|
|
с;
О
с
82
чается изображение, сжатое по ширине, а пря проекции на экран оно растягивается, восстанавливая дсйствит. соотношение размеров объекта. с. в. Кулагин. АНАПОЛЬ (от греч. ап ≈ отрицат, частица и polos ≈ полюс) (тороидный диполь) ≈ система токов, эл.-магн. поле к-рой характеризуется вектором анапольного момента
Г=(10с) -
где j(r, t) ≈ плотность электрич. тока, с≈скорость света в вакууме. А. является простейшим представителем семейства тороидных (анапольных) мультинолей, необходимых (наряду с зарядовыми и магн. мульти-полями) для полного описания ноля произвольных источников. Моделью А, может служить соленоид, имеющий форму тора, по обмотке к-рого теч╦т ток /. Анапольный момент тороидального соленоида представляет собой вектор, направленный по оси тора: Т =
≈ nRobfn/2c, где йу≈радиус витка обмотки, и ≈ число витков, Ь ≈ радиус тора.
Статич. А. является источником пост. магн. поля, к-рое целиком сосредоточено внутри системы (напр., в случае тороидального соленоида магн. поле существует только внутри тора). Магн. поле точечного А. описывается векторным потенциалом А (г) ≈ 4тс2?6 (г}, где "б (г) ≈ дельта-функция. В неоднородном магн. поле Jf на А. действует момент силы М ≈ [TrotH].
Изменение анапольного момента со временем приводит в общем случае к излучению системой эл.-магн. волн. Bt-кторный лотенциал ноля излучения в волновой зоне (т. е. на расстояниях /?, превышающих как размеры системы, так и длину волны излучаемых.
волн) равен Л(Я,0 = ≈ c-*R~if(t≈ Rjc), где Л ≈расстоянии от А. до точки наблюдения. Это выражение соответствует потенциалу излучения электрич. диполя
с днпольным моментом rf ≈ ≈с~1Т, поэтому при Т^О А. является источником диполыюго излучения.
Анаиольный момент системы заряж, частиц обусловлен как их движением в пространстве (орбитальный А.), так и собств. анапольными моментами составляющих частиц. Элементарная частица с отличным от нуля спином может обладать собств. анапольным моментом, к-рый направлен по спину T≈aS (& ≈ вектор спина
в единицах h\\ постоянная а имеет размерность [зарядХ X длина2]) и обусловлен радиац. поправками. Поскольку Т - полярный вектор, а 8≈ аксиальный, анаполь-ньш момент у элементарной частицы может существовать только при условии несохранения пространств, ч╦тности, В теории элекпгрослабого взаимодействия (Ваднберга ≈ Салама), объединяющей эл.-магн* и слабые (не сохраняющие ч╦тность) взаимодействия, величина анапольного момента электрона я ~ е-10~34см2 (е -заряд электрона). Наличие у элементарной частицы анапольного момента приводит к появлению добавочного члена в энергии е╦ взаимодействия с внешним эл.-магн. полем, к-рый в нерелятивистском пределе имеет вид W~≈a(Srot//), Эл.-магн. взаимодействие такого вида, нарушающее пространственную ч╦тность, было впервые предложено Я. Б. Зельдовичем в 1957; тогда же появился и термин «А.», т. к. такое взаимодействие не соответствует никакому магн. мультиполю.
Лит.: Зельдович Я. В., Электромагнитное взаимодействие при нарушении четности, «ЖЭТФ», 1У57, т. 33, с. 1531; Медведев В, В., Начала теоретической физики, М., 1977; Дубовик Б. М., ТосунянЛ, А,, Тороидтше моменты в физике электромагнитных и слабых изаимодействий, «ЭЧАЯ», 1Я83, т. 14, с. 1193. С. М. Апенко.
АНАСТИГМАТ (от греч, an ≈ отрицат. частица и астигматизм) ≈ наиболее совершенный тип объектива (прегтм. фотографического), характеризующийся исправлением аберраций в пределах всего поля изображения. Существенным признаком А, является исправление астигматизма и кривизны поля изображения. Разрешающая способность у А. в центре поля достигает
70 штрих/мм, на периферии ≈ 40 штрих/мм. Относительное отверстие ≈ до 1 : 1.
Лит. см. при ст. Аберрации оптических систем. АНГСТРЕМ [по имени швед.афп;шка А, П. Ангстрема (A. J. Angstrom), 1814 ≈ 74], А,≈ внесистемная единица длины, применяемая в атомной физике и октико; 1А=10-10 м.
АНДЕРСОНОВСКАЯ ЛОКАЛИЗАЦИЯ ≈ явление, возникающее при распространении волн в среде с пространственными неоднородностями и состоящее и том, что вследствие многократного рассеяния на неоднород-ностях и интерференции рассеянных волк становится невозможным распространение бегущих волн; колебания приобретают характер стоячей волны, сконцентрированной (локализованной) в ограниченной области пространства. А. л. возможна для волн любой природы, но особенно ярко она проявляется в случае волн де Бройля для частиц и квазичастиц при изучении кине-тич. свойств (электропроводности, теплопроводности} неупорядоченных тв╦рдых сред (аморфные вещества, сильно Легированные полупроводники и др.), т. к. при А. л. подвижность частиц равна 0. Представление о возможности локализации частиц и киазичастиц в неупорядоченных системах было впервые выдвинуто в 1958 Ф. У. Андерсоном (Ph. W, Andcrsun}. С его именем и именем Н. Ф. Мотта (N. F. Mott) связаны как введение этих понятий в физику аморфных проводников, так и дальнейшее развитие теории (см. Аморфные и стеклообразные полупроводники. Аморфные металлы, Неупорядоченные системы).
Спектр энергий частиц в такой среде, ншгр. электрона в аморфном тв╦рдом теле, можно разделить на 2 области значений энергии £, для к-рых подвижность ц^=0 (подвижные или проводящие состояния) и п,=0 (локализованные или непроводящие состояния). Граница
&
918)
9tS')
Схематическое изображение энергии элпнтрона в поле потенциала в случае хаотичеони расположенных неоднородностск. Пунктир показывает положение порога подвижности £ по
краям плотности состояний g(£) IT их заполнения, соответствующие андерсеновскому диэлектрику (слева) и металлу (справа). Штрих-пунктирная линия покаиывагт положение энергии Ферми £ р. Заштрихованы заполненное энергетич. состояния
а области подвижных состояний электрона.
£s между этими областями наз, порогом подвижности (рис.). Пусть волновой пакет в нач. момент находится в начали координат. Если его энергия соответствует области подвижных состоянии частицы, то за большое время t пакет сильно расплывается, так что ср. квадрат радиуса R распределения плотности вероятности обнаружить частицу равен
где D ≈ коэф. диффузии, связанный с подвижностью частиц соотношением Эйнштейна. Если же энергия £ соответствует области локализов. состояния, то рас-плывание волнового пакета ограничено и при достаточно больших временах (t -»- оо) примет вид предельного распределения плотности вероятности:
/ const, R < L ~ \\ехр{≈ R/L), R > L.
")
}
