2%<
236
уменьшается выход характеристич, рэнтг.
лучей от внутр. электронных оболочек. Каналирован-ныо частицы имеют существенно большие пробеги по сравнению с частицами, движущимися в отсутствие К. з. ч. Это связано, с одной стороны, с тем, что отсутствие близких столкновений с ядрами уменьшает ядерные потери энергии, а с другой ≈ траектория каналированных частиц лежит в области нониж. электронной плотности; при этом ионизац. потери уменьшаются.
Первоначально К. з. ч. наблюдалось для пучков положительно заряженных л╦гких ионов (протоны, дейтроны, сс-частицы) при анергии порядка 1 МэВ. В этом случае из-за малости длины волны де Брой.чя движущегося иона характер его движения можно описать классически в виде последовательности столкновений с упорядочение расположенными атомами кристалла.
В случае движения более л╦гких частиц (электронов и позитронов) часто существенны квантовые эффекты. На рис. 5 параболами приближ╦нно изображена форма поперечного периодич. потенциала V для плоскостных каналов в случае позитронов (рис, 5, а) и электронов (рис. 5, б). Горизонтальными линиями изображены энергетич. уровни поперечной составляющей движения частиц в кристалле. Стрелками указаны нек-рыо из возможных квантовых переходов (соответствующее этим переходам эл.-магн. излучение наблюдается). Каыалированные позитроны движутся в «пустотах», а электроны ≈ в областях, «занятых» ядрами кристалла. Это различие имеет следствия: позитроны движутся в режиме К. з, ч. относительно продолжит, время, электроны же имеют повыш. вероятность рассеяться на ядрах па большой угол, так что их «длина кавалирования» существенно меньше. Процесс выбывания частиц из режима каналирования паз. д е к а н а л и р о в а н и е мг Скорость де-каналирования определяется зарядом и энергией движущейся частицы и характеристиками кристалла (заряд ядер, темп-pa, дефекты и др.)-
К. з. ч. имеет ряд приложений. Одно из них ≈ т. н. метод обратного рассеяния на монокристаллах. Пучок падающих частиц направляется вдоль кристаллографии, осей пли плоскостей, измеряется энергеткч. спектр продуктов рассеяния или ядерных реакций. Любые отклонения от идеальной реш╦тки (температурные колебания атомов, дефекты) приводят к характерному искажению
Рис. 6, Энергетический спектр рассеянных частиц при рассеянии на (Н'здефектном кристалле (I); в кристалле, у которого НА некоторой глубине располагается слой со значительным количестиом дифектов (II); £, и £я ≈ анергии частиц, рассеянных на передней и задней стенках этого слоя; высота пина на кривой II определяет концентрацию дефектов; ТП≈отсутствие кана-лировании.
энергетич, спектра (рис. 6). Методом обратного рассеяния уда╦тся экспериментально определять положение примесных атомов в ячейке кристалла, исследовать структуру поверхностного слоя монокристалла и др.
К- з. ч. необходимо учитывать при ионной имплан-тации,) т. к. при опредсл. условиях оно может привести к расширению имплантированного слоя и усложнению его структуры.
К. з. ч. относится к группе т. н. о р и е н т а ц. эффектов, возникающих при взаимодействии быстрых заряж. частиц с кристаллами (см, также эффект).
Лит.: Туликов А, Ф., Влияние кристаллической ре-шетки на некоторые атомные и ядерные процессы, «УФН»( 1965, -I. 87, с. 5Н5; Л и н д х а р д И., Влияние кристаллической решетки на движение быстрых днряженных частиц, там ж*1, 196». т. 99, с. 249; К у м н х о и Н. А., Ш и р-м е р Г., Атомные столкновения в кристаллах, М,, 1980.
А. Ф. Тулинол.
КАНД╗ЛА (от лат. candela ≈ свеча) (кд, cd) ≈ единица силы спета, одна из основных СИ; равна силе света в заданном направлении источника, испускающего монохроматич, излучение частотой 540-1018 Гц, энергетич. сила света к-рого в ;>гом направлении 1/683 В/ср.
КАНОНИЧЕСКИЕ ПЕРЕМЕННЫЕ ≈ независимые между собой переменные, входящие к т. н. канонич. ур-ция механики (см. Гамильтона уравнения) и определяющие состояние механич. системы в любой момент времени. Число К. п. равно 2s, где я ≈ число степеней свободы системы. В качестве К. н, обычно выбирают обобщ╦нные координаты д; к обобщ╦нные импульсы pi (i ≈1, 2, , . ., s).
С помощью т. н. канонических преобразований можно перейти от ?,-п р/к другим К. л. <?/(?,, }>:, t), Р,-(д;>р!, *}, к-рые могут иметь др. физ, смысл,
КАНОНИЧЕСКИЕ ПРЕОБРАЗОВАНИЯ ^ преобразования q, p-*-Q(p, q}t Р(р, q) (обобщ╦нных) координат н (обобщ╦нных) импульсов, сохраняющие Пуассона скобки:
dP
дР.
Op.
.,
н, п ≈ число степеней своб.оды системы, б// ≈ Кронеаера символ). К. п. сохраняют канонпч. вид Гамильтона уравнений и нормтфовку Гамильтона функции У/ (/?, q, t). При К. п. фигурирующее в вариационном наименьшего действия принципе выражение ^p.dq.≈lfdt может меняться лишь на пол-
+~*> "∙ К
fr ный дифференциал:
Здесь F ≈ производящая функция К. п. Если она зависит от старых и новых координат, F (<?, Q)t то явный вид К. п, находится из соотношений /?,∙= =*dF/dq-t Pi~dFidQi, а новая ф-цня Гамильтона ff'(Pt Q, t) = H(p, q, t}+dF!dt,
Остальные возможности (всего их 22"}, когда F зависит от I старых координат, п ≈ i старых импульсов, / новых координат и п ≈ / новых импульсов, получаются из данной Лежан-дра преобразованием.
К. п. сохраняют интеграл
./ ' k
кривой в фазовом пространстве и элемент фазового объ╦ма Mdp.dq . Последиее обстоятельство исцоль-
k
зуется при заменах переменных в функциональном интеграле. Для F, не зависящих явно от времени, сохраняется н ф-ция Гамильтона. Для тождественного К. п. Р≈^РЪ^Ь- Бесконечно малые К. к. с Г≈
j ≈Л Л Л
.≈е/(^й) ?,,.; Е) удовлетворяют ур-нини Га-
по замкнутой
мильтона dPj/de= ≈ dfy/dq/, dQr/d&^dh/dpf с ф-цией Гамильтона h≈f(P, q; 0). Поэтому движение системы (параметр Е интерпретируется как время /) само есть К, п. Преобразования симметрии, сохраняющие дей-
!' t / \
ствие S= \ 1 ( ^p.dq.≈Hdt ), очевидным образом яв-
J ts \ -^- к к / k
ляются К. п. . ∙
Благодаря свойствам К. п. равноправны все выборы канонич. переменных классич, системы: в е╦ фазовом
