перейти к пределу 6->-0, У0≈»-оо так, чтобы произведение F0fo оставалось постоянным):
sin aa
,
cos ад = cos
(3}
где
Т- к. cos йа может принимать значения только о интервале от ≈1 до -j-1, величина сс.а при заданном ^ может принимать лишь те значения, при к-рых левая часть (3) не выходит из этого интервала (рис, 2). Границам допустимых значений аа соответствуют значения k~ = нл/д (л≈1, 2, . . .). Отсюда следует, что энергия 8 электрона не может принимать любое значение; энср-гетпч, спектр разбивается на ряд полос энергии (разреш╦нных зон), раздел╦нных запрещ╦нными зонами, ширина к-рых при больших п порядка 2Р/П7Г. (рис. 3),
При Р-э-Q запрещ╦нные области исчезают (электрон становится свободным); при .Р-^со разреш╦нные интервалы значений аа вырождаются и точки пл и энерге-тпч. спектр становится
работа затрачивается на перенос теплоты от мелос нагретых тел к более нагретым. К. п. паз. обратимым, если при прямом и обратном процессах система проходит через те же состояния. Для этого К. п. должен совершаться квазистатически, т, е, все его промежуточные состояния должны быть очеыь близки к равновесным состояниям.
Максимальным кпд обладает идеальная маппша, работающая по обратному К. п., состоящему из двух изотерм и двух адиабат (К ар но цикл). Е╦ кпд зависит только от темп-р нагревателя и холодил мшка rlt Tz и равен к)=(Г1≈TZ)/T! (Карно теорема].
Второе начало термодинамики впервые было установлено с помощью анализа К. п. п кпд тепловых двига-
j Рис. 3. Зависимость энергии от волнового числа для потенциала Кронига ≈ Пенни при Р=Зл/2.
дискретным. Собств. значения энергии в этом случае (£ = гс2:п2л,2/2та2) соответствуют электрону в бесконечно глубокой потспц. яме шириной а. К. ≈ П. м. позволяет вычислить также волновую ф-цию электрона.
Лит.: К г о и i g К, d е L,, Р е п л е у W. G., Quantum mechattics of electrons in crystal lattices, «Proe. Поу. Soc. London», 1931, v, 130A, p. 499; Бете Г., 3 о м м е р-ф е .:i ь д А,, Электронная теория металлов, пер, с нем., Л.≈ М., 1938; К и г т е л ь Ч., Введение в физику твердого тела, [пер. с англ.], 2 изд., М., 1963. Э. М. Эпштейп.
КРОССИНГ-СИММЕТРИЯ ≈ то же, что перекр╦стная симметрия.
КРУГОВОЙ ДИХРОИЗМ (циркулярный дихроизм) ≈ один и? эффектов оптической анизотропии, проявляющийся в различии коэф. поглощения света, поляризованного по правому и левому кругу. Открыт Э. Котто-ном (A. Cotton) в 1911. К. д. обнаруживают оптически активные вещества (см. Оптическая активность), анизотропия к-рых обусловлена их молекулярной или крис-таллич. структурой, а также намагниченные среды (см. Магнитооптика). Количественной мерой К. д. служит разность коэф. поглощения на единицу длины среды и на единицу концентрации оптически активной компоненты. К. д. по величине обычно не превосходит неск. процентов от значения коэф. поглощения в неполяризов. свете и поэтому в отличие от линейного дихроизма не используется для изготовления поляризаторов (см. Поляроид), Линейно поляризованный свет, проходя через циркулярно-дихроичпую среду» превращается в эллиптически поляризованный. Подробнее см. ст. Дихроизм. В. С. Запасский, КРУГОВОЙ ПРОЦЕСС (цикл термодинамический) ≈ термодинамич. процесс, при к-ром все термодинамич. параметры (и термодинамич. ф-ции) возвращаются к своим нач. значениям. Если термодинамич. состояние определяется двумя параметрами (напр., давлением Р и объ╦мом F), К. п. изображается в виде замкнутой кривой (цикла) па плоскости, координатами к-рой служат термодинамич. параметры (напр., Р и V).
Ид первого начала термодинамики следует, что работа, производимая системой, при К. п., равна алгебраич. сумме кол-в теплоты, получаемой и отдаваемой системой на каждом участке К. п, В результате прямого К* п. теплота превращается в работу, а в обратном К, п.
а б
Теоретический цикл поршневого двигателя: а ≈ цикл Отто;
б ≈ цикл Дизели.
телей. К. п. были использонаны для построения термодинамич, температурной шкалы, не зависящей от свойств рабочего тела. На основе К. п, теоретически изучены рабочие процессы разл. преобразователей энергии (паросиловых и газотурбинных устам опок, двигателей внутр. сгорания, холодильников, тепловых насосов и т. д.). Для наиб, эффективной их работы необходимо, чтобы их циклы были близки к идеальному циклу Карно, а потери на необратимость были бы минимальными. Теплоту, выделяемую при переходе рабочего тела от Г 2 к Т^ можно использовать для нагрева рабочего тела от Т1 2 до 7\ на противоположном участке цикла (регенерация тепла). Цикл Карно с полной регенерацией тепла наз. обобщ╦нным циклом Карно. На рис. (а) изображ╦н цикл поршневого двигатели внутр. сгорания с подводом теплоты при пост, объ╦ме (цикл Отто). Рабочим телом является смесь ноя духа и горючих газов или паров жидкого топлива (па пач. участках) или газообразные продукты сгорания {на др. участках). Участок 1 ≈ 2 ≈ адиабатич. сжатие рабочего тела, 2 ≈ 3 ≈ изохорич. подвод теплоты, 3 ≈ 4 ≈ адиабатич. расширение. Если считать рабочее тело идеальным газом, то термич. кпд такого цикла равен
где у ≈ отношение тенло╦мкостсй при пост, давлении и пост, объ╦ме, в=У1/У2 ≈ степень сжатия, РТА ≈ макс. объ╦м, У 2 ≈ мин. объ╦м.
Цикл поршневого двигателя с подводом тон лоты при пост, давлении (цикл Дизеля) изображ╦н па рис. (б), В этом случае термич, кпд помимо к зависит от степени предварит, расширения р^Т7л/Г2:
Цикл» состоящий из двух адиабат с подводом и отводом теплоты, при пост, давлении, наг*, циклом Джоуля, его термич. кпд раиси
V-1
V
Лит.; Кирилл и н В. А., С ы ч е п В. В.. Ill ей и-длин А. Е., Техническая термодинамика, Ь и.чд-, М., 1У83; К у б о Р., Термодинамика, пер, с англ., М., 1970, с. 97; Новиков И. И., Термодинамика, М.., 1984. Д.Н.Зубарев.
ЕС
О
о.
ас
529
А34 Физическая энциклопедия, г. 2
