Большая Советская Энциклопедия (РЕ)

Р. и. всегда поляризовано, причём степень и характер поляризации определяются поляризацией возбуждающего света, направлением наблюдения, излучающим объектом, наличием в нём примесей. Особенно существенно влияет на поляризацию Р. и. магнитное поле (в экспериментах приходится учитывать магнитное поле Земли).

В квантовой теории Р. и. (как и в классической теории резонанса) учитывают эффекты затухания — затухание возбуждённых электронных состояний, которые не являются строго стационарными во времени. Энергия электрона в возбуждённом состоянии не имеет строго определённого значения, и спектральные линии характеризуются некоторой шириной спектральных линий Г. Величина Г связана с полной вероятностью перехода электрона на низшие уровни и с t. Чем больше Г, тем меньше t и, следовательно, меньше длительность Р. и.

Лит.: Вуд Р. В., Физическая оптика, пер. с англ., М. — Л. , 1936; Гайтлер В., Квантовая теория излучения, [пер. с англ.], М., 1956; Ахиезер А. И., Берестецкий В. Б., Квантовая электродинамика, 3 изд., М., 1969.

В. З. Кресин.

Резонансные пиломатериалы

Резона'нсные пиломатериа'лы, вырабатываются из лиственных и хвойных древесных пород, древесина которых обладает способностью усиливать звук музыкальный, не искажая его тон. Способность к резонансу Р. п. характеризуется акустической константой С =

, где Е — модуль упругости, а r — плотность материала. Лучшими резонансными свойствами обладают ель и кавказская пихта, несколько уступают им кедровая сосна,явор,граб. Р. п. идут главным образом на изготовление дек клавишных, щипковых и смычковых музыкальных инструментов.

Резонансы

Резона'нсы, резонансные частицы, короткоживущие возбуждённые состояния сильно взаимодействующих элементарных частиц (адронов). В отличие от др. нестабильных частиц, Р. распадаются в основном за счёт сильных взаимодействий. Поэтому их времена жизни лежат в интервале 10^{– 22}—10^{– 24}сек, что по порядку величины совпадает с характерным ядерным временем t_яд = R_яд/с » 10^{– 23} сек, где с — скорость света в вакууме, R_яд — характерный радиус сильных (ядерных) взаимодействий, примерно равный комптоновской длине волны p-мезона, R_яд ~

 » 1,4x10^{– 13}см (

— постоянная Планка, m_p — масса p-мезона).

В зависимости полных эффективных поперечных сечений рассеяния s от энергии Е Р. часто проявляются в виде колоколообразного (т. н. брейт-вигнеровского) максимума:

(1)

(форма которого совпадает, например, с зависимостью квадрата амплитуды колебаний от частоты w в механической системе при изменении w в окрестности резонансной частоты). Энергия Е, соответствующая максимуму сечения s = s_{, сопоставляется с массой Р. М (по формуле относительности теории М = E/c². В физике элементарных частиц массу принято выражать в энергетических единицах, т. е. считать с = 1; тогда М = E). Величина Г является полной шириной максимума в энергетической шкале.}

Первый Р. был открыт в начале 50-х гг. Э. Ферми с сотрудниками при изучении процесса взаимодействия p⁺мезонов с протонами на протонном циклотроне в Чикаго (США). Этот Р. —D₃,₃ в современных обозначениях (первая цифра индекса у символа Р. означает удвоенный изотопический спин I частицы, вторая — её удвоенный спин J) — можно представлять себе как возбуждённое состояние нуклона(N), в которое последний переходит, поглотив p-мезон (пион). Собственная масса Р. D₃,₃, равная полной энергии системы N + p в системе центра инерции (с. ц. и. ) этих частиц, М = (1233 ± 3) Мэв, а время жизни t = 5,7x10^{– 24} сек. Величина, обратная t, определяет вероятность распада частицы. Вместо времени жизни в физике Р. чаще используют полную энергетическую ширину G, которая связана с t соотношением t

, (вытекающим из неопределённостей соотношениядля энергии и времени). Р. D₃,₃ имеет полную ширину Г = (116 ± 6) Мэв, спин J = ³/₂ и изотопический спин I = ³/₂.

В квантовомеханической амплитуде T₃,₃(E) pN-pacceяния в состоянии с I = J = ³/₂ этот Р. проявляется в виде т. н. брейт-вигнеровского вклада

, (2)

квадрат модуля которого пропорционален выражению (1). Здесь Е — полная энергия системы pN в с. ц. и. Распадается D₃,₃ только на p-мезон и нуклон. Т. о., реакции образования и распада D₃,₃ взаимно-обратны: p + N ^U D₃,₃. Р., обладающие этим свойством, называются упругими. Р., которые могут распадаться двумя и более способами (каналами), называются неупругими. Большое количество Р. было открыто в 1-й половине 60-х гг. в экспериментах, выполненных на протонных ускорителях.

Р. делятся на 2 группы: а) барионные резонансы, обладающие барионным зарядом(В = 1) и распадающиеся на мезоны и один стабильный барион; б) мезонные (или бозонные) резонансы, распадающиеся на мезоны (В = 0). Р. с ненулевой странностью называемые странными Р.

Основные методы обнаружения Р. таковы. а) Максимум в полном эффективном сечении рассеяния. В полном эффективном сечении наблюдается колоколообразный максимум s(E) ~ ^eТ_БВ(Е)"i², положение и полная ширина которого в шкале Е равны М и Г соответственно. Этот метод, однако, не позволяет провести полного определения квантовых чисел Р., в частности спина.

б) Фазовый анализ. Здесь исходными измеряемыми величинами являются дифференциальные сечения упругого рассеяния, т. е. сечения, измеряемые как функции угла рассеяния J и полной энергии Е. Квантовомеханическая амплитуда рассеяния T(J, Е) затем разлагается в ряд по сферическим функциям, а в простейшем бесспиновом случае — по полиномам Лежандра P_l(cos J):

T(J, E) =

(3)

Коэффициенты T_l(E) этого разложения — парциальные волны рассеяния с орбитальным (угловым) моментом, равным целому положительному числу l — определяются из экспериментальных данных как комплексные функции действительного переменного Е. Р. со спином J = l проявляется в виде брейт-вигнеровского вклада (2) в T_l(E). Этот метод позволяет определять все характеристики Р. (массу, ширину, спин, чётность и т. д. ).

Методы а) и б) используются в основном для обнаружения барионных Р.

в) Метод максимумов в массовых распределениях используется при обработке данных по неупругим реакциям вида а + b ® c₁ + c₂+ ... + c_n, когда в результате соударения двух частиц а и b возникает n частиц (n ³ 3). Здесь строят распределения числа событий с двумя (или несколькими) выделенными в конечном состоянии частицами, например c₁, c₂, в зависимости от суммарной энергии этих частиц в их с. ц. и.; в этой системе суммарная энергия E₁₂ = E₁ + E₂ определяет т. н. «эффективную массу» M₁₂ пары частиц c₁ + c₂. Распределение по M₁₂ называется массовым распределением. Максимум в массовом распределении около среднего значения M₁₂ = М* интерпретируется как Р. с массой М*, который может распадаться на частицы c₁ и c₂. Данный метод можно успешно применять и в тех случаях, когда Р. распадается на сравнительно большое число частиц.

Вариантом этого метода может считаться метод «недостающей массы». Он используется в тех случаях, когда, например n = 3, и регистрировать частицу c₃ легче, чем частицы c₁ и c₂. Энергию пары частиц c₁, c₂ вычисляют по разности E₁₂ = Е_ав — E₃ (как «недостающую» энергию). Р. проявляется как максимум в распределении по «недостающей» массе. Метод массовых распределений — основной способ обнаружения мезонных Р.