1tom - 0436.htm
491
одной из характеристик оптич, систем, строящих изображение (объектива, лупы, микроскопа).
Наблюдатель, рассматривающий через оптич, систему А В (рис.) пространство предметов, видит вполне резко только точки плоскости наводки (т. н. основного плана) Р!, находящейся на расстоянии I от А В. Точки плоскостей Р2 и Р$, лежащих на расстояниях соответственно Дх и Д2 от Р1т ближе или дальше Pt от оптич. системы, будут видны как круги, диаметр к-рых а
определяется величинами /, Д1т Д2 и диаметром входного зрачка D. Это объясняется неоднозначностью относит, расположения точек плоскостей Ръ Pz и Р3 (напр., точек /, 2 и 3} при наблюдении через объектив ненулевого диаметра. Так, при рассматривании через участок А и наведении системы па плоскость Рг точка 3 будет проектироваться в точку 4 (а точка 2 в точку 5); при рассматривании через участок В точка 3 проектируется в точку 5 (точка 2 в точку 4]. Для всего объектива, навед╦нного на плоскость Рг, точка 3 (и, аналогично, точка 2} будет изображаться множеством точек, образующих в проекции на /^ круг диаметра а (пятно размытия). Если этот диаметр меньше нек рой максимально допустимой величины ддоп1 связанной с угловым пределом разрешения глаза, то пятно размытия будет восприниматься наблюдателем как точка. В случае д=йдоп плоскости Pz и Р3 называются соответственно передним и задним планами, а Г. и. п. ТТ в приближении геометрической оптики равна (как следует из рис.)
При наблюдении в микроскоп Г. и. п. является суммой тр╦х глубин; геометрической, рассмотренной выше, аккомодационной Тзк, определяемой способностью глаза аккомодировать в процессе наблюдения объ╦много предмета на различно удал╦нные точки, и дифракционной Гдиф, определяемой дифракц. явлениями в микроскопе:
ак
г uf г
1 ф _ -^^ I ∙"
Т" *∙ лиф ≈ ГД I г*
где L ≈ положение переднего плана для глаза, обычно L=25Q мм, Г ≈ увеличение микроскопа, А ≈ числовая апертура микроскопа, п ≈ показатель преломления иммерсионной жидкости, Я ≈ длина волны света, а Т ≈ угловой предел разрешения глаза (обычно
1'≈4').
Лит,: Справочник конструктора оптико-механических приборов, под ред. В. А. Панова, 3 над., Л., 1980; Теория оптических систем, 2 изд., М.,1981. А. П. Гагарин. ГЛУБИНА ПРОНИКНОВЕНИЯ магнитного поля в сверхпроводник ≈ характерная толщина (6) поверхностного слоя сверхпроводника, в к-ром происходит спадение до нуля внеш. магн. поля (в глубине массивного сверхпроводника магнитное поле равно пулю, что связано с существованием поверхностных сверхпроводящих токов, полностью экранирующих внешнее магнитное поле; см. Мейсне-ра эффект)*
Рис. 1.
о
ш
Математически Г. п. определяется как
j Г1 со
б""7Г Jo Я (z) Ac, f1)
где Я ≈ внеш. магн. поле, направленное, как и вектор магн. индукции В внутри сверхпроводника, параллельно поверхности сверхпроводника, занимающего полупространство я>0. При экспоненциальном спадании магн. поля в глубь сверхпроводника В=Н ехр (≈ж/6). Значение б в показателе экспоненты определяется формулой (1). Именно такой экспоненциальный закон спадания магн. поля наблюдается в т. н. л о н д о-новском случае (рассмотрен братьями Ф. и X. Лондонамк в 1935, [1]), когда б намного превосходит длину когерентности |0 (см. Сверхпроводимость). При этом б3≈б£≈mc2/4n«2nsi где т и е ≈ масса и заряд
электронов, с ≈ скорость света, ns ≈ плотность сверх-проводящих электронов, зависящая от темл-ры Т. Характерный масштаб величины б/ ~ 10~5≈10~в см. В обратном предельном случае 6<slo [т. н. п и н п а р-д о в с к и и случай, рассмотрен А. Б. Пиппар-
дом (А. В. Pippard) в 1953, [2]| 6 = 6/,^ (б* 10)1/3>б/,. Г. п. зависит от концентрации примеси в сверхпроводнике, ограничивающей длину свободного пробега
электронов I. При /<с|а и /-сб величина Г. п. 6~61ИСТХ
Х(£о^) '*» гДе $4?" (Т) ≈ лондоновская Г. п. в чистом сверхпроводнике. На Г. п. влияют также характер отражения электронов от поверхности сверхпроводника и частота поля.
Л ондоновский случай осуществляется обычно в чистых металлах переходных групп периодич. системы элементов и в нек-рых интерметаллич. соединениях. IIип-пардовский случай, как правило, имеет место для чистых сверхпроводников непереходных групп. Вблизи темл-ры свсрхпроводящего перехода Тс в рамках Бардина ≈ Купера ≈ Шриффера модели (лондоновский случай)
б! = mc2/8jte2ra (1 ≈ Т1ТС), где п ≈ полная плотность электронов.
Лит..- 1) London P., London H., Electromagnetic equations оГ the supraconductor, «Proc. Roy. Soc.», 1935, v. 149 A, p, 71; их же, Supraconductivity and diamagnetism, «Physica», 1935, v. 2, p. 341; 2) P i p p а г d А. В., The conference concept in superconductivity, «Phygica», 1053, v. 19, p. 765; см, также лит. при ст. Сверхпроводимость- А. Э. Мейерович. ГЛУБОКО НЕУПРУГИЕ ПРОЦЕССЫ (глубоко неуи-ругоо рассеяние) ≈ инклюзивные процессы взаимодействия лептонов и адронов, при к-рых как квадрат передачи 4-импульса лептоном, так и квадрат суммарной полной энергии вторичных адронов в системе их центра инерции значительно превышают характерную энергию покоя адронов ^ 1 ГэВ (используется система единиц, в к-рой &=<? ≈ !). Благодаря большой передаче импульса Г, н. п. (вследствие неопредел╦нностей соотношения] играют важную роль п исследовании структуры адронов п ядер и выяснении динамики взаимодействия на малых расстояниях.
Сечение Г. н. п. рассеяния, напр, электронов(или
мюонов) на протоне (рис. 1), e-j-p ≈»∙ е' + Х, где е п е' ≈начальный и конечный электроны, р ≈ протон, а X ≈совокупность конечных адронов, характеризуется тремя переменными, в качестве к-рых можно выбрать модуль квадрата передачи 4-импульса лептоном: Q2 =
≈ ≈ (V ≈ l)z = (l'≈^l)z ≈ (/о ≈ О2 (гДе Я> ^о и I', ZQ ≈соответственно импульсы и энергии е и е') и скалярные произведения 4-импульсов протона (р} и начального (ЭД и конечного (Г) лептонов: s ≈ 2(pl)t t ≈ 2(pl'). (В системе покоя протона они равны: (>2 = 4£^7 sin2 (Ф/2),
t ≈ 2т£', где § и £' ≈ энергия начального 497
Физическая энциклопедия, т, 1
")
}
