Четырёххлористый углерод 920

Четырёххлористый углерод 920

Глицерин....………………..... 1923

исключением из этого правила явл. вода, в к-рой С. з. увеличивается с ростом темп-ры и достигает максимума при темп-ре 74°С, а с дальнейшим ростом темп-ры уменьшается. С уве­личением давления С. з. в воде уве­личивается примерно на 0,01% на 1 атм. В морской воде С. з. увеличи­вается с ростом темп-ры, солёности и глубины, что определяет ход звук. лучей в море, в частности существо­вание подводного звукового канала.

С. з. в смесях газов или жидкостей зависит от концентрации компонентов смеси.

С. з. в изотропных тв. телах опре­деляется модулями упругости в-ва и его плотностью. В неограниченной тв. среде распространяются продоль­ные и сдвиговые (поперечные) упругие волны, причём фазовая С. з. для продольной волны равна:

а для сдвиговой:

где Е — модуль Юнга, G — модуль сдвига, v — коэфф. Пуассона, К — модуль объёмного сжатия. Скорость распространения продольных волн всегда больше, чем скорость сдвиго­вых волн (см. табл.). В тв. телах огранич. размеров имеются и др. типы волн, напр. поверхностные волны, ско­рость к-рых меньше с_l и c_t. В пла­стинах, стержнях и др. тв. волноводах распространяются нормальные волны, скорость к-рых определяется не толь­ко хар-ками в-ва, но и геом. парамет­рами тела. С. з. для продольной волны в тонком стержне равна с_{l ст}= (Е/). В монокрист. тв. телах С. з. за­висит от направления распростране­ния волны относительно кристалло­графич. осей. Во многих в-вах С. з. зависит от наличия посторонних при­месей. В металлах и сплавах С. з. существенно зависит от обработки, к-рой они были подвергнуты (прокат, ковка, отжиг и т. п.). В пьезоэлектриках и сегнетоэлектриках С. з. определяется не только модулями упру­гости, но и пьезомодулями, а также может зависеть от напряжённости электрич. поля.

СКОРОСТЬ ЗВУКА В НЕКОТОРЫХ ТВЁРДЫХ ВЕЩЕСТВАХ

В ферромагнетиках С. з. зависит от напряжённости магн. поля.

Измерение С. з. используется для определения многих св-в в-ва, таких, как сжимаемость газов и жидкостей,

691

• Ландау Л. Д., Лифшиц Е. М., Механика сплошных сред, 2 изд., М., 1954;

Михайлов И. Г., Соло­вьев В. А., Сырников Ю. П., Ос­новы молекулярной акустики, М., 1964; Колесников А. Е., Ультразвуковые измерения, М., 1970; Исакович М. А., Общая акустика, М., 1973; Т р у э л л Р., Э л ь б а ум Ч., Ч и к Б., Ультразвуко­вые методы в физике твердого тела, пер. с англ., М., 1972.

А. Л. Полякова.

СКОРОСТЬ СВЕТА в свободном про­странстве (вакууме) с, скорость рас­пространения любых электромагнит­ных волн (в т. ч. световых); одна из фундам. физических постоянных; пред­ставляет собой предельную скорость распространения любых физ. воздей­ствий (см. Относительности теория) и инвариантна при переходе от одной системы отсчёта к другим. Величина с связывает массу и полную энергию материального тела; через неё вы­ражаются преобразования координат, скоростей и времени при изменении системы отсчёта (Лоренца преобразо­вания); она входит во мн. др. соот­ношения. С. с. в с р е д е с' зависит от показателя преломления среды n, различного для разных частот  из­лучения (Дисперсия света): с'() =c/n(). Эта зависимость приводит к отличию групповой скорости от фазовой скорости света в среде, если речь идёт не о монохроматическом сее­те (для С. с. в вакууме эти две вели­чины совпадают). Экспериментально определяя с', всегда измеряют груп­повую С. с. либо т. н. скорость сигнала, или скорость пе­редачи энергии, только в нек-рых спец. случаях не равную групповой.

Впервые С. с. определил в 1676 дат. астроном О. К. Рёмер по изменению промежутков времени между затме­ниями спутников Юпитера. В 1728 её установил англ. астроном Дж. Брадлей, исходя из своих наблюде­ний аберрации света звёзд. На Земле С. с. первым измерил — по времени прохождения светом точно известного расстояния (базы) — в 1849 франц. физик А. И. Л. Физо. (Показатель преломления воздуха очень мало от­личается от единицы, и наземные измерения дают величину, весьма близкую к с.) В опыте Физо пучок света от источника S, отражён­ный полупрозрачным зеркалом N, периодически прерывался вращающим­ся зубчатым диском W, проходил

базу MN (ок. 8 км) и, отразившись от зеркала М, возвращался к диску (рис. 1). Падая при этом на зубец, свет не достигал наблюдателя, а по­павший в промежуток между зубцами свет можно было наблюдать через окуляр Е. По известным скоростям вращения диска определялось время прохождения светом базы.

Измерения С. с. в 19 в. сыграли большую роль в физике, дополни­тельно подтвердив волн. теорию света [выполненное Фуко в 1850 сравнение С. с. одной и той же частоты v в воз­духе и воде показало, что скорость в воде и=c/n(), как и предсказывала волновая теория], а также установили связь оптики с теорией электромагнетизма — измеренная С. с. совпала со скоростью эл.-магн. волн, вычис­ленной из отношения эл.-магн. и электростатич. единиц электрич. за­ряда (опыты нем. физиков В. Вебера и Р. Кольрауша в 1856 и последу­ющие более точные измерения англ. физика Дж. К. Максвелла). Это сов­падение явилось одним из отправных пунктов при создании Максвеллом эл.-магн. теории света в 1864—73.

В совр. измерениях С. с. исполь­зуется модернизир. метод Физо (модуляц. метод) с заменой зубчатого колеса на электрооптич., дифракц., интерференционный или к.-л. иной модулятор света, полностью преры­вающий или ослабляющий световой пучок (см. Модуляция света). При­ёмником излучения служит фотоэле­мент или фотоэлектронный умножи­тель. Применение лазера в кач-ве источника света, УЗ модулятора со стабилизир. частотой и повышение точности измерения длины базы по­зволили снизить погрешности измере­ний и получить значение с=299792,5±0,15 км/с. Помимо прямых изме­рений С. с. по времени прохождения известной базы, широко применя­ются т. н. косвенные методы, дающие большую точность. Так, с помощью микроволнового вакуумиров. резона­тора (англ. физик К. Фрум, 1958) при длине волны излучения =4 см получено значение с=299792,5±0,1 км/с. С ещё меньшей погрешно­стью определяется С. с. как частное от деления независимо найденных  и  ат. или мол. спектральных линий. Амер. учёный К. Ивенсон и его со­трудники в 1972 по цезиевому стан­дарту частоты (см. Квантовые стандар­ты частоты) нашли с точностью до 11-го знака частоту излучения СН₄-лазера, а по криптоновому стандарту частоты — его длину волны (ок. 3,39 мкм) и получили с=299792456,2±0,2 м/с. Однако эти результаты требуют дальнейшего подтверждения. Решением Генеральной ассамблеи Международного комитета по числен­ным данным для науки и техники — КОДАТА (1973) С. с. в вакууме при­нято считать равной 299792458±1,2 м/с.

Как можно более точное измерение величины с чрезвычайно важно не только в общетеоретич. плане и для определения значений др. физ. ве­личин, но и для практич. целей. К ним, в частности, относится опре­деление расстояний по времени про­хождения радио- или световых сиг­налов в радиолокации, оптической локации, светодальнометрии, в си­стемах слежения за ИСЗ и т. д.

• В а ф и а д и В. Г., Попов Ю. В., Скорость света и се значение в науке и тех­нике, Минск, 1970; Тейлор Б., Пар­кер В., Лангенберг Д., Фундамен­тальные константы и квантовая электроди­намика, пер. с англ., М., 1972.

A.M. Бонч-Бруевич,

СЛАБОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ, одно из четырёх известных фундам, вз-ствий

692

между элем. ч-цами. С. в. гораздо слабее не только сильного, но и эл.-магн. вз-ствия, но гораздо сильнее гравитационного.

Другая хар-ка вз-ствия — длина свободного пробега ч-цы в в-ве. Силь­но взаимодействующие ч-цы (адроны) можно задержать железной плитой толщиной в неск. десятков см, тогда как нейтрино, обладающее лишь С. в., проходило бы, не испытав ни одного столкновения, через железную плиту толщиной порядка миллиарда км. Ещё более слабым явл. гравитац. вз-ствие, сила к-рого при энергии ~1 ГэВ в 10³³ раз меньше, чем у С. в. Однако в повседневной жизни роль гравитац. вз-ствия гораздо за­метнее роли С. в. Это связано с тем, что гравитац. вз-ствие, как и электро­магнитное, имеет бесконечно большой радиус действия; поэтому, напр., на тела, находящиеся на поверхности Земли, действует гравитац. притяже­ние со стороны всех атомов, из к-рых состоит Земля. Слабое же вз-ствие обладает настолько малым радиусом действия, что он до сих пор не изме­рен. Его ожидаемая величина ок. 2•10^-16 см (что на три порядка меньше радиуса сильного вз-ствия). Вслед­ствие этого, напр., С. в. между яд­рами двух соседних атомов, находя­щихся на расстоянии 10^-8 см, ни­чтожно мало.

Однако, несмотря на малую вели­чину и короткодействие, С. в. играет очень важную роль в природе. Так, если бы удалось «выключить» С. в., то погасло бы Солнце, т. к. был бы невозможен процесс превращения про­тона в нейтрон, позитрон и нейтрино, в результате к-рого четыре протона превращаются в ⁴Не. Этот процесс служит источником энергии Солнца и большинства звёзд. Процессы С. в. с испусканием нейтрино вообще игра­ют исключительно важную роль в эволюции звёзд, обусловливая потери энергии очень горячими звёздами, во взрывах сверхновых звёзд с образо­ванием пульсаров и т. д. Если бы не было С. в., были бы стабильны и широко распространены в обычном в-ве мюоны, -мезоны, странные и «очарованные» ч-цы, к-рые распада­ются под действием С. в. Столь боль­шая роль С. в. связана с тем, что оно не подчиняется ряду запретов, ха­рактерных для сильного и эл.-магн.

вз-ствий. В частности, С. в. превра­щает заряж. лептоны в нейтрино, а кварки одного типа («аромата») в кварки др. типов.

Интенсивность слабых процессов быстро растёт с ростом энергии. Так, напр., бета-распад нейтрона, энерго­выделение в к-ром мало (~1 МэВ), длится ок. 10³ с, что в 10¹³ раз больше, чем время жизни -гиперона, энерго­выделение при распаде к-рого состав­ляет ~100 МэВ. Сечение вз-ствия с нуклонами для нейтрино с энергией ~100 ГэВ прибл. в миллион раз больше, чем для нейтрино с энергией ~1 МэВ. По теор. представлениям, рост сечения продлится до энергий порядка неск. сотен ГэВ в системе центра инерции сталкивающихся ч-ц. При этих энергиях и при больших передачах импульсов должны про­явиться эффекты, связанные с суще­ствованием промежуточных вектор­ных бозонов W^±, Z°. На расстояни­ях между сталкивающимися ч-цами, много меньших 2•10^-16 см (комптоновской длины волны промежуточных бозонов), С. в. и эл.-магн. вз-ствие имеют практически одинаковую ин­тенсивность (см. ниже).

Наиболее распространённый про­цесс, обусловленный С. в.,— -распад радиоактивных ат. ядер. В 1934 итал. физик Э. Ферми построил тео­рию -распада, к-рая с нек-рыми существ. модификациями легла в ос­нову последующей теории т. н. уни­версального локального четырёхфермионного С. в. Согласно теории Фер­ми, эл-н и нейтрино (точнее, анти­нейтрино), вылетающие из -радиоактивного ядра, не находились в нём до этого, а возникают в момент рас­пада. Это явление аналогично испу­сканию фотонов низкой энергии (ви­димого света) возбуждёнными ато­мами или фотонов высокой энергии (-квантов) возбуждёнными ядрами. Причиной этих процессов явл. вз-ствие электрич. зарядов ч-ц с эл.-магн. полем: движущаяся заряж. ч-ца — эл-н, протон — создаёт эл.-магн. ток, к-рый возмущает эл.-магн. поле; в результате этого вз-ствия ч-ца пере­даёт энергию квантам этого поля — фотонам. Вз-ствие фотонов с эл.-магн. током описывается выражением ej_э.м.А. Здесь е — элем. электрич. заряд, яв­ляющийся константой эл.-магн. вз-ствия (см. Константа связи), А -оператор фотонного поля (т. е. опе­ратор рождения и уничтожения фото­на)» j_э.м. — оператор плотности эл.-магн. тока. (Часто в выражение для эл.-магн. тока включают также мно­житель е.) В j_э.м. дают вклад все заряж. ч-цы. Так, напр., слагаемое, отвечающее эл-ну, имеет вид: ^~, где  — оператор уничтожения эл-на или рождения позитрона, a ^~ — оператор рождения эл-на или уничтожения позитрона. [Выше для упрощения не показано, что j_э.м. так же, как А, явл. четырёхмерными векторами. Более точно, вместо  следует писать совокупность четырёх выражений

^~_, где _ —матрицы Дирака (см. Дирака уравнение), =0, 1, 2, 3. Каждое из этих выражений умножа­ется на соответствующую компоненту четырёхмерного вектора A_.]

Вз-ствие e^~A описывает не только испускание и поглощение фотонов эл-нами и позитронами, но и такие процессы, как рождение фотонами электрон-позитронных пар или ан­нигиляция этих пар в фотоны. Обмен фотоном между двумя заряж. ч-цами приводит к вз-ствию этих ч-ц друг с другом. В результате возникает, напр., рассеяние эл-на протоном, к-рое схе­матически изображается Фейнмана ди­аграммой, представленной на рис. 1. При переходе протона в ядре с одного уровня на другой это же вз-ствие может привести к рождению электронпозитронной пары (рис. 2).

Теория -распада Ферми по су­ществу аналогична теории эл.-магн. процессов. Ферми положил в основу теории вз-ствие двух «слабых токов», но взаимодействующих между собой не на расстоянии путём обмена ч-цей— квантом поля (фотоном в случае эл.-магн. вз-ствия), а контактно. Это вз-ствие между четырьмя фермионными полями (или фермионами p, n, е и нейтрино ) в совр. обозначениях

имеет вид: (G_F/2p^~n•e^~v. Здесь G_F — константа Ферми, или константа сла­бого четырёхфермионного вз-ствия, эксперим. значение к-рой G_F10^-49 эрг•см³ (величина G_F/ћc имеет размерность квадрата длины, и в единицах ћ=c=l GF10^-5/M², где

М — масса протона), р^~ — оператор рождения протона (уничтожения ан­типротона), n — оператор уничтоже­ния нейтрона (рождения антинейтро­на), е^~ — оператор рождения эл-на (уничтожения позитрона), v — опе­ратор уничтожения нейтрино (рожде­ния антинейтрино). (Здесь и в даль­нейшем операторы рождения и уни­чтожения ч-ц обозначены символами соответствующих ч-ц, набранными по­лужирным шрифтом.) Ток р^~n, пере­водящий нейтрон в протон, получил впоследствии назв. нуклонного, а ток e^~v — лептонного (эл-н и нейтрино —

693

Вз-ствие лептонного и нуклонного токов должно приводить и к др. процессам, напр. к реакции v^~+pе⁺+n (рис. 4), к аннигиляции пар p+n^~e⁺+v (рис. 5) и р^~+ne^-+v^~ и т. д.

Существ. отличием слабых токов р^~n и e^~v от электромагнитного явл. то, что слабый ток меняет заряд ч-ц, в то время как эл.-магн. ток не меняет: слабый ток превращает нейтрон в протон, эл-н в нейтрино, а электро­магнитный оставляет протон прото­ном, а эл-н эл-ном. Поэтому слабые токи p^~n и e^~v наз. заряженными тока­ми. Согласно такой терминологии, обычный эл.-магн. ток ее явл. нейт­ральным током. О нейтр. слабых токах типа v^~v, е^~е и т. д. см. ниже.

Теория Ферми опиралась на резуль­таты исследований в трёх разл. обла­стях: 1) эксперим. исследования соб­ственно С. в. (-распад), приведшие к гипотезе о существовании нейтрино; 2) эксперим. исследования сильного вз-ствия (яд. реакции), приведшие к открытию протонов и нейтронов и к пониманию того, что ядра состоят из этих ч-ц; 3) эксперим. и теор. иссле­дования эл.-магн. вз-ствия, в ре­зультате к-рых был заложен фунда­мент квант. теории поля. Дальнейшее развитие физики элем. ч-ц неодно­кратно подтверждало плодотворную взаимозависимость исследований сильного, слабого и эл.-магн. вз-ствий.

Универс. четырёхфермионное С. в. отличается от теории Ферми в ряде существ. пунктов. Эти отличия, уста­новленные за последние 30 лет в результате изучения элем. ч-ц, сво­дятся к следующему:

Слабые токи, к-рые у Ферми были векторными, представляют собой сум­му векторного тока V и аксиально-векторного тока А (см. Ток в квантовой теории поля). [Аксиальный век­торный ток конструируется с помощью матриц _₅. где ₅=i₀₁₂₃]. При преобразованиях Лоренца токи V и А ведут себя одинаково, подобно обычным четырёхмерным векторам. Однако при зерк. отражениях (пространст­венной инверсии) их поведение раз­лично, т. к. они обладают разл. про­странств. чётностью Р. В результате слабый ток не обладает определ. чёт­ностью. Это его св-во отражает несохранение чётности в С. в. V- и A-токи отличаются также зарядовой чётностью С.

Гипотеза о том, что С. в. не сохра­няет чётность, была выдвинута кит. физиками Ли Цзундао и Янг Чженьнином в 1956 при теоретическом ис­следовании распадов К-мезонов; вско­ре несохранение Р- и С-чётностей было обнаружено экспериментально в -распаде ядер (кит. физик By Цзянь-сун с сотрудниками), в распаде мюона (амер. физики Р. Гарвин, Л. Ледерман и др.) и в распадах др. ч-ц.

Обобщая огромный эксперим. ма­териал, амер. физики М. Гелл-Ман, Р. Фейнман, Р. Маршак и Э. Сударшан в 1957 предложили теорию универсального слабого взаимодействия — т. н. V—A-теорию. В формулировке, осно­ванной на кварковой структуре адро­нов, эта теория заключается в том, что полный слабый заряж. ток j_w явл. суммой лептонных и кварковых то­ков, причём каждый из этих элем. токов содержит одну и ту же комби­нацию дираковских матриц: _(1+₅).

Как выяснилось впоследствии, за­ряж. лептонный ток, представленный в теории Ферми одним членом e^~v, явл. суммой трёх слагаемых:

e^~v_e+^~v_+^~v_,

причём каждый из известных заряж. лептонов (эл-н, мюон и тяжёлый лептон ) входит в заряж. ток со своим нейтрино.

Заряж. адронный ток, представлен­ный в теории Ферми членом p^~n, явл. суммой кварковых токов. К 1983 известно пять типов кварков [d, s, b с электрич. зарядом (в ед. е) Q=-¹/₃ и u, c с Q=+²/₃], из к-рых построены все известные адроны, и предпола­гается существование по крайней мере ещё одного кварка (t с Q=+²/₃). Заряж. кварковые токи, так же, как и лептонные токи, обычно записывают в виде суммы трёх слагаемых:

u^~d'+c's'+t^~b'.

Однако здесь d', s' и b' явл. линей­ными комбинациями операторов d, s, b, так что кварковый заряж. ток со­стоит из девяти слагаемых. Каждый из токов (e^~v_e, v_, ^~v_, u^~d', c^~s' и t^~b'} явл. суммой векторного и аксиального токов с коэффициентами, равными единице.

где j⁺_w — ток, сопряжённый j_w (e^~v_ev^~_ee, d^~u u^~d и т. д.). Такое вз-ствие

заряж. токов количественно описы­вает огромное число слабых процессов: лептонных (^-e^-+v^~_e+v_, ^-е^-+v^~_e+v_, v_e+e^-e-+v_e и т. д.), полулептонных (np+e^-+v^~_e, p+e^-+v^~_e, k⁺ ⁺+v_ и т. д.) и нелептонных (К⁺⁺+⁰, р+^-, D⁺К^-+⁺+⁺ и т. д.). Многие из этих процессов были от­крыты после 1957. За этот период

были открыты также два принципи­ально новых явления: нарушение СР-инвариантности (см. Комбинирован­ная инверсия) и нейтр. токи.

Нарушение СР-инвариантности бы­ло обнаружено в 1964 в эксперименте амер. физиков Дж. Кристенсена, Дж. Кронина, В. Фитча и Р. Тёрли, к-рые наблюдали распад долгоживущих К°-мезонов (K⁰_L,) на два -мезона. Позд­нее нарушение СР-инвариантности на­блюдалось также в полулептонных распадах К⁰_L. Для выяснения при­роды С-Р-неинвариантного вз-ствия бы­ло бы крайне важным найти к.-л. СР-неинвариантный процесс в рас­падах или вз-ствиях др. ч-ц. В част­ности, большой интерес представляют поиски дипольного момента нейтрона (наличие к-рого означало бы наруше­ние инвариантности относительно об­ращения времени, а следовательно, согласно теореме CРТ, и СP-инвариантности).

Существование нейтр. токов было предсказано единой теорией слабого и эл.-магн. вз-ствий, созданной в 60-х г.амер. физиками Ш. Глэшоу, С. Вайнбергом, пакист. физиком А. Саламом и др. и позднее получившей назв. стандартной теории электрослабого взаимо­действия. Согласно этой теории, С. в. не явл. контактным вз-ствием токов, а происходит путём обмена промежуточными векторными бозо­нами (W⁺, W^- , Z°) —тяжёлыми ч-ца­ми со спином 1. При этом W'^±-бозоны осуществляют вз-ствие заряж. токов (рис. 6), а Z°-бозоны — нейтральных (рис. 7). В стандартной теории три промежуточных бозона и фотон явл. квантами т. н. калибровочных век­торных полей, выступающими при асимптотически больших передачах четырёхмерного импульса (q>> т_W, m_Z, где m_W, m_Z — массы W- и Z-бозонов в энергетич. единицах) со­вершенно равноправно. Нейтр. токи были обнаружены в 1973 во вз-ствии нейтрино и антинейтрино с нукло­нами. Позднее были найдены процессы

694

рассеяния мюонного нейтрино на эл-не, а также эффекты несохранения чёт­ности во вз-ствии эл-нов с нуклонами, обусловленные электронным нейтр. то­ком ее (эти эффекты впервые наблю­дались в опытах по несохранению чётности при ат. переходах, проведён­ных в Новосибирске Л. М. Барковым и М. С. Золоторёвым, а также в экс­периментах по рассеянию эл-нов на протонах и дейтронах в США).

Lнейтр.ток =(G_F/22)j⁰j⁰,

где tg_W=g'/g. Именно величина угла _W определяет структуру нейтр. токов (см. выше). Она же определяет связь между константой g, характеризую­щей вз-ствие W^±-бозонов со слабым током, и константой е, характеризу­ющей вз-ствие фотона с электрич. током: e=gsin_W.

Для того чтобы С. в. носило корот­кодействующий хар-р, промежуточ­ные бозоны должны иметь массу по­коя, в то время как кванты исходных калибровочных полей — W^±, W°, В°— безмассовые. Согласно стандартной теории, возникновение массы у про­межуточных бозонов происходит при спонтанном нарушении симметрии SU(2)XU(1) до U(1)_3э.м.. При этом одна из суперпозиций полей В⁰ и W⁰ — фотон (А) остаётся безмассо­вой, a W^± и Z-бозоны приобретают массы:

Эксперим. данные по нейтр. токам дают sin²_W0,21— 0,23. Этому от­вечают ожидаемые массы W- и Z-бозонов соответственно ~80 ГэВ и ~90 ГэВ.

Для обнаружения W- и Z-бозонов создаются спец. установки, в к-рых эти бозоны будут рождаться при столк­новениях встречных пучков рр^~ и е^-е⁺ высокой энергии. Первая р^~р ус­тановка вступила в строй в 1981 в ЦЕРНе. В 1983 появились сообщения о детектировании в ЦЕРНе первых слу­чаев рождения промежуточных вектор­ных бозонов. Открытие на опыте W- и Z-бозонов подтверждает правиль­ность основной (калибровочной) идеи стандартной теории электрослабого вз-ствия. Однако для проверки теории в полном объёме необходимо также экспериментально исследовать меха­низм спонтанного нарушения сим­метрии. В рамках стандартной теории источником спонтанного нарушения симметрии SU(2)XU(1) явл. спец. изодублетное скалярное поле , об­ладающее специфич. самодействием ││²-²)², где  — безразмерная кон­станта, а константа  имеет размер­ность массы [=2G_F)^-1/2]. Мини­мум энергии вз-ствия достигается при || =, и, т. о., низшее энергетич. со­стояние — вакуум — содержит нену­левое вакуумное значение поля ср. Если этот механизм нарушения сим­метрии действительно осуществляется в природе, то должны существовать элементарные скалярные бозоны — т. н. хиггсовы бозоны (кванты Хиггса поля). Стандартная теория предсказы­вает существование, как минимум, одного скалярного бозона (он должен быть нейтрален). В более сложных вариантах теории имеется неск. таких ч-ц, причём нек-рые из них — заря­женные (при этом возможно 1). В отличие от промежуточных бозонов, массы хиггсовых бозонов теорией не предсказываются.

Калибровочная теория электросла­бого вз-ствия перенормируема; это означает, в частности, что амплитуды слабых и эл.-магн. процессов можно вычислять по теории возмущений, причём высшие поправки малы, как в обычной квант. электродинамике. (В отличие от этого, четырёхфермионная теория слабого вз-ствия неперенормируема и не явл. внутренне непротиворечивой теорией.)

Существуют теор. модели «великого объединения», в к-рых как группа SU(2)X U(1) электрослабого вз-ствия, так и группа SU(3) сильного вз-ствия явл. подгруппами единой группы, ха­рактеризующейся единой константой калибровочного вз-ствия. В ещё более фундам. моделях эти вз-ствия объ­единяются с гравитационными (т. н. суперобъединение).

• B y Ц. С., Мошковский С. А., Бета-распад, пер. с англ., М., 1970; В а й н б е р г С., Единые теории взаимодействия элементарных частиц, пер. с англ., «УФН», 1976, т. 118, в. 3, с. 505; Тейлор Дж., Калибровочные теории слабых взаимодейст­вий, пер. с англ., М., 1978; На пути к единой теории поля, М., 1980 (Новое в жизни, нау-

695

ке, технике. Сер. Физика, .№ 11); Окунь Л. Б., .Лептоны и кварки, М., 1981.

СЛАБЫЙ ФЕРРОМАГНЕТИЗМ, су­ществование небольшой [—0,1—10 ед. СГСМ/моль или ~10²—10⁴ А/(м•моль)] спонтанной намагниченности у определ. классов антиферромаенетиков. Эта намагниченность может возникать в результате нестрогой антипараллель­ности векторов намагниченности магн. подрешёток антиферромагнетика (поперечный С. ф.) или в резуль­тате неравенства величин намагни­ченности двух антипараллельных подрешёток антиферромагнетика (см. Ан­тиферромагнетизм). Наиболее под­робно С. ф. изучен в ромбоэдрич. ан­тиферромагнетиках (-Fe₂O₃, MnCO₃, NiСO₃, CoCO₃, FеВО₃ и др.), в ортоферритах типа RFeO₃ и ортохромитах RСrO₃ (R — трёхвалентный ион ред­коземельного элемента), в NiF₂. У всех известных антиферромагнетиков со С. ф. обнаружен поперечный С. ф. Экспериментально С. ф. наблюдался задолго до открытия антиферромагне­тизма, в осн. в гематите (-Fe₂O₃); считалось, однако, что он обусловлен наличием примесей ферромагн. окис­лов железа. Тот факт, что С. ф. на­блюдается в химически чистых анти­ферромагнетиках (без ферромагн. при­месей), был установлен впервые для NiF₂ в 1955, а для MnCO₃ и СоСO₃ в 1956. Теоретич. объяснение С. ф. было дано И. Е. Дзялошинским (1957), к-рый показал, что существование С. ф. следует из самых общих пред­ставлений о магн. симметрии кри­сталлов. Теория Дзялошинского, в частности, объясняет, почему в од­ноосных кристаллах С. ф. наблюда­ется, когда намагниченность подре­шёток направлена перпендикулярно гл. оси симметрии кристалла, и от­сутствует, когда намагниченность па­раллельна этой оси. Эффективное магн. поле, приводящее к С. ф., получило назв. поля Дзялошинского. Оно в 10²—10⁴ раз слабее эффективного поля обменного взаимодействия, обуслов­ливающего намагниченность магн. подрешёток кристалла.

• Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971, с. 749; Б о р о в и к - Р о м а н о в А. С., Антиферромагнетизм, в кн.: Антиферромагнетизм и ферриты, М., 1962 (Итоги науки. Физ.-мат. науки, т. 4); Ред­коземельные ферромагнетики и антиферро­магнетики, М., 1965.

А. С. Боровик-Романов.

СЛЕД АЭРОДИНАМИЧЕСКИЙ, об­ласть подторможённой жидкости (га­за), возникающая за обтекаемым телом и существующая на нек-ром протя­жении.

СЛОЖЕНИЕ СИЛ, операция опреде­ления векторной величины R, равной геом. сумме векторов, изображающих силы данной системы и наз. глав­ным вектором этой системы сил. С. с. производится по правилу сложения векторов, в частности по­строением параллелограмма сил или многоугольника сил. Если система сил, действующих на тв. тело, имеет рав­нодействующую, то она равна гл. вектору этих сил. При движении любой механич. системы её центр масс движется так же, как двигалась бы матер. точка, имеющая массу, равную массе всей системы и находя­щаяся под действием силы, равной гл. вектору всех действующих на систему внеш. сил.

СЛЮДЫ, природные и синтетич. кри­сталлы алюмосиликатов, обладающие слоистой псевдогексагональной струк­турой с общей ф-лой:

R₁R₂[AlSi₃O₁₀](OH,F)₂, где R₁ — К или Na, R₂ — Al; Mg, Fe, Li. По хим. составу выделяют м у с к о в и т, ф л а г о п и т, б и о т и т, п а р а г о н и т и др. Точечная группа симметрии 2/m, плотность 2,2 — 3,3 г/см³, T_пл=1200—1300 °С, хими­чески стойки, нерастворимы, обла­дают низкой теплопроводностью и электропроводностью, диэлектрики. Твёрдость по шкале Мооса 2,5—3. Применяются как тепло- и электроизоляц. материалы.

Н. В. Переломова.

S-МАТРИЦА, то же, что матрица рассеяния.

СМАЧИВАНИЕ, явление, возникаю­щее при соприкосновении жидкости с поверхностью тв. тела или др. жид­кости. Выражается, в частности, в растекании жидкости по тв. поверх­ности, находящейся в контакте с га­зом (паром) или др. жидкостью. С. вызывает образование мениска в ка­пиллярной трубке, определяет форму капли на тв. поверхности или форму газового пузырька на поверхности погружённого в жидкость тела. С. часто рассматривают как результат межмолекулярного взаимодействия в зоне контакта трёх фаз (тел, сред). Однако во мн. случаях, напр. при соприкосновении жидких металлов с тв. металлами, окислами, алмазом, графитом, С. обусловлено не столько межмол. вз-ствием, сколько образо­ванием хим. соединений, твёрдых и жидких р-ров, диффуз. процессами в поверхностном слое смачиваемого тела. В процессе С. может выде­ляться теплота, наз. теплотой смачивания.

Мерой С. обычно служит краевой угол (или угол С.) в между смачи­ваемой поверхностью и поверхностью жидкости на периметре С. (рис. 1). При статич. (равновесном) С. он связан с поверхностным натяжением жидкости _ж, поверхностным натяже­нием тв. тела _т и межфазным натя­жением _тж на границе тв. тело — жидкость ур-нием Юнга: cos=(_т-_тж)/_ж. Величина угла  явл. количеств. хар-кой С. поверхностей по отношению к разл. жидкостям. На лиофильной поверхности жидкость растекается, т. е. имеет место ча­стичное (0°<<90⁰) или полное (0°) С.; на лиофобной — растекания не происходит (9>90°) (рис. 2). Краевой угол зависит от соотношения сил сцепления молекул жидкости с молекулами или атомами смачива­емого тела (адгезия) и сил сцепления молекул жидкости между собой (когезия).

Рис. 1. Капля на тв. по­верхности.

Рис. 2. Положение капли (вверху) и пузырька (внизу) на тв. поверхности при разл. условиях смачивания; г — газ; ж — жидкость; т — тв. тело.

Обратимую работу адгезии и когезии вычисляют соотв. по ур-ни­ям: W_a=_ж(1+cos) и W_к=2_ж, т. е. W_aW_к. При W_a<W_к >0°, причём с увеличением отношения W_a/W_к С. улучшается. Часто на­блюдаемая задержка в установлении равновесных краевых углов наз. гистерезисом С. Различают ки­нетич. (динамич.) и статич. гистерезис С. Причиной гистерезиса может быть шероховатость поверхности, особен­ности структуры поверхностного слоя, релаксац. процессы в жидкой фазе и др. Если тв. тело соприкасается с двумя несмешивающимися жидкостя­ми, происходит избирательное С. Эфф. регуляторы С.— поверхностно-актив­ные вещества, к-рые могут как улуч­шать, так и ухудшать С.

С. имеет важное значение в пром-сти. Хорошее С. необходимо при краше­нии и стирке, обработке фотографич. материалов, нанесении лакокрасочных покрытий и др. Снизить С. до мини­мума стремятся при получении гид­рофобных покрытий, гидроизоляц. ма­териалов и др.

• Горюнов Ю. В., Сумм Б. Д., Смачивание, М., 1972; 3 и м о н А. Д., Адгезия жидкости и смачивание, М., 1974.

СМАЧИВАНИЯ УГОЛ, то же, что краевой угол.

СМЕШАННОЕ СОСТОЯНИЕ (смесь со­стояний), состояние квантовомеханич. системы, к-рое, в отличие от чистого состояния, не описывается волновой функцией. В С. с. не задан макси­мально полный набор независимых физ. величин, определяющих состоя­ние системы, а определены лишь вероятности w₁, w₂, ... нахож­дения системы в разл. квант. состоя­ниях, описываемых волн. ф-циями ₁, ₂, .... Ср. значение А к.-л. физ. величины А (к-рой соответствует оператор А) определяется в С. с. как сумма произведений вероятностей (статистич. весов) w_i на ср. значения А^~_i величины А в чистых состояниях _i: A_iw_iA^~_i, А_i=∫*_i(x)A^{^}_i(x)dx,

где (x) — волн. ф-ция в координат­ном представлении (звёздочка озна­чает комплексное сопряжение); пол­ная вероятность w_i=1. В С. с., в отличие от суперпозиции состояний

696

(см. Суперпозиции принцип), разл. квант. состояния не интерферируют между собой, т. к. при определении среднего складываются не волн. ф-ции, а ср. значения. Примеры С. с.— непо­ляризованный пучок ч-ц, газ в термо­стате. Понятие С. с. играет большую роль в квант. статистике и теории измерений в квант. механике.

СМЕЩЕНИЯ ТОК, см. Ток смещения.

СНЕЛЛЯ ЗАКОН ПРЕЛОМЛЕНИЯ светового луча на границе двух про­зрачных сред утверждает, что при любом угле падения а отношение sin/sin ( — угол преломления) явл. величиной постоянной. Установлен голл. учёным В. Снеллем в 1620 и независимо от него в 1627—30 франц. учёным Р. Декартом. На основе С. з. п. стало возможным ввести понятие преломления показателя. См. также Преломление света.

СОБСТВЕННАЯ СИСТЕМА ОТСЧЁТА тела (частицы), система отсчёта, свя­занная с данным телом, т. е. система отсчёта, в к-рой тело покоится. Т. к. тело может двигаться с ускорением (в т, ч. вращаться), то С. с. о. в общем случае неинерциальна. Напр., С. с. о. нестабилизированного ИСЗ — вооб­ражаемая жёстко связанная с ним (летящая и «кувыркающаяся» вместе с ним) система координат и закреп­лённые на спутнике часы, отсчиты­вающие время.

И. Д. Новиков.

СОБСТВЕННАЯ ЭНЕРГИЯ тела (час­тицы), энергия тела, измеренная в собственной системе отсчёта; то же, что энергия покоя.

СОБСТВЕННОЕ ВРЕМЯ в теории от­носительности, время, измеряемое ча­сами в собственной системе отсчёта движущегося тела, т. е. часами, жёст­ко скреплёнными с телом и движу­щимися вместе с ним. Время проте­кания к.-л. процесса, измеряемое на­блюдателем вне тела, в к-ром про­исходит процесс, зависит от относит. скорости наблюдателя и тела. При измерениях вдали от тяготеющих тел

можно пользоваться частной (специ­альной) теорией относительности (см. Относительности теория). Если из­мерения производятся в нек-рой инер­циальной системе отсчёта (в лаб. системе), а тело движется относи­тельно неё с пост. скоростью v, то промежуток С. в.  связан с проме­жутком времени t наблюдателя со­отношением: =t(1-v²/c²), если v меняется со временем, то для конеч­ного интервала времени t₁, t₂ С. в.

При наличии полей тяготения сле­дует пользоваться общей теорией от­носительности (см. Тяготение). С. в. процесса в поле тяготения течёт тем медленнее с точки зрения наблюда­теля вне поля, чем сильнее гравитац. поле, т. е. чем больше модуль грави­тац. потенциала  (<0, вне поля полагают =0). Для не слишком сильных полей, когда ||с²<<1,  по неподвижным часам в точке с по­тенциалом  связан с t неподвиж­ного наблюдателя вне поля соотно­шением: =(1- ||/с²)t.

СОБСТВЕННЫЕ ВОЛНЫ, то же, что нормальные волны.

СОБСТВЕННЫЕ КОЛЕБАНИЯ, ко­лебания в любой колебат. системе, происходящие в отсутствие внешнего воздействия; то же, что свободные колебания.

СОВПАДЕНИЙ МЕТОД, эксперимен­тальный метод яд. физики, состоящий в выделении определ. группы событий (рождение и распад ч-ц, их пролёт через детектор и др.), происходящих одновременно (в пределах фиксиро­ванного промежутка времени т). С. м. сводится к регистрации совпадающих во времени электрич. сигналов, к-рые поступают от детекторов частиц. Сов­падающими наз. такие сигналы, к-рые полностью или частично перекрыва­ются во времени (рис. 1). Временной отбор сигналов осуществляется схе­мами совпадений, к-рые сра­батывают от импульсов с определ. длительностью и амплитудой. Схемы совпадения реализуют логич. ф-цию «И» (логич. умножение), т. е. на её выходе сигнал появляется лишь тогда, когда импульсы на всех входах имеют т. н. единичный уровень. Схемы сов­падений характеризуются разреша­ющим временем (макс. временной сдвиг между входными сигналами, при к-ром они регистрируются как одно­временные), чувствительностью (мин. уровень входных сигналов, поступа­ющих на все входы С. с., при к-ром происходит её срабатывание), мёртвым временем (мин. время меж­ду двумя последоват. срабатывания­ми). Кроме собственно узла совпа­дения 2 (рис. 2), в состав большинства схем входят пороговые формирующие элементы 1 и выходной дискриминатор 3 (см. Ядерная электроника).

• Гольданский В. И., Куценко А. В., Подгорецкий М. И., Статистика отсчетов при регистрации ядер­ных частиц, М., 1959; Ковальский Е., Ядерная электроника, пер. с англ., М., 1972; Рехин Е. И.,

Ч е р н о в П. С., Метод совпадений, М., 1976; .Элементы схем ядерного приборостроения, М., 1970.

697

СОЛЕНОИД (от греч. solen — трубка и eidos — вид), свёрнутый в спираль изолированный проводник, по к-рому течёт электрич. ток. Обладает значит. индуктивностью и малым активным сопротивлением и ёмкостью. В ср. части внутр. полости С., длина к-рого значительно больше диаметра, магн. поле С. направлено параллельно его оси и однородно (рис.), причём его напряжённость пропорц. силе тока и (приближённо) числу витков.

Внеш. магн. поле С. подобно полю стерж­невого магнита. С. с железным сер­дечником во внутр. полости представ­ляет собой электромагнит.

СОЛЕНОИДАЛЬНОЕ ПОЛЕ, вектор­ное поле, не имеющее источников. Это означает, что дивергенция вектора а С. п. равна нулю: diva=0. Примером С. п. служит магн. поле, divB=0, где В — вектор магнитной индукции. С. п. можно всегда представить в виде a=rot b; вектор b наз. векторным потенциалом поля (напр., В=rotA; см. Потенциалы электромагнитного поля).

СОЛИТОН, структурно устойчивая уединённая волна в нелинейной дис­пергирующей среде. С. ведут себя подобно ч-цам: при вз-ствии между собой или с нек-рыми др. возмуще­ниями С. не разрушаются, а расхо­дятся вновь, сохраняя свою структуру неизменной. Структура С. поддерживается стационарной за счёт баланса между действием нелинейности среды (см. Нелинейные системы) и дисперсии (см. Дисперсия волн). Напр., в случае гравитац. волн на поверхности жид­кости для достаточно длинной пло­ской волны (>>2H, где Н — глу­бина водоёма) дисперсия отсутствует, волны распространяются с фазовой скоростью v=(g(H+h)), где g— ус­корение свободного падения, h — воз­вышение поверхности воды в данной точке профиля волны. Вершина волны движется быстрее её подножия (не-

линейность), поэтому крутизна фрон­та волны растёт до тех пор, пока протяжённость фронта не станет со­измеримой с величиной 2Н, после чего скорость v будет зависеть от крутизны фронта (дисперсия). В ре­зультате на профиле волны появ­ляются осцилляции (рис. 1), развитие к-рых приводит к образованию С. С др. стороны, короткие волны (<<2H) малой амплитуды обладают



Рис. 1. Эволюция профиля волны на по­верхности водоёма глубины Н.
сильной дисперсией, т. к. их фазовая скорость v=(g/2). Поэтому доста­точно коротковолновое нач. возвы­шение расплывается, образуя осцил­лирующий цуг (подобно волне от брошенного в воду камня). Волны же с таким соотношением между  и амплитудой колебаний h_макc, что «обо­стрение» фронта из-за нелинейности в точности компенсируется расплыванием из-за дисперсии, остаются ста­ционарными, т. е. не изменяют своего профиля при распространении. Такая компенсация возможна в среде без притока и потерь энергии только для определ. класса волн, периодических или уединённых, т. е. С., к-рые чаще



Рис. 2. Форма солитонов разл. высоты h на поверхности воды; v — скорость рас­пространения; t — время; х — координата
всего описываются решениями нели­нейных дифф. ур-ний в обыкновенных производных. Нестационарные же волновые процессы, связанные с С., описываются нелинейными дифф. ур-ниями в частных производных. Наиболее детально изучено примени­тельно к С. уравнение Кортевега — де Фриса, описыва­ющее волны в средах с достаточно малыми нелинейностью и дисперсией, в частности С. на поверхности воды. Семейство С. небольшой высоты (h_макс<