Ч

Ч
«ЧАРМ»
ЧАРМОНИЙ
ЧАС
ЧАСТНАЯ ТЕОРИЯ ОТНОСИТЕЛЬНОСТИ
ЧАСТОТА КОЛЕБАНИЙ
ЧАСТОТНАЯ МОДУЛЯЦИЯ
ЧАСТОТНО-КОНТРАСТНАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА
ЧАСТОТОМЕР
ЧЕРЕНКОВА — ВАВИЛОВА ИЗЛУЧЕНИЕ
ЧЕРЕНКОВСКИЙ СЧЁТЧИК
ЧЕРНАЯ ДЫРА
ЧЕРНОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ
ЧЕРНОЕ ТЕЛО
ЧЕТНОСТЬ
ЧЕТНОСТЬ УРОВНЯ
ЧИСЛА ЗАПОЛНЕНИЯ
ЧИСТОЕ СОСТОЯНИЕ
ЧУВСТВИТЕЛЬНОСТЬ
«ЧАРМ» , то же, что «очарование».
ЧАРМОНИЙ (от англ. charm — очарование), то же, что мезоны со скрытым «очарованием».
ЧАС (ч, h), внесистемная ед. времени, равная 60 мин или 3600 секундам. В часовой мере принято
выражать небесные координаты светил в астрономии: прямое восхождение и часовые углы. При этом
большой круг сферы делится на 24 ч; т. о., 1ч=15°.
ЧАСТНАЯ ТЕОРИЯ ОТНОСИТЕЛЬНОСТИ, специальная теория относительности; см.
Относительности теория.
ЧАСТОТА КОЛЕБАНИЙ, величина, обратная периоду колебаний T(f=1/Т), т. е. равная числу
периодов колебаний (числу колебаний), совершаемых в единицу времени. Обычно Ч. к. измеряется в
герцах: 1 Гц соответствует одному колебанию в секунду. Часто используется также величина =2f,
наз. циклической или круговой частотой. В случае гармонич. волновых процессов
u(x, t)=Acos(t± kx),
где А — амплитуда колебаний, t — время, х — координата. Круговая Ч. к. связана с волновым числом
k и фазовой скоростью v соотношением =kv.
ЧАСТОТНАЯ МОДУЛЯЦИЯ, вид модуляции колебаний, при к-рой частота высокочастотного
колебания изменяется во времени по закону, соответствующему передаваемому сигналу.
ЧАСТОТНО-КОНТРАСТНАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА (функция передачи модуляции), ф-ция, с
помощью к-рой
оценивают «резкостные» св-ва изображающих оптич. систем и отд. элементов таких систем. Ч.-к. х.
есть преобразование Фурье т. н. функции рассеяния линии, описывающей характер «расплывания»
изображения одной отдельно взятой тонкой линии. Ч.-к. х. даёт более полную информацию о св-вах
изображающей системы, чем разрешающая способность, характеризуя возможности системы
адекватно передавать в изображении детали объекта любых размеров, а не только самые малые.
Особое значение приобрёл метод Ч.-к. х. в связи с развитием космич. съёмки и др. спец. видов
получения оптич. изображений. См. также Изображение оптическое.
ЧАСТОТОМЕР, прибор для измерения частоты периодич. процессов (гл. обр. частоты электрич.
сигналов). Различают Ч. с электроизмерит. механизмами, электронные аналоговые и цифровые Ч.
Одним из простейших явл. Ч. с вибрационным электроизмерительным механизмом. Большинство
стрелочных Ч. с электроизмерит. механизмом строится на основе логометра (электродинамич.,
ферродинамич., эл.-магн., выпрямительного). Электрич. цепи, соединённые последовательно с
катушками логометра, обеспечивают изменение соотношений токов или сдвига фаз между ними с
изменением частоты входного сигнала в результате соответствующего подбора реактивных
элементов (конденсаторов, катушек индуктивности). Ч. с электроизмерит. механизмами применяются для измерений частот от 35 до 2000 Гц (осн. погрешность в % от верхнего предела измерений
0,5 — 4%).
Упрощённая схема электронного аналогового конденсаторного Ч. изображена на рис. 1.
Формирователь создаёт последовательность импульсов тока с пост. амплитудой, длительность к-рых
и, соответственно, длительность паузы между к-рыми равна полупериоду напряжения Uf, частота
колебаний к-рого измеряется.
Рис. 1. Принципиальная схема конденсаторного частотомера.
За время действия импульса тока конденсатор С заряжается через диод D1 (ток через измерит.
механизм ИМ благодаря диоду D2 практически равен нулю) до макс. напряжения. За время паузы
конденсатор С полностью разряжается через ИМ и диод D2. В силу инерционности магнитоэлектрич.
измерит. механизма его показания будут определяться ср. значением тока разряда конденсатора, крый пропорционален частоте напряжения Uf. Конденсаторные Ч. применяются
849
для измерения частоты в диапазоне 10 Гц — 200 кГц с осн. относит. погрешностью 1—3%. Для
измерения более высоких частот (до 80 ГГц) применяют электронные аналоговые Ч. (резонансные,
гетеродинные и др.) с осн. относит. погрешностью до 0,0005%.
Цифровые Ч. осн. на подсчёте числа периодов сигнала, частота к-рого измеряется за строго
определённый
Рис. 2. Блок-схема цифрового частотомера.
промежуток времени (рис. 2). Формирователь импульсов (Ф) преобразует периодически
изменяющийся сигнал в последовательность импульсов, период к-рых совпадает с периодом
исследуемого сигнала Uf. Ключ (К) пропускает импульсы от формирователя на счётчик (С) за
промежуток времени, заданный генератором (Г). Результаты подсчёта числа импульсов выдаются
отсчётным устройством (ОУ). Цифровые Ч. охватывают диапазон измерений от 10 -1 Гц до 500 МГц с
осн. относительной погрешностью до 10-7'%.
в Электрические измерения, под ред. А. В. Фремке и Е. М. Душина, 5 изд., Л., 1980; Мирский Г. Я.,
Радиоэлектронные измерения, 3 изд., М., 1975; Справочник по электроизмерительным приборам, 2
изд., Л., 1977; Осипов К. Д., Пасынков В. В., Справочник по радиоизмерительным приборам, ч. 2, М.,
1960.
В. П. Кузнецов.
ЧЕРЕНКОВА — ВАВИЛОВА ИЗЛУЧЕНИЕ (Черенкова -- Вавилова эффект), излучение света
электрически заряженной ч-цей, возникающее при её движении в среде с пост. скоростью v,
превышающей фазовую скорость света в этой среде (скорость распространения световых волн).
Обнаружено в 1934 при исследовании П. А. Черенковым -люминесценции р-ров как слабое голубое
свечение жидкостей под действием -лучей. Эксперименты Черенкова, предпринятые по инициативе
С. И. Вавилова, выявили характерные особенности излучения: 1) свечение наблюдается у всех
чистых прозрачных жидкостей, причём его яркость мало зависит от их хим. состава; 2) излучение
имеет поляризацию с преим. ориентацией вектора напряжённости электрич. поля вдоль направления
первичного пучка; 3) в отличие от люминесценции, не наблюдается ни температурного, ни
примесного тушения. На основании этих данных Вавилов сделал основополагающее утверждение,
что обнаруженное явление — не люминесценция, свет же излучают движущиеся в жидкости
быстрые эл-ны, образующиеся при облучении в-ва. Ч.— В. и.
характерно не только для жидкостей, но и для тв. тел и газов. Свечение, вызываемое -излучением,
нек-рые учёные наблюдали и раньше (напр., франц. учёный М. Л. Малле, в 1926 — 1929 получивший
фотографии его спектра). Однако оставалось непонятным то, что наблюдаемое излучение — новое,
ещё не изучавшееся явление; не было установлено и наиб. характерное его св-во, обнаруженное
Черенковым в 1936,— направленность под острым углом к скорости ч-цы.
Механизм Ч.— В. и. был выяснен в работе И. Е. Тамма и И. М. Франка (1937), содержавшей и
количеств. теорию, основанную на ур-ниях классич. электродинамики. К тем же результатам привело
и квант. рассмотрение (В. Л. Гинзбург, 1940).
Условие возникновения Ч.— В. и. и его направленность могут быть пояснены с помощью Гюйгенса
принципа.
Рис. 1. Движение заряж. ч-цы в среде со скоростью v<u. Сферы 1, 2,3,4 —
положение парциальных волн, испущенных ч-цей из точек А, В, С, D,
соответственно.
Каждую точку (А, В, С, D на рис. 1 и 2) траектории заряж. ч-цы следует считать источником волны,
возникающей в момент прохождения через неё ч-цы. В оптически изотропной среде такие
парциальные волны будут сферическими, распространяющимися со скоростью u=c/n, где n —
показатель преломления среды. Допустим, что ч-ца, двигаясь равномерно и
Рис. 2. Движение заряж. ч-цы в среде со скоростью v>u. Угол между
направлениями волнового вектора возникающего излучения и скоростью ч-цы
равен .
прямолинейно со скоростью v, в момент наблюдения находилась в точке Е. За время t до этого она
проходила через точку A (AE=vt). Волна, испущенная из А, к моменту наблюдения представится
сферой радиуса R=ut; на рис. 1 и 2 ей соответствует окружность 1, а волнам, испущенным из В, С,
D,—
окружности 2, 3, 4. По принципу Гюйгенса в результате интерференции парциальные волны гасят
друг друга всюду за исключением их общей огибающей, к-рой соответствует волн. поверхность
света, распространяющегося в среде.
Пусть v < и (рис. 1), тогда световые волны будут обгонять ч-цу на тем большее расстояние, чем
раньше они испущены. Общей огибающей парциальные волны при этом не имеют — все окружности
1, 2, 3, 4 лежат одна внутри другой; следовательно, электрич. заряд при равномерном и прямолинейном движении со скоростью v<u свет не излучает.
Если же ч-ца движется быстрее, чем распространяются световые волны, т. е. при
v>u = c/n, или n>1
(1)
(где =v/c), то соответствующие волнам сферы пересекаются (рис. 2), их общая огибающая (волновая
поверхность) представляет собой конус с вершиной в точке Е, совпадающей с мгновенным
положением ч-цы, а нормали к образующим конуса определяют волн. векторы, т. е. направления
распространения света. Угол 6, к-рый составляет волн. вектор с направлением движения ч-цы (см.
рис. 2), удовлетворяет отношению:
cos=u/v=c/nv=l/n.
(2)
Такой же метод рассмотрения можно провести и для оптически анизотропной среды (в частности,
для прозрачных кристаллов), в к-рой парциальные волны не явл. сферами. В этом случае
обыкновенному и необыкновенному лучам будут соответствовать разные конусы и излучение будет
возникать под разными углами 6 к направлению распространения ч-цы, согласно соотношению (2).
Условие (1) для оптически анизотропных сред формулируется неск, иначе. Во всех случаях осн. ф-лы
теории хорошо согласуются с опытом.
Расчёт показывает, что в оптически изотропной среде ч-ца с зарядом е, прошедшая расстояние в 1 см
со скоростью v > и, излучает энергию:
(=2c/ — круговая частота света,  — дл. волны излучаемого света в вакууме). Подынтегральное
выражение отражает распределение энергии в спектре Ч.— В. и.
В жидкостях и тв. в-вах условие (1) начинает выполняться для эл-нов уже при энергиях ~105 эВ, для
протонов, масса к-рых в ~2000 раз больше электронной,— при энергиях ~108 эВ. На основе Ч.— В. и.
разработаны широко применяемые эксперим. методы для регистрации ч-ц высоких энергий,
измерения их скорости. Приборы, применяемые для этой цели, наз. черенковскими счётчиками. Эти
методы
850
позволяют также рассчитывать массу ч-ц (это, напр., было использовано при открытии антипротона).
Ч.— В. и. может наблюдаться в чистом виде только в идеальных случаях, когда заряж. ч-ца движется
с пост. скоростью в радиаторе неогранич. длины. В тонком радиаторе, удовлетворяющем условию
(1), Ч.— В. и. неотделимо от переходного излучения, возникающего при пересечении ч-цей границы
раздела 2 сред с разными коэфф. преломления.
В 1940 Э. Ферми обобщил теорию Ч.— В. и., приняв во внимание, что реальная среда обладает
способностью поглощать свет по крайней мере в нек-рых областях спектра. Полученные им
результаты внесли существ. уточнения в теорию ионизац. потерь заряж. ч-цами (эффект поляризации
среды).
Ч.— В. и. явл. примером оптики «сверхсветовых» скоростей и имеет принципиальное значение. Ч.—
В. и. экспериментально и теоретически изучено не только в оптически изотропных средах, но и в
кристаллах, теоретически рассмотрено излучение электрич. и магн. диполей и мультиполей.
Ожидаемые св-ва излучения движущегося магн. заряда были использованы для поисков магнитного
монополя. Рассмотрено излучение ч-цы в канале внутри среды (напр., излучение пучка ч-ц внутри
волновода) и др. Новые особенности приобретает Доплера эффект в среде: появляются т. н. ано-
мальный и сложный Доплера эффекты. Можно полагать, что всякая система ч-ц, способная
взаимодействовать с эл.-магн. полем, будет излучать свет за счёт своей кинетич. энергии, если её
скорость превышает фазовую скорость света.
Теор. представления, лежащие в основе Ч.— В. и., тесно связаны с др. явлениями, имеющими важное
значение в совр. физике (волны Маха в акустике, вопросы устойчивости движения ч-ц в плазме и
генерации в ней волн, нек-рые проблемы теории ускорителей, а также генерация и усиление эл.-магн.
волн).
• Черенков П. А., Видимое свечение чистых жидкостей под действием -радиации. «Доклады АН
СССР», 1934, т. 2, в. 8, с. 451—57; Вавилов С. И., О возможных причинах синего -свечения
жидкостей, там же с. 457—61; Тамм И. Е., Франк И.М., Когерентное излучение быстрого электрона в
среде, там же, 1937, т. 14, в. 3, с. 107— 112; Черенков П. А., Т а м м И. Е., Франк И. М., Нобелевские
лекции, М., 1960; Джелли Дж., Черенковское излучение и его применения, пер. с англ., М., 1960; 3 р е
л о в В. П., Излучение Вавилова — Черенкова и его применение в физике высоких энергий, т. 1—2,
М., 1968.
И. М. Франк.
ЧЕРЕНКОВСКИЙ СЧЁТЧИК, детектор для регистрации заряж. ч-ц, в к-ром используется
Черенкова Вавилова излучение. При движении заряж. ч-цы в среде со скоростью v, превышающей
фазовую скорость света c/n в данной среде (n — показатель преломления среды), ч-ца излучает в
направлении, составляющем угол  с
её траекторией. Угол  связан со скоростью ч-цы v и показателем преломления среды га
соотношением:
cos=c/vn=1/n, =v/c.
(1)
Интенсивность W черенковского излучения на 1 см пути заряж. ч-цы в интервале длин волн от 1 до
2 выражается соотношением:
Здесь Z — заряд ч-цы (в ед. элементарного электрич. заряда). В Ч. с. свет излучается только ч-цами,
скорости к-рых v c/n ( 1/n), причём излучение происходит одновременно с прохождением ч-цы
под углом  к её траектории. С ростом v (надпороговой) растут угол  и интенсивность излучения.
Для предельных скоростей, близких к скорости света 1-1, угол  достигает предельного значения:
мaкс=arccos(1/n).
(3)
Осн. элементы Ч. с.: радиатор (в-во, в к-ром v >с/n), оптич. система, фокусирующая свет, и один или
неск. фотоэлектронных умножителей (ФЭУ), преобразующих световой сигнал в электрический (см.
рис.). Радиаторы изготавливают из тв., жидких и газообразных в-в.
Схема
стандартного
газового
порогового
черенковского
счётчика.
Черенковское излучение собирается на катод ФЭУ с помощью оптич. системы,
состоящей из плоского зеркала и кварцевой линзы.
Они должны быть прозрачны к черенковскому излучению и иметь низкий уровень сцинтилляций,
создающих фоновые сигналы. Для регистрации ч-ц, обладающих сравнительно небольшой
скоростью, используются органич. стекло (n=1,5), свинцовое стекло (n=1,5) и вода (n=1,33).
Ч. с. широко применяются в экспериментах на ускорителях заряж. ч-ц. С ростом энергии
ускорителей и, следовательно, с ростом энергии ч-ц особенно широкое применение получили
газовые Ч. с., к-рые могут выделять ч-цы ультрарелятивистских скоростей, для к-рых (1-)<<1. Угол
 в газе очень мал (n близко к 1), мала и интенсивность излучения на ед. пути заряж. ч-цы. Чтобы
получить вспышку света, достаточную для регистрации, приходится увеличивать длину газовых Ч. с.
до 10 м и более. Газовые Ч. с. позволяют плавно менять га изменением давления газа.
Существуют Ч. с. 3 типов: пороговые, дифференциальные и счётчики
полного поглощения. Осн. хар-ками Ч. с. являются эффективность регистрации и разрешающая
способность по скорости ч-ц, т. е. способность счётчика разделять две ч-цы, движущиеся с близкими
скоростями. Пороговый Ч. с. должен регистрировать все ч-цы со скоростями, большими нек-рой
(пороговой). Дифф. Ч. с. регистрируют ч-цы, движущиеся в интервале скоростей от v1 до v2. В
традиц. дифф. Ч. с. это достигается выделением оптич. системой света, излучаемого в интервале
соответствующих углов от 1 до 2. Линза или сферич. зеркало, помещённое на пути черенковского
излучения, фокусирует свет, излучённый под углом О, в кольцо с радиусом R=f, где f — фокусное
расстояние линзы или зеркала. Если в фокусе системы поместить щелевую кольцевую диафрагму, а
за диафрагмой один или неск. ФЭУ, то в такой системе свет будет зарегистрирован только для ч-ц,
излучающих свет в определённом интервале углов, т. е. имеющих скорости, лежащие в заданном
диапазоне. В дифф. Ч. с. с прецизионной оптич. системой можно выделить ч-цы, к-рые по величине 
отличаются всего на 10-6 от др. ч-ц. Такие Ч. с. требуют особого контроля давления газа и формирования параллельного пучка ч-ц. Ч. с. полного поглощения предназначены для регистрации и
спектрометрии электронов и -квантов. В отличие от рассмотренных Ч. с., в к-рых частица теряла в
радиаторе ничтожно малую долю энергии, Ч. с. полного поглощения содержит блок
радиаторов
большой толщины, в котором электрон или -квант образует электронно-фотонную лавину и теряет
всю (или большую часть) энергию. Как правило, радиаторы в этом случае изготавливают из стекла с
большим содержанием Pb; при толщине 40 см в нём может практически полностью тормозиться
электрон с энергией до 10 ГэВ. Кол-во света, излучаемого в Ч. с. полного поглощения,
пропорционально энергии первичного электрона или -кванта. Разрешающая способность Ч. с. полного поглощения (по энергии) зависит от энергии ξ ч-цы и для самых чувствительных ФЭУ может
быть выражена ф-лой: ξ=(8—12)% ξ, где ξ— энергия электрона в ГэВ.
• Джелли Дж., Черенковское излучение и его применения, пер. с англ., М., 1960; 3 р е л о в В. П.,
Излучение Вавилова — Черенкова и его применение в физике высоких энергий, т. 1—2, М., 1968.
В. С. Кафтанов.
ЧЕРНАЯ ДЫРА, космич. объект, возникающий в результате сжатия те851
ла гравитац. силами до размеров, меньших его гравитационного радиуса rg=2/c2 (где М— масса
тела, G— гравитац. постоянная, с — численное значение скорости света). Предсказание о
существовании во Вселенной Ч. д. сделано на основе общей теории относительности (ОТО).
Согласно ОТО, с приближением размера небесного тела к rg сила тяготения стремится к
бесконечности. Однако противодействующие сжатию силы упругости даже при очень высокой
плотности в-ва в малом объёме, характеризуемом rg, остаются конечными. Поэтому в-во тела,
достигшего размеров гравитац. радиуса, должно неудержимо сжиматься к центру (испытывать
релятивистский гравитационный коллапс). Один возможный путь образования Ч. д. указывает теория
эволюции звёзд. Ч. д. может стать звезда, в недрах к-рой угасли термоядерные источники энергии. В
таких звёздах с массой М>Mкритич.=1,5—3 Мсолн силы внутр. давления уже не могут противостоять
силам гравитации. В-во звезды устремляется к центру и практически за время свободного падения
достигает гравитац. радиуса и наступает гравитац. «самозамыкание» звезды. Осн. св-во звезды,
поверхность к-рой достигла сферы с радиусом rg (сферы Шварцшильда), состоит в том, что никакие
сигналы (свет, ч-цы), испускаемые в пределах сферы Шварцшильда, не могут выйти наружу и
достигнуть внеш. наблюдателя (рис.).
Проотранствевно-временной график гравитац. коллапса звезды и образования
чёрной дыры в системе отсчёта удалённого наблюдателя: t — время, х —
одна из пространств. осей, АВ=2 Rз — диаметр звезды в один из моментов
времени. АС и ВС — линии движения поверхности звезды. Действие тяготения
приводит к тому, что к наблюдателю сигнала из точек а, b, с, d, e,...
приходят не через равные промежутки ab=bc=cd=de=..., а с запаздыванием
(аа', bb', cc' и т. д.). С момента е, когда радиус звезды становится
равным её гравитац. радиусу rg, свет перестаёт выходить из-под сферы
Шварцшильда. Наблюдатель видит звезду «застывшей» на стадии de.
Границу области, за к-рую не выходит свет, наз. горизонтом Ч. д. Сохраняющиеся у Ч. д. внеш.
проявления связаны с существованием у неё гравитац. поля, момента вращения и электрич. заряда,
если сколлапсировавшая звезда была заряжена. На больших расстояниях гравитац. поле Ч. д. не
отличается от полей обычных звёзд, и движение др. тел, взаимодействующих с Ч. д., подчиняется
законам механики Ньютона. Вблизи Ч. д. характер гравитац. поля определяется ОТО. Рядом
особенностей обладает гравитац. поле вращающейся Ч. д. (поле Керра). У вращающейся Ч. д. вне
горизонта существует особая область — эргосфера. В-во, попадающее в эргосферу, неизбежно
начинает вращаться вокруг Ч. д. Наличие эргосферы может привести к потере чёрной дырой энергии
вращения. Это возможно, напр., в случае, когда нек-рое тело, влетев в эргосферу, распадается на две
части, причём одна из них продолжает падение на Ч. д., а другая вылетает из эргосферы по
направлению вращения. Энергия вылетающей части может при определ. условиях превышать
первонач. энергию всего тела.
Таким способом Ч. д. может терять энергию и при образовании в её эргосфере пары ч-ц (ч-цы и
антич-цы), если одна из ч-ц поглощается Ч. д., а др. вылетает из эргосферы наружу. Ч. д. может
терять энергию вращения не только с вылетающими из эргосферы ч-цами, но и в процессах т. н.
сверхизлучательного рассеяния внеш. эл.-магн. и гравитац. излучений. Подсчитано, что энергия
рассеянной эл.-магн. волны может увеличиться за счёт энергии вращения Ч. д. на 4,4%, а энергия
рассеянной гравитац. волны — на 138%. Энергетич. потери Ч. д., связанные с уменьшением её
вращат. момента, могут составить 29% от её полной энергии, т. е. 0,29 Мс2. Указанные выше
процессы происходят только около вращающихся Ч. д. Но даже в отсутствии вращения наличие
горизонта ведёт к квантовомеханич. процессу рождения ч-ц и антич-ц вблизи Ч. д. за счёт энергии её
гравитац. поля. В результате Ч. д. должна излучать, причём как абс. чёрное тело с темп-рой
Tэ=1026/М (в Кельвинах). Этот механизм излучения Ч. д. был рассмотрен англ. физиком С.
Хоукингом в 1974. Интенсивность черно-тельного излучения Ч. д. низка, т. к. Tэ мала (для Ч. д.
массой M=3MсолнТэ~10-7К). За счёт излучения Ч. д. большой массы уменьшается очень медленно. Но
с уменьшением М темп-ра Ч. д. повышается, процесс её «испарения» ускоряется, завершаясь
своеобразным взрывом и, возможно, полным исчезновением. Кроме Ч. д., возникающих в процессе
эволюции звёзд, теория рассматривает Ч. д.,
образовавшиеся на ранних (горячих и сверхплотных) стадиях развития Вселенной. Эти первичные Ч.
д. с массой, меньшей 1015 г, к нашему времени должны были испариться, а существенно более
массивные — остаться практически неизменными.
Поиски Ч. д. как первичных, так и звёздного происхождения -- важнейшая проблема совр.
астрономии. Наиболее вероятно обнаружение Ч. д. в тесных двойных звёздных системах, в к-рых
один компонент — Ч. д., а другой - - звезда-гигант, в-во к-рой перетекает к Ч. д. Вблизи Ч. д. из
перетекающего в-ва образуется вращающийся газовый диск. Трение между слоями диска,
движущимися с разл. скоростями, приводит к значит. разогреву в-ва (до десятков млн. град) и
появлению рентг. теплового излучения. Неск. источников космич. рентг. излучения имеют, повидимому, подобное строение. В одном из них— источнике Лебедь Х-1 —масса звёзд-компонентов
составляет примерно 25Мсолн и 10Мсолн (соответственно для оптически наблюдаемой звезды-сверхгиганта и для невидимой звезды — источника рентг. излучения). Компактная звезда с массой
~10Мсолн не может быть нейтронной звездой. Поэтому предполагают, что в этой системе астрономы
впервые открыли кандидата в Ч. д. Предполагается также, что в активных ядрах галактик и в
квазарах могут находиться сверхмассивные Ч. д. (М ~106—108Мсолн,), наблюдаемая активность этих
объектов возможно обусловлена аккрецией на Ч. д. окружающего газа.
• Зельдович Я. Б., Новиков, И. Д., Теория тяготения и эволюция звезд, М., 1971; Шкловский И. С.,
Звезды. Их рождение, жизнь и смерть, 2 изд., М., 1977; Происхождение и эволюция галактик и звезд,
М., 1976; Ф р о л о в В. П., Черные дыры и квантовые процессы в них, «УФН», 1976, т. 118, в. 3; П е н
р о у з Р., «Черные дыры», пер. с англ., «УФН», 1973, т. 109, в. 2.
ЧЕРНОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ, тепловое излучение абсолютно чёрного тела. Явл. равновесным
излучением. Не зависит от природы излучающего в-ва и определяется его темп-рой. Св-ва Ч. и.
подчиняются Планка закону излучения, Стефана — Больцмана закону излучения и др. законам
теплового излучения.
ЧЕРНОЕ ТЕЛО, то же, что абсолютно чёрное тело.
ЧЕТНОСТЬ, квантовомеханич. хар-ка состояния микрочастицы (молекулы, атома, ат. ядра, элем. чцы), отображающая св-ва симметрии волн. ф-ции этой ч-цы относительно зерк. отражений
(пространственной инверсии). В процессах, обусловленных сильным и эл.-магн. вз-ствиями, имеет
место закон сохранения Ч.: физ. система, обладавшая в нач. состояния зерк. симметрией определ.
типа, сохраняет эту симметрию во все последующие моменты времени. Сохранение Ч. приводит к
ряду от852
бора правил для эл.-магн. излучения атомов и ат. ядер, для яд. реакций и реакций
взаимопревращений элем. ч-ц.
Закон сохранения Ч. можно проиллюстрировать на примере излучающей антенны, у к-рой геом.
форма и распределение токов в каждый момент времени обладают зерк. симметрией. Согласно
закону сохранения Ч., такой же симметрией будет обладать диаграмма направленности излучения
антенны.
В слабом взаимодействии, обусловливающем, в частности, бета-распад ядер, закон сохранения Ч.
нарушается. Возможность такого нарушения была предсказана в 1956 кит. физиками Ли Цзундао и
Янг Чжень-нином и подтверждена экспериментально в 1957 By Цзяньсюн с сотрудниками (США) в
-распаде ядер, а также Л. Ледерманом с сотрудниками (США) в распаде мюона. Ю. Г. Абов, В. М.
Лобашёв и др. обнаружили слабое несохранение Ч. при нуклон-нуклонном вз-ствии. Имеются
эксперим. указания на слабое несохранение Ч. в эл.-магн. излучении атомов.
На рис. а изображена схема опыта By. Образец, содержащий радиоакт. изотоп 60Со, помещён в магн.
поле кругового тока (В — магн. индукция). Это поле ориентирует магн. моменты ядер кобальта вдоль
В (установка помещена в криостат при темп-ре ок. 1 К). Маленькой стрелкой указано направление
скоростей эл-нов внутри проводника с током. Как и в примере с антенной, вся система зеркально
симметрична относительно плоскости, в к-рой течёт круговой ток. При выполнении закона сохранения Ч. интенсивность излучения эл-нов -распада должна быть одинаковой по обе стороны этой
плоскости. В эксперименте же наблюдалась резкая асимметрия: по одну сторону плоскости
испускалось на 40% больше эл-нов, чем по другую. Т. о., из опыта By следует, что изучаемая система
не обладает зерк. симметрией.
Ещё в 1952 амер. физик Э. Вигнер с сотрудниками отметили возможность того, что при зерк.
отражении эл-ны переходят в положительно заряж. ч-цы той же массы — позитроны и вообще все чцы переходят в соответствующие античастицы. Зерк. отражение, сопровождающееся заменой всех чц системы на античастицы,
было названо Л. Д. Ландау комбинированной инверсией. Симметрия законов природы относительно
комбинированной инверсии приводит для истинно нейтральных частиц и систем к закону
сохранения комбинированной чётности. При замене закона сохранения Ч. на закон сохранения
комбинированной Ч. схема опыта By перестаёт быть зеркально симметричной, т. к. зерк. отображением этого опыта (рис., б) будет позитронный -распад ядра антикобальта (состоящего из
антипротонов и антинейтронов) в магн. поле кругового тока позитронов антивещества проводника.
(Поскольку заряд позитрона положителен, при том же направлении носителей заряда проводника
знак тока изменится, что приведёт к изменению знака В.)
Сильное нарушение закона сохранения Ч. установлено для всех процессов слабого вз-ствия.
В квант. теории Ч. явл. физ. величиной, характеризующей основные и возбуждённые состояния
микрочастиц. При соблюдении закона сохранения Ч. последняя может иметь только два значения: +1
и -1. Под влиянием слабого вз-ствия к состоянию с данной Ч. добавляется малая примесь состояния с
противоположной Ч. В атомах и в ат. ядрах эта примесь не превышает 10 -6—10-7 (однако в ядрах
могут быть спец. причины усиления эффектов несохранения чётности на неск. порядков). Поэтому
каждая ч-ца с хорошей точностью обладает определённой внутренней чётностью Р, равной либо + 1,
либо -1. Ч-цы с Р=+1 наз. чётными, а с Р=-1 —нечётными. Напр., °-мезон нечётен. Внутр. Ч. ч-ц с
полуцелым спином — фермионов неопределённы, но они противоположны Ч. соответствующих
античастиц. Это обусловливает, напр., отрицат. внутр. Ч. мезонов, составленных из кварка и
антикварка с нулевым орбит. моментом (, К, , ,  и т. д.). Для ч-ц с целым спином (бозонов) Ч. чцы и античастицы одинакова. Ч. системы из ч-ц с орбит. моментами ћl1,. . ., ћln равна
P1...Pn(-1)l1+...ln
где Р1, . . ., Рn — внутр. Ч. ч-ц системы, l1 . . ., ln — неотрицат. целые числа.
У квантов эл.-магн. поля (фотонов) не существует ни внутр. Ч., ни орбит. момента. Ч. фотона
определяется его мультипольностью (см. Мультиполь). Ч. электрического 2l-поля равна (-1)l, а Ч.
магнитного 2l-поля равна (-1)l+1. Поэтому Ч. физ. микросистемы сохраняется при испускании или
поглощении электрич. мультипольного фотона с чётным l или магн. мультипольного фотона с
нечётным l, а в остальных случаях меняется на противоположную. Это приводит к правилам отбора
по Ч. для эл.-магнитного излучения молекул, атомов и ядер.
• Ли Цзун-дао, Янг Чжень-нин, Вопрос о сохранении четности в слабых взаимодействиях, в кн.:
Новые свойства симметрии элементарных частиц, пер. с англ., М., 1957; By Цзянь-сюн [и др.],
Экспериментальная проверка сохранения четности при -распаде, там же, с. 69; Абов Ю. Г. [и др.],
Repeated experiment to observe the weak nucleon—nucleon interaction, «Physics Letters», 1968, v. 27B, №
1, p. 16; Лобашов В. М., Эксперименты по обнаружению несохранения четности в ядерных силах,
«Вестник АН СССР», 1969, № 2; By Ц., Нарушение сохранения четности, в кн.: Альфа-, бета- и
гамма-спектроскопия, под ред. К. Зигбана, пер. с англ., в. 4, М., 1969, гл. 24Г, § 20—21; Широков Ю.
М., Юдин Н. П., Ядерная физика, 2 изд., М., 1980 (Общий курс физики); Барков Л. М., Золоторев
М.С.,Хриплович И.Б., Наблюдение несохранения чётности в атомах, «УФН», 1980, т. 132, в. 3.
Ю. М. Широков.
ЧЕТНОСТЬ УРОВНЯ, чётность состояния физ. системы (чётность волн. ф-ции),
соответствующего данному уровню энергии. Такая хар-ка уровней возможна для системы ч-ц, между
к-рыми действуют эл.-магн. или яд. силы, сохраняющие чётность. При учёте слабого взаимодействия
к состоянию с данной чётностью добавляется незначит. примесь состояния с противоположной
чётностью (в атомах и ат. ядрах относит. величина такой примеси обычно невелика: ~10-6—10-7).
Если уровень энергии вырожден так, что ему принадлежат волн. ф-ции с разной чётностью (как,
напр., для возбуждённых уровней атома водорода), то возможны состояния, описываемые
суперпозицией таких волн. ф-ций, т. е. вырожд. уровень может не обладать определ. чётностью (даже
если действующие в системе силы
сохраняют чётность).
С. С. Герштейн.
ЧИСЛА ЗАПОЛНЕНИЯ в квантовой механике и квантовой статистике, числа, указывающие
степень заполнения квант. состояний ч-цами квантовомеханич. системы многих тождественных
частиц. Для систем ч-ц с полуцелым спином (фермионов) Ч. з. могут принимать лишь два значения:
0 для свободных состояний и 1 для занятых, для систем ч-ц с целым спином (бозонов) — любые
целые числа: 0, 1, 2, ... Сумма всех Ч. з. должна быть равна числу ч-ц системы. С помощью Ч. з.
можно описывать и числа элем. возбуждений (квазичастиц) квантованных полей; в этом случае их
сумма не фиксирована. Средние по статистически равновесному состоянию Ч. з. идеальных квант.
газов определяются ф-циями распределения Ферми — Дирака и Бозе — Эйнштейна (см. Ферми —
Дирака статистика, Бозе — Эйнштейна статистика). Понятие Ч. з. лежит в основе метода
вторичного квантования, к-рый наз. также представлением Ч. з.
Д. Н. Зубарев.
ЧИСТОЕ СОСТОЯНИЕ, состояние квантовомеханич. системы, к-рое ха853
рактеризуется заданием полного набора возможных значений динамич. переменных, определяющих
состояние системы. Ч. с. описывается волновой функцией от этих переменных и явл. одним из осн.
понятий квант. механики. Суперпозиция волн. ф-ций (т. е. их сумма с произвольными комплексными
коэфф.) также описывает
Ч. с. системы. Обычно Ч. с. называют просто квантовомеханическим состоянием, хотя в квант.
механике есть более общий случай — смешанное состояние.
ЧУВСТВИТЕЛЬНОСТЬ измерительного прибора, свойство измерит. прибора, выражаемое
отношением линейного (l) или углового () перемещения указателя по шкале прибора (сигнала на
выходе прибора) к вызвавшему его изменению x измеряемой величины х. Различают абс. Ч.
измерит. прибора S=l/x: или /x, где x; выражено в единицах измеряемой величины, и
относит. Ч. S0=l/(x/x) или /(x/x)
К. П. Широков.