 (при этом Н не меняет направления); б) кривые цикличного перемагничивания (статич. петли гистерезиса) —

Рис. 2. Семейство симметричных петель гистерезиса (г) и осн. кривая намагничивания (1) для молибденового пермаллоя; Н_c — коэрцитивная сила.
зависимости В (Н) или J(Н), получаемые после многократного прохождения определ. интервала значений Н в прямом и обратном направлениях (рис. 2); в) основные (или коммутационные) кривые — геом. место вершин симметричных петель перемагничивания (рис. 2) и др.

По Н. к. определяют хар-ки магн. материалов (намагниченность остаточную, коэрцитивную силу, магнитную проницаемость и др.), они служат для расчётов магнитных цепей электромагнитов, магн. пускателей, реле и др. электротехнич. устройств и приборов.

• Бозорт Р. М., Ферромагнетизм, пер. с англ., М., 1956.

НАМАГНИЧИВАЮЩАЯ СИЛА, то же, что магнитодвижущая сила.

НАНО... (от греч. nanos — карлик), приставка к наименованию единицы физической величины для образования названия дольной единицы, равной 10^-9 от исходной единицы. Обозначения: н, n. Пример: 1 нм (нанометр)=10^-9 м.

НАПОР в гидравлике, линейная величина, выражающая удельную (отнесённую к ед. веса) механич. энергию потока жидкости в данной точке. Полный запас уд. энергии потока Н (полный Н.) определяется Бернулли уравнением: H=z+p_v/+v²/2g , где z — высота рассматриваемой точки над плоскостью отсчёта, p_v — давление жидкости, текущей со скоростью v,  — уд. вес жидкости, g — ускорение силы тяжести. Два первых слагаемых трёхчлена определяют собой сумму удельных потенц. энергий положения (z) и давления (p_vl), т. е. полный запас удельной потенц. энергии, наз.

г и д р о с т а т и ч е с к и м Н., а третье слагаемое — удельную кинетич. энергию (скоростной Н.). Вдоль потока Н. уменьшается. Разность Н. в двух поперечных сечениях потока реальной жидкости H₁-H₂=h_v наз. потерянным Н. При движении вязкой жидкости по трубам потерянный Н. вычисляется по Дарси — Вейсбаха формуле.

НАПРАВЛЕННОСТЬ АКУСТИЧЕСКИХ ИЗЛУЧАТЕЛЕЙ И ПРИЕМНИКОВ, способность излучать (принимать) звук. волны в одних направлениях в большей степени, чем в других. При излучении направленность акустич. преобразователя обусловливается интерференцией когерентных звук. колебаний, приходящих в каждую точку среды от отд. малых по сравнению с длиной волны в среде участков излучателя, а при приёме — интерференцией давлений на поверхности приёмника.

Н. а. и. и п. обычно описывают: характеристикой направленности — отношением звук. давления в данном направлении к его значению в направлении макс. излучения на том же расстоянии от излучателя, представленном в ф-ции направления, и к о э ф ф и ц и е н т о м к о н ц е н т р а ц и и, или коэфф. направленного действия, т. е. отношением интенсивности звука, создаваемой данным излучателем в направлении макс. излучения, к интенсивности ненаправленного излучателя той же мощности на том же расстоянии.

Хар-ку направленности в сечении нек-рой плоскостью, проходящей через направление макс. излучения, представляют обычно в полярной системе координат (рис.).

НАПРЯЖЕНИЕ механическое, мера внутр. сил, возникающих при деформации материала. Для введения понятия «Н.» мысленно вырезается из среды нек-рый объём, по поверхности F к-рого распределены силы вз-ствия с остальной частью среды, возникающие при деформации. Если Р — равнодействующая (гл. вектор) сил вз-ствия на элементе поверхности F, содержащем рассматриваемую точку А, то предел отношения P/F при F0 наз. вектором напряжения S_n в точке А на площадке с нормалью п. Величины проекций вектора Н. на нормаль n и на касательную плоскость наз. нормальным _n и касательным _n напряжениями. Н. наз. у с л о в н ы м, если при его вычислении сила относится к площади сечения в недеформированном состоянии, и и с т и н н ы м, если учтено изменение площади при деформации. Чтобы определить напряжённое состояние в точке, надо найти величины, по к-рым можно вычислить Н. на любой из бесчисл. множества площадок, проходящих через эту точку. Вектор Н. S₁, действующий на элем. площадке, перпендикулярной оси Ох₁, в проекциях на оси координат Ох₁х₂х₃ обозначают через ₁₁, ₁₂, ₁₃, а для элем. площадок, перпендикулярных осям Ох₂ и Ох₃,— через ₂₁, ₂₂, ₂₃ и ₃₁, ₃₂, ₃₃. При этом ₁₁, ₂₂, ₃₃ — нормальные Н., а ₁₂=₂₁, ₂₃=₃₂, ₃₁=₁₃ — касательные Н. Шесть величин _ij (i, j=1, 2, 3) образуют тензор напряжений в рассматриваемой точке. Н. на любой площадке в той же точке вычисляется через величины _ij, т. е. тензор Н. полностью определяет напряжённое состояние в точке. Если известны _ij как ф-ции координат, то они определяют напряжённое состояние всего тела. Напряжённое состояние наз. однородным, если _ij не зависят от координат

точки. Величина =1/3(₁₁+₂₂+₃₃)

наз. средним (гидростатическим) Н. В каждой точке тела есть три взаимно перпендикулярные площадки, на к-рых касательные Н. равны нулю. Перпендикуляры к ним наз. главными осями Н. в точке, а нормальные Н. на них ₁, ₂, ₃ — глав-

445

ными Н. См. также Девиатор напряжений, Интенсивность напряжений.

Непосредственно Н. не измеряется. В однородном напряжённом состоянии Н. вычисляется через величины действующих на тело сил. В неоднородном напряжённом состоянии Н. определяется косвенно — по эффектам его действия, напр. по пьезоэлектрич. эффекту, эффекту двойного лучепреломления (см. Поляриаационно-оптический метод исследования).

• Ильюшин А. А., Л е н с к и й В. С., Сопротивление материалов, М., 1959.

В. С. Ленский.

НАПРЯЖЕНИЕ электрическое, см. Электрическое напряжение.

НАПРЯЖЕНИЯ ГЛАВНЫЕ, см. Напряжение механическое.

НАПРЯЖЁННОСТЬ МАГНИТНОГО ПОЛЯ, векторная величина Н, являющаяся количеств. хар-кой магн. поля. Н. м. п. не зависит от магн. св-в среды. В вакууме Н. м. п. совпадает с магнитной индукцией В, численно H=B в СГС системе единиц и H=В/₀ в , Международной системе единиц (СИ), ₀ — магнитная постоянная. В среде Н. м. п. Н определяет тот вклад в магн. индукцию B, к-рый дают внеш. источники поля: Н=В-4J (в системе ед. СГС) или H=(B/₀)-J (в СИ), где J— намагниченность среды. Если ввести магнитную проницаемость среды , то для изотропной среды Н=В/₀ (в СИ). Единица Н. м. п. в СИ — ампер на метр (А/м), в системе ед. СГС — эрстед (Э); 1 А/м=4Х10^-3 Э1,256•10^-2 Э.

Н. м. п. прямолинейного проводника с током I (в СИ) H=Il2a (a — расстояние от проводника); в центре кругового тока H=I/2R (R — радиус витка с током I); в центре соленоида на его оси H=nI (n — число витков на ед. длины соленоида). Практич. определение Н в ферромагн. средах (в магн. материалах) основано на том, что тангенциальная составляющая Н не изменяется при переходе из одной среды в другую. Методы измерения Н. м. п. рассмотрены в ст. Магнитные измерения, Магнитометр.

НАПРЯЖЕННОСТЬ ЭЛЕКТРИЧЕСКОГО ПОЛЯ, векторная величина E, являющаяся осн. количеств. хар-кой электрич. поля; определяется отношением силы, действующей со стороны поля на электрич. заряд, к величине заряда (при этом заряд должен быть малым, чтобы не изменять ни величины, ни распределения тех зарядов, к-рые порождают исследуемое поле). В вакууме Н. э. п. удовлетворяет принципу суперпозиции, согласно к-рому полная напряжённость поля в точке равна геом. сумме напряжённостей полей, создаваемых отд. заряж, ч-цами. Для электростатич. поля Н. э. п. может быть представлена как градиент электрич. потенциала : Е=-grad. В системе СИ Н. э. п, измеряется в В/м.

НАРУШЕННОЕ ПОЛНОЕ ВНУТРЕННЕЕ ОТРАЖЕНИЕ (НПВО), явление, основанное на проникновении световой волны из оптически более плотной среды (с показателем преломления n₁) в менее плотную среду (с показателем преломления n₂) на глубину порядка длины волны при полном внутреннем отражении. Нарушение полного внутр. отражения заключается в том, что коэфф. отражения света R от границы раздела сред становится меньше единицы вследствие поглощения света в слое, в к-рый проникает волна в отражающую среду. Степень ослабления отражённой волны зависит от поляризации падающей волны и пропорц. показателю поглощения ₂ второй среды, а спектр НПВО подобен спектру поглощения этой среды. Нарушение полного внутр. отражения, несущественное для геом. оптики, послужило основой для развития т. н. спектроскопии НПВО, имеющей ряд преимуществ перед традиц. методами исследования спектров отражения и поглощения. Особенно эффективен метод НПВО для исследований поверхностных оптич. св-в объектов, а также для сильно поглощающих сред. Схема измерения оптич. постоянных приведена на рисунке (I₀ — интенсивность падающей, а I — отражённой световой волны). Для выполнения условия полного внутр. отражения (n₂1 (кристаллы — корунд, фианит, германий и др., оптич. керамика, халькогенидные стёкла и т. п.). Нужный контакт легко достигается при исследовании жидкостей. Тв. тела приводятся в оптический контакт с вспомогат. оптич. элементом или в кач-ве среды с большим n₁ используется специально выбранная жидкость. В рентг. диапазоне эл.-магн. волн вспомогательный оптич. элемент не требуется, поскольку все в-ва в этой области имеют n₂21 выполняется на границе с воздухом. На практике спектры НПВО получают при углах падения i, значительно больших критич. угла j_кр=arcsin(n₂/n₁), а показатель поглощения вычисляется из соотношения: R=ехр(-₂d'), где d' — путь, пройденный лучом света в исследуемой среде.

Для увеличения контрастности спектров НПВО увеличивают число отражений (метод многократного НПВО — МНПВО), что эквивалентно увеличению d'. Методы НПВО особенно эфф. для интервала 1 •10^-222

измеряются при ii_кр, и используется возникающая при этом поверхностная оптич. волна, распространяющаяся вдоль поверхности исследуемого тела на сравнительно большое расстояние. Из спектров НПВО и МНПВО можно определить оптич. постоянные n₂ и ₂ в-ва с помощью Френеля формул и Крамерса — Кронига соотношения.

Разл. модификации методов НПВО применяются для аналитич. целей и в физ. эксперименте: изучаются поверхностные эл.-магн. волны (плазмоны, поляритоны), адсорбционные явления, структура тонких слоев и т. д. Явление НПВО следует учитывать при передаче световых сигналов на большое расстояние с помощью световодов.

• X а р р и к Н., Спектроскопия внутреннего отражения, пер. с англ., М., 1970; З о л о т а р е в В. М.,

К и с л о в с к и й Л. Д., О возможностях изучения контуров полос в спектрофотометрии НПВО, «Оптика и спектроскопия», 1965, т. 19, в. 5, с. 809; З о л о т а р е в В. М., Л ы г и н В. И.,

Т а р а с е в и ч Б. Н., Спектры внутреннего отражения поверхностных соединений и адсорбированных молекул, «Успехи химии», 1981, т. 50, в.1, с. 24.

В. М. Золотарев.

НАСЕЛЕННОСТЬ УРОВНЯ (заселённость уровня), число ч-ц в ед. объема в-ва, находящихся в определённом энергетич. состоянии (на данном энергетич. уровне). См. Уровни энергии. НАСЫЩЕННЫЙ ПАР, пар, находящийся в термодинамич. равновесии с жидкостью (или тв. телом) того же хим. состава. Жидкость и её Н. п. находятся в состоянии дпнамич. равновесия: число молекул, переходящих из жидкости в пар в ед. времени, равно числу молекул пара, возвращающихся в жидкость за то же время. Н. п., содержащий капельки жидкости, наз. влажным, а не содержащий — сухим. Состояние сухого Н. п. неустойчиво: при малейшем отводе теплоты он частично конденсируется и становится влажным, а при подводе теплоты превращается в перегретый пар. В интервале темп-р и давлений, в к-ром возможно термодинамич. равновесие жидкости и пара (между тройной точкой и критической точкой), каждому давлению соответствует определ. темп-pa насыщения пара.

НЕБЕСНАЯ МЕХАНИКА, наука о движении небесных тел. Она изучает поступат., вращат., деформационные движения естеств. и искусств. небесных тел под влиянием сил гравитац. вз-ствия, воздействия среды, эл.-магн. сил, сил светового давления и др. Проблемы Н. м.: 1) теория движения больших планет Солн. системы. Классическая Н. м. изучает движение больших планет, рассматривая их как материальные точки, тяготеющие друг к другу и к Солнцу по закону всемирного тяготения. Методы теории возмущений позволили описать движение планет достаточно точно. Выдающимся достижением классич. теории стало теор. открытие в 1845 Нептуна англ. астрономом Дж. Адамсом и франц. астрономом У. Леверье. В совр. эпоху практика косм. полётов существенно

446

повысила требования к точности теории движения планет. Это привело к появлению ряда фундам. работ (гл. обр. в СССР, США, Японии) по уточнению движения больших планет. 2) Теория движения малых планет (астероидов), в к-рой можно выделить два перспективных направления: построение уточнённых теорий движения отд. астероидов в связи с задачами освоения косм. пр-ва; построение глобальных теорий, объясняющих существующее распределение элементов орбит астероидов. 3) Создание теории движения комет, в частности в связи с перспективами косм. полётов к ним. 4) Задача о движении естеств. спутников планет. 5) Проблема трёх тел — важная модельная задача о движении трёх взаимно тяготеющих материальных точек, напр. косм. аппарата в системе Земля — Луна или астероида в системе Солнце — Юпитер. Особый интерес представляет изучение равновесного движения к.-л. тела в полях тяготения двух других тел — определение св-в т. н. «точек либрации», ввиду их перспективности для практики косм. полётов (см. Трёх тел задача). 6) Теория движения Луны — одна из сложных и до сих пор актуальных задач Н. м. 7) Проблема устойчивости Солн. системы. Постановка проблемы и первые результаты принадлежат франц. учёным П. Лапласу и Ж. Лагранжу. Достижения математики последних лет (теория Колмогорова — Арнольда — Мозера) позволили существенно продвинуть решение классич. проблемы об устойчивости Солн. системы. В. И. Арнольдом получен след. результат: большие полуоси орбит планет, их наклонения и эксцентриситеты вечно остаются вблизи исходных значений, если эксцентриситеты орбит и их наклонения малы (это условие выполняется), а периоды обращения несоизмеримы (условие нерезонансности движений в системе). В реальной Солн. системе дело обстоит, скорее, наоборот: резонансные соотношения между частотами, характеризующими орбит. движения тел Солн. системы, явл. правилом. 8) Резонансные проблемы небесной механики. Средние движения планет довольно точно удовлетворяют нек-рым резонансным соотношениям между частотами их обращения вокруг Солнца (наиб. известен резонанс 5 : 2 для Юпитера и Сатурна). Известны и резонансные соотношения между ср. движениями естеств. спутников планет. Осевое вращение Луны (и мн. других естеств. спутников планет) находится в соизмеримости 1 : 1 с орбит. движением; осевое вращение Меркурия имеет с орбит. движением соизмеримость 3:2. Обилие подобных фактов (здесь перечислена лишь малая их часть) позволяет предположить, что тенденция к резонансным движениям в H. м. есть объективная закономерность, к-рую можно использовать, напр., для стабилизации движения

ИСЗ. Построение теории, объясняющей эти факты во всей их полноте,— актуальная задача Н. м. 9) Теория вращат. движений естеств. небесных тел. Она развивалась классической Н. м. применительно к вращению Земли и Луны (лунно-солн. прецессия и нутация земной оси, законы Кассини вращения Луны, классич. линейная теория либрации Луны). В 20 в. эти теории продолжают успешно развиваться, расширяется область их приложения. Так, установлена двойная синхронизация (двойной резонанс) между осевым вращением и орбит. движением небесного тела, между движением осп вращения тела и возмущённой прецессией орбиты — т. н. обобщённые законы Кассини, к-рым подчиняется вращение Меркурия и ряда естеств. спутников планет. 10) Теория движения (поступательного и вращательного) искусств. небесных тел — большой раздел Н. м., появившийся в сер. 20 в. в связи с задачами, поставленными практикой косм. полётов. Эти задачи аналогичны задачам о движении естеств. небесных тел, но требуют, как правило, учёта большого числа факторов. Усложнение задач косм. полётов выдвигает повышенные требования не только к точности теории движения тел в космосе, но и к службе наблюдений.

Построение точных теорий движения искусств. косм. объектов способствует решению и нек-рых классич. задач Н. м., напр. определению фигур Земли, Луны и др. планет Солн. системы.

• Дубошин Г. Н., Небесная механика. Основные задачи и методы, 3 изд., М., 1975; его же, Небесная механика. Аналитические и качественные методы, 2 изд., М., 1978; Грсбеников Е. Д., Рябов Ю. А., Новые качественные методы в небесной механике, М., 1971; Маркеев А. II., Точки либрации в небесной механике и космодинамике, М., 1978; Белецкий В. В., Очерки о движении космических тел, 2 изд., М., 1977; его же, Движение искусственного спутника относительно центра масс, М., 1965; Справочное руководство по небесной механике и астродинамике, 2 изд., М., 1976; Эльясберг П. Е., Введение в теорию полета искусственных спутников Земли, М., 1965.

В. В. Белецкий.

НЕВЕСОМОСТЬ, состояние материального тела, движущегося в поле тяготения, при к-ром действующие на него силы тяжести или совершаемое им движение не вызывают давлений ч-ц тела друг на друга. Если тело покоится в поле тяжести Земли на горизонтальной плоскости, то на него действуют сила тяжести и направленная в противоположную сторону реакция плоскости, в результате чего возникают давления ч-ц тела друг на друга. Человеческий организм воспринимает такие давления, как ощущение «весомости». Аналогичный результат имеет место для тела, к-рое находится в лифте, движущемся по вертикали вниз с ускорением ag, где g — ускорение свободного падения. Но при a=g тело (все его ч-цы) и лифт совершают свободное падение и никаких взаимных давлений друг на друга не, оказывают, т. е. имеет место Н.. При этом на все

ч-цы тела, находящегося в состоянии Н., действуют силы тяжести, но нет внеш. сил, приложенных к поверхности тела (напр., реакций опоры), к-рые могли бы вызвать взаимные давления ч-ц друг на друга. Подобное же состояние наблюдается для тел, помещённых в ИСЗ (или косм. корабле); эти тела и все образующие их ч-цы, получив вместе со спутником соответствующую нач. скорость, движутся под действием сил тяготения вдоль своих орбит с равными ускорениями, как свободные, и не оказывают давлений друг на друга, т. е. находятся в состоянии Н.

Вообще тело под действием внеш. сил будет в состоянии Н., если: а) действующие внеш. силы явл. только массовыми (силы тяготения); б) поле этих массовых сил локально однородно, т. е. силы поля сообщают всем ч-цам тела в каждом его положении одинаковые по величине и направлению ускорения; в) нач. скорости всех ч-ц тела по величине и направлению одинаковы (тело движется поступательно). Т. о., любое тело, размеры к-рого очень малы по сравнению с земным радиусом, совершая свободное поступат. движение в ноле тяготения Земли, будет, при отсутствии других внеш. сил, находиться в состоянии Н. То же имеет место при движении в поле тяготения любых др. небесных тел.

Вследствие значит. отличия условий Н. от земных условий, в к-рых создаются и отлаживаются приборы и агрегаты ИСЗ, косм. кораблей и их ракет-носителей, проблема Н. занимает важное место среди др. проблем космонавтики.

Особенно необходимо учитывать своеобразие условий Н. при полёте обитаемых косм. кораблей: условия жизни человека в состоянии Н. резко отличаются от привычных земных, что вызывает изменения ряда его жизненных функций. Поэтому при длит. полётах человека на орбитальных (околоземных) или межпланетных станциях предполагается создавать искусств. «тяжесть», к-рую можно получить, напр., располагая рабочие помещения в кабинах, вращающихся вокруг центр. части станции (т. е. движущихся непоступательно). Вследствие этого вращения тела в кабине будут прижиматься к её боковой поверхности, к-рая будет играть роль «пола», а реакция «пола», приложенная к поверхностям тел, будет создавать искусств. «тяжесть».

С. М. Тарг.

НЕГОЛОНОМНЫЕ СИСТЕМЫ, механич. системы, на к-рые, кроме геометрических, налагаются ещё кинематич. связи, не сводящиеся к геометрическим и наз. неголономными (см. Голономные системы). Пример Н. с.— шар, катящийся без проскальзывания по шероховатой плоскости. При этом налагается ограничение не только на положение

447

центра шара (геом. связь), но и на скорость точки его касания с плоскостью, к-рая в любой момент времени должна быть равна нулю (кинематич. связь, не сводящаяся к геометрической) .

Движение Н. с. изучают с помощью спец. ур-ний (ур-ния Чаплыгина, Аппеля) или ур-ний, получаемых из дифф. вариационных принципов механики.

• Добронравов В. В., Основы механики неголономных систем, М., 1970. См. также лит. при ст. Механика.

С. М. Тарг.

НЕЕЛЯ ТОЧКА (антиферромагнитная точка Кюри), темп-pa Т_Н, выше к-рой антиферромагнетик превращается в парамагнетик (фазовый переход II рода). Вблизи Т_н наблюдается специфич. температурная зависимость физ. св-в антиферромагнетиков (теплоёмкости, коэфф. теплового расширения, электропроводности и др.). Н. т. названа по имени франц. физика Л. Нееля (L. Neel). См. Антиферромагнетизм.

НЕЙМАНА ПРИНЦИП, постулат, устанавливающий связь симметрии макроскопич. физ. св-в кристалла с симметрией его внеш. формы. Согласно Н. п., группа симметрии любого спонтанно присущего кристаллу физ. св-ва должна включать в себя операции симметрии точечной группы симметрии кристалла (см. Симметрия кристаллов, Кристаллофизика, Кюри принцип). Установлен нем. физиком Ф. Э. Нейманом (F. Е. Neumann).

НЕЙТРАЛЬНЫЙ ТОК в квантовой теории поля, ток в слабом вз-ствии («слабый ток»), к-рый описывает переходы без изменения электрич. зарядов ч-ц; аналог эл.-магн. тока. На опыте наблюдались лишь Н. т. без изменения странности, «очарования», лептонных зарядов и др. квант. чисел. Н. т. открыты в 1973 при изучении процессов вз-ствия нейтрино высоких энергий (1 ГэВ) с нуклонами. Наряду с обычными процессами образования мюонов ^± при вз-ствии мюонных нейтрино и антинейтрино с нуклонами:

v_+N^-+адроны (1)

v^~_+N⁺+адроны (2)

сопровождающимися изменением заряда лептона,— заряженными токами (нейтральные v_, v^~_, переходят в заряженные ^-, ⁺), наблюдались безмюонные нейтринные процессы — Н. т.:

v_+N+адроны (3)

v^~_+N^~+адроны (4)
Отношения R_v и R_v^~ сечений процессов (3) и (1). (4) и (2) оказались равными: R_v0,30; R_v^~0,35.

Н. т. естественно возникают в единой теории слабого и эл.-магн. вз-ствий (см. Слабое взаимодействие). В соответствии с этой теорией процессы (3) и

(4) обусловлены обменом нейтральным промежуточным векторным бозоном Z между нейтральными нейтринным и адронным слабыми токами (рис. 1) аналогично тому, как процесс рассеяния эл-нов на нуклонах e^-+N е^-+адроны обусловлен обменом фотоном между эл.-магн. электронным и адронным токами.

Обмен Z-бозоном между нейтринным и электронным слабыми Н. т.

обусловливает процессы рассеяния v_ и v^~_ на эл-нах (рис. 2). Такие процессы также наблюдались экспериментально; их сечения приблизительно в 10⁴ раз меньше сечений процессов (3) и (4).

Обмен Z-бозоном между электронным Н. т. и адронным током обусловливает слабое вз-ствие эл-на с нуклоном. Такое вз-ствие приводит к нарушению сохранения чётности в ат. переходах, в глубоко неупругом рассеянии продольно поляризов. эл-нов на неполяризов. нуклонах и др. Ожидаемые эффекты чрезвычайно малы вследствие того, что между эл-нами и нуклонами имеется намного более интенсивное, чем слабое, эл.-магн. вз-ствие, сохраняющее чётность. В 1978 такие эффекты несохранения чётности были наблюдены.

Все имеющиеся данные по Н. т. согласуются с теорией Глэшоу — Вайнберга — Салама.

• Биленький С. М., Лекции по физике нейтринных и лептон-нуклонных процессов, М., 1981; О к у н ь Л. Б., Лептоны и кварки, М., 1981.

С. М. Биленький.

НЕЙТРИННАЯ АСТРОФИЗИКА, исследует роль процессов с участием нейтрино в звёздах и др. косм. объектах. У стационарных звёзд гл. последовательности (см. Звёзды) нейтрино, для к-рых толща звёзд прозрачна, уносят часть энергии, выделяющейся в звёздных недрах при термоядерных реакциях (от 2 до 32% в водородном цикле и ~7% в углеродном цикле). Роль нейтрино резко возрастает на поздних стадиях эволюции звёзд. Для этих стадий универс. теория слабых взаимодействий предсказывает ряд процессов рождения пар нейтрино v — антинейтрино v, благодаря к-рым потери энергии с потоками нейтрино превосходят фотонные потери, что приводит к резкому (в десятки раз) ускорению темпа эволюции. В кач-ве процессов, ведущих к рождению пар v, v, рассматривают аннигиляцию электронно-позитронных пар, тормозное излучение, фоторождение, распад плазмона, синхротронное излучение. Согласно теор. расчётам, особую роль нейтрино играют в ходе гравитационного коллапса

звёзд большой массы, когда гл. источником нейтрино становятся бета-процессы в горячей плазме. Основными становятся бета-процессы: e^-+(Z, А)(Z-1, A)+v и e⁺+(Z-1, A)(Z, А)+v^~-. В кач-ве важнейшей пары ядер (Z, А) и (Z-1, А), где Z — электрич. заряд, А — ат. масса ядра, служат свободные нуклоны — протон р (1,1) и нейтрон n (0,1). Если оба эти процесса равновероятны, то хим. состав звёздной плазмы не изменяется. Однако в ходе гравитац. коллапса вероятность первого процесса несколько преобладает. Тогда преимуществ. излучению нейтрино сопутствует, очевидно, процесс нейтронизации вещества.

В нек-рый момент гравитац. коллапса (при достижении в-вом плотности ~10¹² г/см³ и темп-ры Т ~10¹⁰ К) в-во звезды становится непрозрачным для нейтринного излучения, темп коллапса замедляется. Нейтрино становятся определяющим фактором в переносе энергии в непрозрачном ядре звезды, потоки же нейтрино с поверхности ядра звезды прогревают её внеш. слои, способствуя их термояд. взрыву и сбросу оболочки. В это время (примерно за 10 с) звезда испускает ~10⁵³—10⁵⁴ эрг энергии в виде потоков v и v (почти равных по интенсивности) с энергией ч-ц 10—15 МэВ. Сбросу оболочки коллапсирующей звезды содействуют также эффекты когерентного рассеяния v на ядрах с большими ат. массами и рассеяния v на эл-нах.

Регистрация потоков нейтрино от Солнца, а также нейтринных импульсов от коллапсирующих звёзд в Галактике — осн. задачи нейтринной астрономии (раздела астрономии, изучающего небесные тела по их нейтринному излучению).

• Нейтрино. Сб. ст., пер. с англ., М., 1970;

Березинский В. С., Зацепин Г. Т., Нейтринная астрофизика, М., 1975.

В. С. Имшенник.

НЕЙТРИНО (v), лёгкая (возможно, безмассовая) электрически нейтральная ч-ца со спином ¹/₂ (в ед. ћ), участвующая только в слабом и гравитац. вз-ствиях. Н. принадлежит к классу лептонов, а по статистич. св-вам явл. фермионом. Известны три типа Н.: электронное (v_e), мюонное (v_) и -Н. (v_), каждый из к-рых при вз-ствии с др. ч-цами может превращаться в соответствующий заряж. лептон. В отрицательно заряженные лептоны превращаются лишь «левые» Н. (со спиральностью =-¹/₂), в положительно заряженные — только «правые» (= +¹/₂). Считается, что правые Н. явл. античастицами по отношению к левым, они наз. антинейтрино (v^~). Правым Н. приписывают лептонный заряд со знаком, противоположным лептонному заряду левых Н.

Отличительное св-во Н., определяющее его роль в природе,— огромная проникающая способность, особенно при низких энергиях. Это, с одной стороны, затрудняет детектирование Н., с другой — предоставляет

448

уникальную возможность изучения внутр. строения и эволюции косм. объектов. С увеличением энергии Н. сечения их вз-ствия с в-вом растут, а проникающая способность уменьшается.

Н., вероятно, столь же распространённые ч-цы, как и фотоны. Они испускаются при превращениях ат. ядер: -распаде, захвате эл-нов (гл. обр. f-захвате) и мюонов, при распадах элем. ч-ц: - и К-мезонов, мюонов и до. Процессы, приводящие к образованию Н., происходят в недрах Земли и её атмосфере, внутри Солнца и в звёздах. Предполагается, что мощные потоки Н. генерируются при гравитационном коллапсе звёзд, унося б. ч. высвобождающейся гравитац. энергии. В природе существуют Н. с энергиями (ξ_v ) в огромном интервале: от реликтовых Н. со ср. энергией ξ_v~5•10^-4 эВ, заполняющих (как следует из модели горячей Вселенной) всё косм. пр-во с плотностью 100—150 пар vv^~/см³ на каждый тип Н., до Н., рождаемых в соударениях косм. лучей с ядрами межзвёздной среды с ξ_v вплоть до 10²⁰ эВ. В лаб. условиях интенсивными источниками Н. (точнее, антинейтрино) низких энергий явл. ядерные реакторы; потоки Н. более высоких энергий, достигающих сотен ГэВ, генерируются с помощью ускорителей заряж. ч-ц.

1>следующая страница >>