(поверхности равных фаз ≈ сферы), но излучение не имеет сферич. симметрии: давление зависит от угла О между направлением осцилляции и направлением на точку наблюдения по закону косинуса. Для осциллирующих тел картину излучения да╦т ещ╦ одна теоретич. модель ≈ излучатель первого порядка ≈ осциллирующая сфера (рис. 3), или диполь. Характеристика направленности диполя ≈ тело вращения с меридианом и виде восьм╦рки, образованной двумя касающимися
окружностями единичного диаметра. При малом радиусе сферы (йл<1), давление, создаваемое диполем, равно:
iftr-1 4nr»
схр (iAr) cos О,
Рис. 3. Осциллирующая сфера (ди-
где и ≈ амплитуда скорости осцилляции сферы. Отсюда видно, что излучение диполя определяется произведением объ╦ма осциллирующей сферы на скорость осцилляции. Закон убывания давления в поле диполя при .Av>l такой же, как у монополя (р~1/г), ко вблизи излучателя давление изменяется быстрее и при &г<1 />∙≈∙ 1/г'2. Закон убывания р~-1/г при больших расстояниях имеет место для излучателей любого типа, даже не малых по сравнению с длиной волны. Такое убывание начинается с расстояний Z)2/X, где D ≈ размер излучателя.
При малых ka мехапич. импеданс сферы, т. е. отношение силы, с к-рой сфера действует на среду, к скорости осцилляции, равен:
Ср. излучаемая мощность
∙м
Jl
"
При заданных а к и, W~at* и, следовательно, убывает с уменьшением частоты ещ╦ быстрее, чем мощность излучения монополя. С этим связано, напр., то обстоятельство, что струны музыкальных инструментов сами но себе дают ничтожное излучение звука и их приходится укреплять на деках, к-рым передаются колебания струн и к-рые в силу своих больших размеров эффективно излучают звук. Реактивная часть импеданса диполя эквивалентна реакции присоедин╦нной массы, равной массе среды в половинном объ╦ме осциллирующей сферы. Диполыюс излучение можно представить себе как совместное излучение двух монополей, пульсирующих в нротивофазе и расположенных друг от друга на расстоянии, малом по сравнению с длиной волны.
Для пол учения острой направленности излучении применяют либо протяж╦нные излучатели (напр., большой поршень или системы излучателей с общей протяж╦нностью, достаточно большой по сравнению с длиной волны), либо сверхнаправленные системы, в к-рых сужение характеристики направленности достигается за сч╦т значит, увеличения реактивной мощности системы.
Лит.; Р ;i; с в к и н С. Н., Курс лекций по теории звука, М., 1%0; Исакович М, А., Общая акустикя, М., 1973.
М. А. Исакович.
ИЗЛУЧЕНИЕ ПЛАЗМЫ ≈ поток энергии эл.-магн. волн (в диапазоне от радио- до рентгеновских), испускаемых частицами плазмы при их индивидуальном пли коллективном движении. Интенсивность и спектральный состав излучения отражают состояние плазмы, благодаря чему И. л. служит одним из средств е╦ диагностики, И. п. является также одним из гл. каналов е╦ энергетич. потерь (радиац. потари, РП), поэтому оно играет важную роль в энергобалансе плазм, систем. Существенна также роль И. п. в установлении термодинамического состояния плазмы ≈ распределения ионов по кратпостям ионизации, возбужд╦нным уровням и т. п.
Анализ И. п, включает установление характеристик трех осн. типов (последоват. уровпсй описания); ин-
тенсивности элементарного механизма излучения; спектральной излучательной способности t] (со), т. е. распределения по частоте со фотонов, рождаемых в единице объ╦ма оптически тонкого слоя плазмы; полного потока излучения плазм, системы с уч╦том возможной реабсорб-ции (многократного поглощения-испускания) излучения в е╦ объ╦ме (оптически толстая плазма).
Основные механизмы И, п. определяются как индивидуальными свойствами заряж. и нейтральных частиц, образующих плазм, систему, так и е╦ коллективными свойствами ≈ колебательно-волновыми характеристиками (см. Волны в плазме}.
И. п., основанное на индивидуальных свойствах частиц, подразделяется на след, типы; линейчатое излучение (ЛИ), возникающее при переходе электрона в атоме или ионе между двумя дискретными уровнями (связанно-связанный переход); фоторском-б и н а ц. излучение (ФИ), возникающее при захвате свободного электрона на один из дискретных уровней атома или иона (свободно-связанный переход); тормозное излучение (ТИ) свободного электрона в поле иона (свободно-свободный переход.); м а г п и т о-тормозное, или циклотронное, излучение (ЦИ) электрона при его вращении в магн. ноле напряж╦нностью //. Эти типы И. к. имеют одинаковую мик-роскопич. основу ≈ ускорение w электронов во впстгт. ноле, электрич. или магнитном. Характерные частоты И. п. определяются угл. скоростями поворота частиц при движении по криволинейным траекториям. Иол-пая интенсивность излучения определяется величиной /=2/3<?V/c3 (е ≈ заряд электрона), а распределение /., интенсивности по спектру частот ≈ фурье-комнонен-
О
той /о>≈2/з^щ/с. Различия в типе поля, вызывающего ускорение электронов, приводят к резким различиям как полных интепсивностей /, так и иитсясивностеи характерных излучаемых частот /ш. Напр., для ЛИ
Ц>д= (ffjj≈ffi)/& (#1» #2 ≈ энергии уровней); для ЦИ 0)ц ≈ nelly \ ≈ vz/cz/mc (л.= 1, 2, 3. . ., т, и≈масса электрона и его скорость в плоскости, перпендикулярной к Н}', для ТИ при классич. движении a>T~mi>3/Ze2 (Ze ≈ заряд иона). Если вращение электрона периодично {например, в случае ЛИ и ЦИ}, то спектр излучения дискретен, в противном случае он непреры-вен (спектры ТИ и ФИ). Для структуры непрерывного спектра ФИ характерно наличие скачков, отвечающих рекомбинации на отд. дискретные уровни иона. Дискретность спектра может нарушаться, напр., вследствие доплеровского уширепия, обусловленного разбросом скоростей излучающих частиц. В спектре ЛИ ввиду относительно малой скорости атомов или ионов донле-ровские сдвиги невелики и дискретность спектра сохраняется. В спектре ЦИ эти сдвиги соц обусловлены движением гораздо более быстрых электронов и приводят, уже начиная с Г^-^Ю кэВ, к слиянию высоких (и.>1) гармоник ЦИ в непрерывный спектр ≈ континуум,
И. п, коллективного происхождения обусловлено ускорением электронов, движущихся сфазированно в поле плазм, колебаний и, следовательно, излучающих когерентно. Поэтому излучение оказывается связанным с частотными характеристиками плазм, колебаний, так что его можно рассматривать как проявление ре-зонансов во взаимодействиях частица ≈ волна, волна ≈ волна, волна ≈ частица ≈ волна. Оно сильно зависит от степени неравновссности плазмы и е╦ устойчивости по отношению к самовозбуждению тех или иных волн. Для устойчивой плазмы, близкой к состоянию тормо-динамич. равновесия, такое излучение носит спонтанный характер и определяется ее диэлектрич. свойствами, а также граничными условиями. Осн. типы излучения в этом случае представлены ниже, а} Черепковское излучение частиц, движущихся со скоростью v, близкой к фазовой скорости эл.-магп. воли (напр., геликоны]. Условие такого резонанса частица ≈
Ш
X ш
с;
СП
107
