о
и
со
О
ас
О. Ш
сигнала переходит в автоколебат. режим. Подача входного сигнала соответствующей частоты приводит к захвату и синхронизации автоколебаний. Если непрс-образовапный сигнал не проходит или условия самовозбуждения генератора не выполняются, то в Д. ч. без входного сигнала колебания отсутствуют.
Лит..ш Р и з к и и И. X,, Умножители и делители частоты, 2 ИУД.. М,, UtTti; Д е м f. п и ч е и к о Л. Г., Синхронизации генераторов гарыоЕтических колебаний, М., 1976.
А. М. Георгиевский.
ДЕЛЬБРЮКОВСКОЕ РАССЕЯНИЕ ≈ процесс когерентного (без изменения частоты) рассеяния фотонов на кулопонском поле атомного ядра (па виртуальных фотонах). Теоретически предсказано М. Дельбрюком (М. Delbriick) в 1933. Впервые Д. р. наблюдалось в 1953 Р. Р. Вильсоном (R. R. Wilson}. Сечение Д. р. сосредоточено в осн. в области малых углов рассеяния. Д. р. является нелинейным эффектом квантовой электродинамики. Его механизм состоит в том, что фотон, налетающий на ядро, образует в его кулоновском поле электрон-иозитронную пару, к-рая аннигилирует,
испуская фотон первонач. энергии. Простейшая Фейимапа диаграмма* отвечающая Д-р., изображена на рис. Здесь волнистые линии ≈ фотоны, волнистые линии с крестиком {означающим кулоновское поле) ≈ виртуальные фотоны, петля соответствует рождению и аннигиляции с+е~-пары, Д. р. можно рассматривать как особый случай рассеяния света па свете (или фотона на фотоне). Однако сечение Д. р. в <х224 раз больше, чем сечение рассеяния фотонов фотонами, что облегчает эксперлм. наблюдение эффекта (здесь ct^Vts?. Z ≈ заряд ядра в единицах заряда протона е).
В области энергий фотонов £у ≈-п Cd<g>ic2, где т ≈ масса электрона, для do + + (^о└_) ≈ сечения рассеяния право- или левополяризов, фотонов без изменения спинового состояния п для do+ _ (do_ + ) ≈ сечения рассеяния фотонов, в результате к-рого право- или левополяризов. фотон превращается в лево- или правополяризов. фотон, справедливы выражения
)4rjcos*(fl/2)do, (1)
=da__ = 1,004- Ю-
582
_ = do_ + = 3,81 - 10- 4 (Zct)4 r% sin* (0/2) do, (2)
где # ≈ угол рассеяния фотона, do ≈ элемент телесного угла, /о ≈ классич. радиус электрона.
При высоких энергиях сечение Д. р. вперед равно:
do и_└ ≈
(3)
Первый член определяемся мнимой, а втором ≈ дейст-внт. частью амплитуды рассеяния. Действит. часть амплитуды соответствует виртуальным е+е~-парамт мнимая ≈ образованию реальных пар. Депствнт. часть амплитуды определяет сечение до энергий £у -^ 10 МэВ, при £у ~> ╧ МэВ доминирует мнимая часть амплитуды. Ф-ла (3) справедлива для сечения в области малых углов рассеяния -О1 < (/исг/Йчо)3.
Полное сечение Д-р. для фотонов большой энергии стремится к пост, пределу: а= (98/81я) Z4att£2/m2c2. Оно становится сопоставимым с ссчшшсм Комптона эффекта при энергиях -^10 ГэВ, Из-за характерной для Д. р. направленности вперод дифференц. сечение в области О и 0,01° уже при £v =300 МэВ превосходит соответствующее сечение комптоновского рассеяния на три порядка.
Лит.: Ах и е 3 е р А, И., Берестецкий В, Б., Квантовая электродинамика, 4 изд., М., 1981; Берестецкий В. Б., Л и ф ш и ц Е. М., Питаевский Л. П., Кшштовая электродинамика, 2 изд., М., 1У80; J a u с h J, M., R о h г 1 i с h P., The theory of photons and electrons, 2 ed., N. Y. ≈[a. o.J, 1980, Л. II.
ДЕЛЬТА-ФУНКЦИЯ [6-функция, б(г)] ≈ наиболее употребительная из обобщ╦нных функций, определяемая формальным соотношением
rt Р ,≈*.
= /(«>
для любой непрерывной ф-ции f(x]. Введена П. Дираком (P. Dirac) в 1926. Строгое определение Д.-ф- и обоснование правил действий с ней да╦тся теорией обобщ╦нных ф-ций. В этой теории Д.-ф. определяется как непрерывный линейный функционал в пространстве непрерывных ф-цнй. Равенство результатов интегрирования праной и левой частей с непрерывными ф-циями означает справедливость соотношений:
б (сх) = \\ с\\ -1 б (х} (с-≈ const);
[хь ≈ корни ур-ния ф(,г)=0] и т. д. В этом же смысле определяют Д--ф. многомерного аргумента х=х1ч . . ., х, : d(x) = &(xl). . .6 (ж,,,). Используют также интегр. представление
Д.-ф. незаменима при матем. описании идеализиров. ситуаций, когда физ. величина (масса, заряд, интен-сиииость источников тепла и т. п.) сосредоточена в точке: Д.-ф. зада╦т распределение плотности такой величины. Напр., плотность р(,г} ≈ е&(х} отвечает заряду е в точке х.
Д.-ф. используют в совр. матем. физике при построении обобщ╦нных и фундам. решений дифференц. ур-ний, Грина функций краевых задач, при нормировке собств. ф-ций непрерывного спектра и т. д.
Лит.; Д и р а к II. А. М., Принципы квантовой механики, пер. с англ., 2 изд., М., 1979; Владимиров В. С., Уравнения математической физики, 4 изд., М., 1981 ∙
В, П. Павлов,
ДЕЛЯЩИЕСЯ ИЗОМЕРЫ ≈ изомерные состояния ядер (см. Изомерия ядерная.} с высокой вероятностью спонтанного деления. Известно ок. 30 ядер (изотопы U, Pu, Am, Cm, Bk), для к-рых вероятность спонтанного деления в изомерном состоянии больше, чем в основном, щжмерно в 102\раз (СМ. Деление ядер]. Д╗МБЕРА ЭФФЕКТ ≈ возникновение электрич. поля в однородном полупроводнике при его неравномерном освещении. Установил X. Дембер (H. Dcmber) в 1931, теория дана Я. И. Френкелем в 1933. Относится к числу фотогальвапических эффектов. Напр., иоле Дембера
СВЕТ
ИИ
О
ED возникает при освещении образца, сильно поглощающего свет, через полупрозрачный электрод А (рис.). Избыточные электроны и дырки, создаваемые светом у освещаемой поверхности, диффундируют в глубь образца в направлении Оу (см. Диффузия носителей заряда е полупроводниках). Т. к. коэф. диффузии у электронов Оэ и дырок Ол различен, то в полупроводнике возникает электрич. поле, к-рое (при малой концентрации избыточных носителей) связано с градиентом концентрации фотоносителей:
dn
(*)
")
}
