Агрегатное состояние в-ва, в к-ром его ч-цы не связаны или весьма слабо связаны силами вз-ствия и дви­жутся свободно, заполняя весь предо­ставленный им объём

Г ГАЗ (франц. gaz, от греч. chaos — хаос), агрегатное состояние в-ва, в к-ром его ч-цы не связаны или весьма слабо связаны силами вз-ствия и дви­жутся свободно, заполняя весь предо­ставленный им объём. B-вa в газооб­разном состоянии образуют атмосферу Земли, в значит. кол-вах содержатся в твёрдых земных породах, растворены в воде океанов, морей и рек. Солнце, звёзды, облака межзвёздного в-ва со­стоят из Г.— нейтральных или ионизо­ванных (плазмы). Встречающиеся в природных условиях Г. представляют собой, как правило, смеси химически индивидуальных Г. Г. целиком заполняют сосуд, в к-ром находятся, и принимают его форму. В отличие от тв. тел и жидкостей, объём Г. существенно зависит от давления и темп-ры. Коэфф. объёмного расшире­ния Г. в обычных условиях (при 0— 100°С) на два порядка выше, чем у жидкостей, и составляет при 0°C 0,003663 К-1. В таблице приведены данные о физических свойствах нек-рых Г. Любое в-во можно перевести в газо­образное состояние надлежащим под­бором давления p и темп-ры Т. По­этому возможную область существова- 100^ ФИЗИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА НЕКОТОРЫХ ГАЗОВ ния газообразного состояния графиче­ски удобно изобразить в переменных р.— Т (в р-T-диаграмме, рис. 1). При Т ниже критической Тк (см. Критическое состояние) эта область ограничена кривыми сублимации (воз­гонки) I и парообразования II. Это означает, что при любом p ниже кри­тического pк существует темп-pa Т, определяемая кривой сублимации или парообразования, выше к-рой в-во становится газообразным. При темп-pax ниже тсмп-ры тройной точки Тр газ может находиться в равновесии с и. фазой в-ва (на кривой I), а между тройной и критич. точкой К — с жид­кой фазой.Рис. 1. p —T-диаграмма состояния в-ва. Со стороны низких Т и р область газообраз­ного состояния ограничена кривыми субли­мации (I) и парообразования (II). Тр — тройная точка; К — критич. точка; пунктир­ная линия — критич. изохора в-вa (объём V=const=Vк).Газ в этих состояниях обычно наз. паром в-ва. При Т ниже Тк можно сконденсиро­вать Г.— перевести его в др. агрегат­ное состояние (твёрдое или жидкое), напр. повышая давление. При Т>Тк граница газообразной области условна, поскольку при этих ^ Т фазовые превращения не происходят. Иногда за условную границу между Г. и жидкостью при сверхкритич. Т и р принимают критич. изохору в-ва (рис. 1), в непосредств. близости от к-рой св-ва в-ва изменяются, хотя и не скачком, но особенно быстро. В связи с тем что область газового состояния очень обширна, св-ва Г. при изменении Т и р могут меняться в широких пределах. Так, в норм. ус­ловиях (при 0°С и атм. давлении) плотность Г. примерна в 1000 раз меньше плотности того же в-ва в твёрдом или жидком состоянии. При комнатной ^ Т и глубоком вакууме (напр., при p~1011 мм рт. ст.) плотность Г. ~10-20г/см3. С другой стороны, при высоких р в-во, к-рое при сверх­критич. Т можно считать Г., обладает огромной плотностью (напр., в центре иек-рых звёзд ~109 г/см3). В зависимо­сти от условий в широких пределах изменяются и др. св-ва Г.— теплопро­водность, вязкость и т. д.^ Молекулярно-кинетическая теория газов рассматривает Г. как совокуп­ность слабо взаимодействующих ч-ц, находящихся в непрерывном хаотиче­ском (тепловом) движении. На основе этих представлений молекулярно-кинетич. теории удаётся объяснить ми. физ. св-ва Г., особенно полно — св-ва разреж. Г. У достаточно разреж. Г. ср. расстоя­ния между молекулами оказываются значительно больше радиуса действия сил межмол. вз-ствия. Так, при норм. условиях в 1 см3 Г. находится ~1019 молекул и ср. расстояние между ни­ми составляет ~10 нм, тогда как меж­мол. вз-ствие несущественно уже на расстояниях св. 0,5—1 нм. Следова­тельно, в таких условиях молекулы взаимодействуют лишь при сближении на расстояние действия межмол. сил. Это сближение принято трактовать как : столкновение молекул. Радиус действия межмол. сил в рассмотрен­ном примере в 10 раз меньше ср. рас­стояния между молекулами, так что общий объём, в к-ром эти силы могут сказываться (как бы «собств. объём» всех молекул), составляет 10-3 от полного объёма Г. Это позволяет счи­тать собств. объём молекул Г. в норм. условиях пренебрежимо малым и рас­сматривать молекулы как материаль­ные точки. Г., молекулы к-рого рас­сматриваются как не взаимодействую­щие друг с другом материальные точ­ки, наз. и. д е а л ь н ы м. При тепло­вом равновесии идеального Г. все направления движения его молекул равновероятны, а их скорости v подчи­няются распределению Максвелла (рис. 2). Подавляющее большинство молекул имеет значения v, близкие к наиболее вероятной vн при данной Т (соответствует максимуму на рис.: 2), но существует нек-рая часть молекул с малыми и очень большими скоростями. При помощи распределения Макс­велла может быть определена т. н. ср. квадратичная скорость молекул v2, связанная с Т соотношением:v2=3kT/m, (1) где m — масса молекулы. Ур-ние (1) устанавливает связь между ср. кинетич. энергией одной молекулы и темп-рой газа: mv2/2=3/2kT. (2) Эта зависимость позволяет рассматри­вать У как меру ср. кинетич. энергии молекул.Рис. 2. Распределение Максвелла для моле­кул азота при Т— 20 и 500 °С. По оси орди­нат — доля молекул (в %), обладающих скоростями между v м/с и (v+10) м/с; v — наиб. вероятная скорость, к-рой обладает наибольшее число молекул при данной Т;v — ср. скорость молекул; v2— ср. квадра­тичная скорость.Поскольку молекулы идеального Г. обладают лишь кинетич. энергией, внутр. энергия такого Г. не зависит от занимаемого им объёма (закон Джо­уля). Молекулярно-кинетич. теория рассматривает давление Г. на стенки сосуда, в к-ром он находится, как воз­действие ударов молекул, усреднён­ное по поверхности и времени; коли­чественно р определяется импульсом, передаваемым молекулами в ед. вре­мени ед. площади стенки:p=1/3nmv2, (3) где n — число молекул в единице объё­ма. Ур-ния (2) и (3) позволяют запи­сать уравнение состояния идеального Г. в виде: 101p=nkT. (4) Ур-ние (4), записанное для 1 моля Г., наз. ^ Клапейрона уравнением:pV=RT. (5) Здесь R=kN — универсальная газо­вая постоянная (N — число молекул в 1 моле), V— объём, приходящий­ся на 1 моль. Ур-ние Клапейро­на можно получить и эмпирически, обобщая газовые законы Бойля — Мариотта и Гей-Люссака (см. Бойля — Мариотта закон, Гей-Люссака зако­ны,). Из ур-ния (5) следует также, что при одинаковых Т и р идеальные Г., взятые в кол-ве 1 моля, имеют равные объёмы и в ед. объёма любого такого Г. содержится равное число молекул (см. Авогадро закон). В условиях теп­лового равновесия T и p Г. по всему его объёму одинаковы, молекулы дви­жутся хаотично, упорядоченных пото­ков нет. Возникновение в Г. перепадов (градиентов) Т и р приводит к наруше­нию равновесия и переносу в направ­лении градиента энергии, массы или др. физ. величин. Кинетич. св-ва Г.— теплопровод­ность, диффузию, вязкость — молекулярно-кинетич. теория рассматривает с единой точки зрения: диффузию как перенос молекулами массы, теплопро­водность как перенос ими энергии, вязкость как перенос кол-ва движения. Модель идеального Г. для анализа явлений переноса непригодна, ибо в этих процессах существ. роль играют столкновения молекул и их лин. разме­ры (влияющие на частоту столкнове­ний). Поэтому в простейшем случае яв­ления переноса в Г. рассматриваются для разреж. Г., молекулы к-рого в пер­вом приближении считаются упругими шариками с определ. диаметром , при­чём эти шарики взаимодействуют друг с другом только в момент соударения. В этом приближении а связан простым соотношением со ср. длиной свободного пробега молекулы l:l=1/2n (6) Размер l существенно влияет на про­цессы переноса в разреж. Г. В част­ности, если характерный размер объё­ма, занимаемого Г., больше l, то тепло­проводность и вязкость Г. не зависят от р. Наоборот, когда I больше харак­терного размера, теплопроводность и вязкость Г. с уменьшением р (а значит, и числа столкновений) начинают па­дать. В более строгой молекулярно-кинетич. теории при анализе явлений пере­носа в разреж. Г. учитывается вз-ствие молекул при любых расстояниях меж­ду ними. Характер вз-ствия опреде­ляется т. н. потенциалом вз-ствия (см. Межмолекулярное взаимодействие). Строгое рассмотрение динамики пар­ных вз-ствий (столкновений) приводит к тому, что в ф-лах для расчёта коэфф. переноса появляются т. н. и н т е г р а л ы столкновений, являю­щиеся ф-циями только приведённой темп-ры T*=kT/, к-рая характери­зует отношение кинетич. энергии мо­лекул (~kT) к их потенц. энергии ( — глубина потенц. ямы при дан­ном потенциале вз-ствия). Интегралы столкновений учитывают то обстоя­тельство, что сталкивающиеся моле­кулы в зависимости от их кинетич. энергии, а значит, и темп-ры Г. могут сближаться на разл. расстояния, т. е. как бы изменять свой эфф. размер. Свойства реальных газов. При повы­шении плотности изменяются св-ва Г.— они перестают быть идеальными. Ур-ние состояния (5) оказывается не­применимым, т. к. ср. расстояния меж­ду молекулами Г. становятся сравни­мыми с радиусом межмол. вз-ствия. Для описания термодинамич. св-в реальных Г. используются разл. ур-ния состояния, б. или м. строго тео­ретически обоснованные. Простейшим примером ур-ния, к-рое качественно правильно описывает осн. отличия реального Г. от идеального, служит Ван-дер-Ваальса уравнение, учитываю­щее, с одной стороны, существование сил притяжения между молекулами (их действие приводит к уменьшению давления Г.), с другой стороны — сил отталкивания, препятствующих безграничному сжатию Г. К наиболее теоретически обосно­ванным (во всяком случае, для со­стояний, удалённых от критич. точки) относится вириальное ур-ние состоя­ния:pV=RT(1+B/V+C/V2+...). (7) Значения вириальных коэфф. В, С и т. д. определяются соударениями молекул: парными (В), тройными (С) и более высокого порядка для после­дующих коэфф. Существенно, что вириальные коэфф. явл. ф-циями только Т. В Г. малой плотности наиб. вероят­ны парные столкновения молекул, т. е. для такого Г. в разложении (7) можно пренебречь всеми членами после члена с коэфф. В. В соответствии с темпера­турным изменением В, при т. н. темп-ре Бойля ТB (см. Бойля точка) В обращается в нуль и умеренно плот­ный Г. ведёт себя, как идеальный, т. е. подчиняется ур-нию (5). Существова­ние межмол. вз-ствия в той или иной степени сказывается на всех св-вах реальных Г. Внутр. энергия реального Г. оказывается зависящей от V (от расстояний между молекулами), т. к. потенц. энергия молекул определяется их взаимным расположением. С межмол. вз-ствием связано также изменение темп-ры реального Г. при протекании его с малой пост. ско­ростью через пористую перегородку (этот процесс наз. дросселиро­ванием). Мерой изменения темп-ры Г. при дросселировании служит коэфф. Джоуля — Томсона, к-рый в зависимости от условий может быть положи­тельным (охлаждение Г.), отрицатель­ным (нагрев Г.) либо равным нулю при т. н. темп-ре инверсии (см. Джоу­ля — Томсона эффект). Внутр. строение молекул Г. слабо влияет на их термич. св-ва — давле­ние, темп-ру, плотность и связь между этими величинами. Для этих св-в в первом приближении существенна только мол. масса. Напротив, калорич. св-ва Г. (теплоёмкость, энтропия и др.), а также его электрич. и магн. св-ва существенно зависят от внутр. строения молекул. Напр., для расчёта (в первом приближении) теплоёмкости Г. при пост. объёме сV необходимо знать число внутр. степеней свободы iвн молекулы. В соответствии с равно­распределения законом на каждую внутр. степень свободы молекулы при­ходится энергия, равная 1/2kT. От­сюда теплоёмкость 1 моля Г. равна: (здесь число 3 — число степеней сво­боды молекулы как целого). Для точного расчёта калорич. св-в Г. необходимо знать уровни энергии молекулы, сведения о к-рых в боль­шинстве случаев получают методами спектроскопии. Для большого числа в-в в состоянии идеального Г. калорич. параметры вычислены с высокой точностью, и их значения представле­ны в виде таблиц до Т ~ 10—22 тыс. К. Электрич. св-ва Г. связаны в первую очередь с возможностью ионизации мо­лекул или атомов, т. е. с появлением в Г. электрически заряж. ч-ц (ионов и эл-нов). При отсутствии заряж. ч-ц Г. являются хорошими диэлектрика­ми. С ростом концентрации зарядов электропроводность Г. увеличивается. При ^ Т большей неск. тыс. К всякий Г. частично ионизуется и превращает­ся в плазму. Если концентрация за­рядов в плазме невелика, то св-ва её мало отличаются от св-в обычного Г. По магн. св-вам Г. делятся на диамагнитные (к ним относятся, напр., инертные газы, а также H2N2, СO2, Н2О) и парамагнитные (напр., O2). Диамагнитны те Г., моле­кулы к-рых не имеют пост. магн. момента и приобретают его лишь под влиянием внеш. поля (см. Диамагне­тизм). Те же Г., у к-рых молекулы обладают пост. магн. моментом, во внешнем магнитном поле ведут себя как парамагнетики (см. Пара­магнетизм). Учёт межмол. вз-ствия и внутр. строения молекул необходим при ре­шении мн. проблем физики Г., напр. при исследовании влияния верхних разреж. слоев атмосферы на движение ракет и спутников (см. Газовая дина­мика). В совр. физике Г. называют не толь­ко одно из агрегатных состояний в-ва. К Г. с особыми св-вами относят, напр., совокупность свободных эл-нов в ме­талле (электронный Г.), фононов в кри- 102сталлах или жидком гелии (фононный Г.). Св-ва Г. элем. ч-ц и квазичастиц рассматривает квантовая статистика. • Кириллин В. А., С ы ч е в В. В., Ш е й н д л и н А. Е., Техническая термоди­намика, 3 изд., М.,1979; Ч е п м е н С., Каулинг Т., Математическая теория неодно­родных газов, пер. с англ., М., 1960; Гиршфельдер Дж., К е р т и с с Ч., Берд Р., Молекулярная теория газов и жидкостей, пер. с англ., М., 1961; Термоди­намические свойства индивидуальных ве­ществ. Справочник, 3 изд., т. 1—3, М., 1978-81. Э. Э. Шпильрайн.^ ГАЗОВАЯ ДИНАМИКА, раздел гидроаэромеханики, в к-ром изучается движение сжимаемых сплошных сред (газа, плазмы) и их вз-ствие с тв. те­лами. Как часть физики, Г. д. связана с термодинамикой и акустикой. Св-во сжимаемости состоит в спо­собности в-ва изменять свой первонач. объём под действием перепада давле­ния или при изменении темп-ры. Сжи­маемость становится существенной при больших скоростях движения среды, соизмеримых со скоростью распро­странения звука в этой среде и превос­ходящих её, т. к. при таких скоростях в среде могут возникать большие пере­пады давления (см. Бернулли уравне­ние) и большие градиенты темп-ры. В совр. Г. д. изучают также течения газа при высоких темп-pax, сопровож­дающиеся хим. (диссоциация, горение и др. хим. реакции) и физ. (ионизация, излучение) процессами. Изучение дви­жения электропроводных газов в при­сутствии магн. и электрич. полей со­ставляет предмет магн. газодинамики. Движение газов при таких условиях, когда газ нельзя считать сплошной средой, а необходимо рассматривать вз-ствие составляющих его молекул между собой и с тв. телами, относится к области динамики разреженного га­за, основанной на молекулярно-кинетич. теории газов. Динамика боль­ших возд. масс при малых скоростях движения составляет основу динамич. метеорологии. Г. д. исторически воз­никла как дальнейшее развитие и обобщение аэродинамики, поэтому ча­сто говорят о единой науке — аэрога­зодинамике. Исходные ур-ния Г. д. явл. следст­вием применения осн. законов меха­ники и термодинамики к движущемуся объёму сжимаемого газа. Неустано­вившиеся движения вязкого сжимае­мого газа, когда параметры газового потока в каждой его точке изменяются с течением времени, описываются пол­ными Навье — Стокса уравнениями. Одной из осн. физ. особенностей дви­жения сжимаемых сред явл. возмож­ность образования и распространения в них ударных волн, к-рые движутся со скоростью, превышающей скорость распространения звук. волн и пред­ставляют собой узкую область чрезвы­чайно больших градиентов давления, плотности, темп-ры и скорости газа. Интенсивное развитие Г. д. связано с быстрым развитием соответствующих областей техники: реактивной авиа­ции, ракетного оружия, созданием ат. и водородных бомб, взрыв к-рых вле­чёт за собой распространение сильных взрывных и ударных волн. Задачи Г. д. при проектировании разнообразных аппаратов, двигателей и газовых ма­шин состоят в определении сил дав­ления и трения, темп-ры и теплового потока в любой точке поверхности тела или канала, омываемых газом, в лю­бой момент времени. При исследова­нии распространения газовых струй, взрывных и ударных волн, горения и детонации методами Г. д. опреде­ляются давление, темп-pa и др. пара­метры газа во всей области распростра­нения. Изучение поставленных тех­никой сложных задач превратило совр. Г. д. в науку о движении произволь­ных смесей газов, к-рые могут содер­жать также твёрдые и жидкие ч-цы (напр., выхлопные газы ракетных дви­гателей на жидком или твёрдом топли­ве), причём параметры, характери­зующие состояние этих газов — дав­ление, темп-pa, плотность, электро­проводность и др., могут изменяться в самых широких пределах. Законами Г. д. широко пользуются во внеш. и внутр. баллистике, при изу­чении взрыва, горения, детонации, конденсации в движущемся потоке. Для совр. Г. д. характерно нераз­рывное сочетание расчётно-теор. ме­тодов, использование ЭВМ и постанов­ка сложных аэродинамич. и физ. экс­периментов. Теор. представления, час­тично опирающиеся на найденные экс­периментальным путём закономерно­сти, позволяют описать с помощью со­ответствующих ур-ний движение га­зовых смесей сложного состава, в т. ч. многофазных смесей при наличии физ.-хим. и фазовых превращений. Метода­ми прикладной математики разраба­тываются эфф. способы решения этих ур-ний на ЭВМ. Наконец, из эксперим. данных определяются необхо­димые значения физ. и хим. характе­ристик, свойственных изучаемой среде и рассматриваемым процессам (коэфф. вязкости, теплопроводности, скорости хим. реакций, времена релаксации и др.). Многие задачи, поставленные совр. техникой перед Г. д., пока не могут быть решены расчётно-теор. методами, в этих случаях широко пользуются газодинамич. экспериментами, постав­ленными на основе подобия теории и законов гидродинамич. и аэродина­мич. моделирования. Газодинамич. эксперименты проводятся в сверхзвук. и гиперзвук. аэродинамических тру­бах, на баллистич. установках, в ударных и импульсных трубах и на др. газодинамич. установках спец. на­значения (см. также Аэродинамические измерения). Прикладная Г. д., в к-рой обычно применяются упрощённые теор. представления об осреднённых по поперечному сечению параметрах га­зового потока и осн. закономерности движения, найденные эксперим. путём, используется при расчёте компрессо­ров и турбин, сопел и диффузоров, ракетных двигателей, аэродинамич. труб, эжекторов, газопроводов и мн. др. техн. устройств. • Основы газовой динамики, под ред. Г. Эммонса, пер. с англ., М., 1963: А б р а м о в и ч Г. Н., Прикладная газовая динамика, 4 изд., М., 1976; Ч е р н ы й Г. Г., Течения газа с большой сверхзвуковой скоростью, М., 1959; 3 е л ь д о в и ч Я. Б., Р а й з е р Ю. П., Физика ударных волн и высо­котемпературных гидродинамических явле­ний, 2 изд., М., 1966. С. Л. Вишневецкий.^ ГАЗОВАЯ ПОСТОЯННАЯ (R), уни­версальная фнз. постоянная, входя­щая в ур-ние состояния 1 моля иде­ального газа: pv=RT (см. Клапейрона уравнение), где р — давление, v — объ­ём моля, Т — абс. темп-pa. Г. п. по своему физ. смыслу — работа расши­рения 1 моля идеального газа под пост. давлением при нагревании на 1 К. С другой стороны, Г. п.— раз­ность молярных теплоёмкостей при пост. давлении и при пост. объёме cр-cv=R (для всех сильно разре­женных газов). Численное значение Г. п. в единицах СИ (на 1980) 8,31441(26) Дж/(моль•К). В других ед. R = 8,314•107 эрг/(моль•К)=1,9872 кал/(моль•К) = 82,057 см3•атм/(моль•К).^ ГАЗОВЫЕ РАЗРЯДЫ, то же, что электрические разряды в газах. ГАЗОВЫЙ ЛАЗЕР, оптический квант. генератор с газообразной активной средой. Газ, в к-ром за счёт энергии внеш. источника (накачки) создаётся состояние с инверсией населённостей двух уровней энергии (верхний и нижний лазерные уровни), помещается в оптический резонатор или прокачи­вается через него. В резонаторе воз­буждённые на верхний лазерный уро­вень ч-цы газа в результате вынужден­ных переходов на ниж. уровень излу­чают. Часть эл.-магн. излучения выво­дится из резонатора наружу (см. Ла­зер). В тех случаях, когда время жиз­ни верхнего лазерного уровня мало, а коэфф. усиления велик, генерирует­ся не вынужденное излучение, а уси­ленное спонтанное излучение (супер­люминесцентные Г. л. или Г. л. на сверхсветимости, характерные для УФ диапазона). Семейство Г. л. многочисленно. Они охватывают диапазон длин волн К от УФ области спектра до субмилли­метровых волн. Большинство Г. л. работают в непрерывном, а также и в импульсном режимах и позволяют по­лучать большие выходные мощности при высокой направленности излуче­ния и стабильности его частоты.Особенности Г. л. Газы по сравнению с конденсиров. средами обладают боль­шей однородностью. Поэтому световой луч в газе в меньшей степени искажа­ется и рассеивается. В результате на­правленность излучения Г. л. дости­гает предела, обусловленного дифрак­цией света (дифракционный предел расходимости). Расходимость светового луча Г. л. 103в видимом диапазоне ~10-5—10-4 рад. В ИК диапазоне ~10-4—10-3 рад. Благодаря малой плотности газа ширина спектр. линии обусловлена гл. обр. доплеровским уширением (см. ^ Доплера эффект), величина к-рого мала. Это, а также применение ряда методов, использующих св-ва доплеровски уширенной линии, позволяет достичь высокой стабильности частоты (см. Оптические стандарты частоты, Квантовые стандарты частоты). Вместе с тем малая плотность газа препятствует получению такой высо­кой плотности возбуждённых ч-ц, к-рая характерна для тв. тел и жидко­стей. Поэтому уд. энергосъём у Г. л. ниже, чем у твёрдотельных лазеров и жидкостных лазеров. Однако пере­ход к более высоким давлениям и соз­дание быстропроточных Г. л. резко увеличили их мощность (см. ниже). Специфика газов проявляется в раз­нообразии типов ч-ц, уровни к-рых используются для возбуждения гене­рации (нейтр. атомы, ионы, неустойчи­вые молекулы). Поэтому процессы, используемые для создания инверсии населённостей, в Г. л. весьма много­образны. К их числу относятся электрич. разряд, хим. возбуждение, фото­диссоциация, газодинамич. процессы, возбуждение электронным пучком и т. д. Оптич. накачка с помощью газо­разрядных ламп, применяемая в жид­костных и твёрдотельных лазерах, ма­ло эффективна для большинства Г. л., т. к. газы обладают узкими линиями поглощения. В подавляющем большинстве Г. л. инверсия населённостей создаётся в электрич. разряде (газоразряд­ные лазеры). Эл-ны, образую­щиеся в разряде при столкновениях с ч-цами газа (электронный удар), возбуждают их, т. е. перево­дят на более высокие уровни энергии. Возбуждение электронным ударом обычно сочетается в Г. л. с др. меха­низмом возбуждения — резонанс­ной передачей энергии ч-цам одного сорта (рабочим ч-цам) от добавляемых ч-ц др. сорта (вспомо­гательных) при неупругих соударени­ях. Лазеры на нейтральных атомах. Исторически первым Г. л., появив­шимся в 1961 (амер. физик А. Джаван), был гелий-неоновый лазер. В гелий-неоновом лазере ра­бочим в-вом явл. нейтр. атомы неона Ne. В электрич. разряде часть атомов Ne переходит с осн. уровня ξ1 на возбуждённый верх. уровень энергии ξ3 (рис. 1). Но в чистом Ne время жизни на уровне мало, атомы быстро «соскакивают» с него на уровни ξ1 и ξ2, что препятствует созданию доста­точно высокой инверсии населённостей (превышающей порог генерации) для пары уровней ξ2 и ξ3. Примесь Не существенно меняет ситуацию. Пер- вый возбуждённый уровень атома Не совпадает с верх. уровнем ξ3 неона. Поэтому при столкновении возбуж­дённых электронным ударом атомов Не, с невозбуждёнными атомами Ne (с энергией ξ1) происходит передача возбуждения, в результате к-рой ато­мы Ne будут возбуждены на уровень ξ3, а атомы Не возвращаются в осн. состояние. При достаточно большом^ Рис. 1. Схема уровней энергии рабочих ато­мов Ne и вспомогат. атомов Не, используе­мых в гелий-неоновом лазере.числе атомов Не в газовой смеси можно добиться преимущественного заселе­ния уровня ξ3 неона. Этому же спо­собствует опустошение уровня ξ2 неона, происходящее при соударениях атомов со стенками газоразрядной трубки (рис. 2). Для эфф. опустошения уровня ξ2 диаметр трубки должен быть достаточно мал. Однако малый диаметр трубки ограничивает число атомов Ne и, следовательно, мощность генерации. Оптимальным с точки зре­ния макс. мощности генерации явл. диаметр трубки ок. 7 мм при давлении1 мм рт. ст. и определ. соотношении Ne и Не (1 : 10).^ Рис. 2. Схема гелий-неонового лазера: 1 — зеркала оптич. резонатора; 2 — окна газо­разрядной трубки; a — электроды; 4 — газо­разрядная трубка.Уровни неона ξ2 и ξ3 обладают сложной структурой, т. е. состоят из множества подуровней. В результате гелий-неоновый лазер может работать на 30 длинах волн в области видимого света и ИК излучения. Зеркала оптич. резонатора имеют многослойные диэлектрич. покрытия. Это позволяет создать необходимый коэфф. отраже­ния для заданной длины волны и воз­будить тем самым в Г. л. генерацию на требуемой частоте. Мощность генерации гелий-неоново­го лазера достигает всего десятых до­лей Вт при кпд 0,1%. Тем не менее высокие монохроматичность и направ­ленность излучения, а также простота устройства обусловили широкое при­менение гелий-неоновых Г. л. Красный гелий-неоновый лазер (=0,6328 мкм) используется при юстировочных и нивелировочных работах. Гелий-неоновые лазеры применяются при наладочных работах в голографии, в квантовых гироскопах и оптических стандартах частоты. Со времени появления гелий-неоно­вого лазера генерация получена более чем на 450 разл. переходах между уровнями нейтр. атомов 34 хим. эле­ментов. Возбуждение непрерывной ге­нерации происходит в положит. столбе тлеющего разряда при плотности тока j~100—200 А/см2. Для импульсной генерации используется импульсный разряд с послесвечением. Плотность тока в импульсном разряде может достигать 300 А/см2, а в случае им­пульса с крутым фронтом — сотен и тысяч А/см2, что создаёт высокую пи­ковую мощность генерации. Ионные лазеры обладают большей выходной мощностью, чем Г. л. на нейтр. атомах. Генерация на ионизиров. газах впервые получена амер. фи­зиком У. Б. Бриджесом в 1964. Ин­версия населёиностей создаётся между уровнями энергии атомарных ионов в электрич. разряде. Относительно боль­шая концентрация ионов обеспечи­вается высокой плотностью тока, к-рый в ионных лазерах достигает десятков тысяч А/см2. Поэтому электрич. раз­ряд осуществляется в тонких капил­лярах (диам. до 5 мм), обладающих высокой теплопроводностью (напр., из бериллиевой керамики). Кпд ионных лазеров невысок (0,1%). Генерация наблюдается на 440 пере­ходах ионов 29 элементов. Наиболее мощная генерация (неск. сотен Вт) получена в сине-зелёной области спек­тра (=4880 мкм, =0,5145 мкм) на ионах Ar2+, в жёлто-красной^ Рис. 3. Зависимость выходной мощности Р лазера на Аr2+от разрядного тока I для на­иб. интенсивной линии генерации; L — рас­стояние между зеркалами; D—диаметр зер­кала. 104(0,5682 мкм, 0,6471мкм) на ионах Kr2+, на УФ линиях Ne2+, Ar3+ и Kr3+. Выходная мощность ионных Г. л. резко зависит от тока разряда I (рис. 3). Ионные Г. л. применяются в физ. исследованиях, в оптич. связи и лока­ции ИСЗ, в технологии, фотобиологии и фотохимии (см. ^ Лазерная химия) и в лазерном разделении изотопов.Лазеры на парах металлов. В особую обширную группу выделяются Г. л. на парах металлов (атомы и ионы), Перспективные для получения высоких кпд. Для получения высокого кпд необходимо, чтобы опустошение ниж. лазерного уровня происходило не за счёт спонтанных переходов, а в ре­зультате столкновений с атомами и молекулами (столкновнтельные Г. л.). Атомы нек-рых металлов обладают благоприятной для этого структурой уровней. Для них квант. выход может достигать 0,7. Генерация осуществлена для 27 металлов; наи­лучшие результаты получены для Г. л. на парах Си (уровни Cu+ ): =510,5 нм, =578,2 нм, ср. мощность 43,5 Вт, пиковая мощность 200 Вт, кпд ~1%. Чрезвычайно высокий коэфф. усиле­ния позволяет использовать их в кач-ве квант. усилителей света (без резона­тора). На этом основан лазерный проекц. микроскоп. Распространены также Г. л. на па­рах Cd (уровни Cd2+ ). Инверсия населённостей образуется в результате пе­редачи энергии от возбуждённых ато­мов Не. Гелий-кадмиевый Г. л. в не­прерывном режиме позволяет получить мощность генерации 10—50 мВт на линии = 441,6 нм (синяя область) и неск. мВт на линии =3250 нм (УФ область) при кпд 0,1%.^ Молекулярные лазеры явл. наиболее мощными Г. л. и обладают высоким кпд. Первый возбуждённый уровень атома или иона обычно имеет энергию, равную 1/2 энергии ионизации (поряд­ка неск. эВ), остальные уровни распо­ложены выше, сгущаясь к ионизац. пределу (см. Атом). Поэтому боль­шинство процессов возбуждения не­селективно: возбуждается одновремен­но много уровней. В результате квант. выход и кпд невелики. • Молекулы, в отличие от атомов, кро­ме электронных уровней имеют колебат. и вращат. уровни энергии (см. ^ Молекула, Молекулярные спектры). Расстояния между ниж. колебат. уров­нями часто малы (10-1—10-2 эВ), по­этому можно возбудить только коле­бания молекул, не «затрагивая» эл-ны. У многоат. молекул существует неск. типов колебаний. Излучат. переходы между уровнями одинакового типа дают квант. выход, близкий к единице. Высокая эффективность возбуждения колебат. уровней, большой квант. вы­ход и селективность резонансной пере­дачи энергии позволяют достичь в мол. Г. л. кпд ~20—25%. Генерация наблюдается на колебательно-вращат. переходах 23 молекул. Наиболее интересны мол. лазеры на СO2 (= 9,4 мкм, =10,6 мкм). В газо­разрядных СO2-лазерах эл-ны в тлею­щем разряде возбуждают колебат. уровни молекул СO2 и N2. Инверсия населённостей достигается электрон­ным ударом и резонансной передачей возбуждения. Молекулы N2 при столк­новении с молекулами СO2 передают им энергию, заселяя верхний лазерный уровень.Рис. 4. Схема СО2-лазера с поперечным раз­рядом и прокачкой газов: 1 — зеркала резо­натора; 2 — катод; 3 — анод.Высокая инверсия насе­лённостей достигается при введении в газовую смесь кроме N2 др. газов, опустошающих ниж. лазерный уро­вень (Не, Н2О). Давление газа р и диам. разрядной трубки D ограничены условием устойчивости горения разря­да и необходимостью теплоотвода. По­этому достижимая мощность излуче­ния ~1 кВт. В более мощных СО2-лазерах ис­пользуется схема с поперечным разря­дом и непрерывной прокачкой газа (рис. 4). При этом давление р газа и плотность тока j ограничены только устойчивостью газового разряда. Пе­реход к несамостоят. разряду (иониза­ция газа обеспечивается электронным пучком, УФ излучением и др.) позво­ляет возбуждать большие объёмы газа при высоких давлениях (до 20— 50 атм). Быстропроточные СO2-лазеры с поперечным несамостоят. разрядом генерируют излучение мощностью в де­сятки кВт при кпд ~15—20%. Возможность импульсно возбуждать большие объёмы газа при высоких дав­лениях привела к созданию импульс­ных СО2-лазеров с энергией излуче­ния до 10 тыс. Дж в импульсе. Быстро-проточные Г. л. используются в тех­нологии, а импульсные СО2-лазеры — для разделения изотопов. Помимо электрич. разряда в мол. Г. л. для возбуждения генерации ис­пользуются др. методы. В газе, нагре­том до высокой темп-ры, при быстром охлаждении, напр. во время истечения газа из сверхзвук. сопла, колебат. уровни могут оказаться возбуждённы­ми. Большие выходные мощности (~100 кВт) в непрерывном режиме обусловлены тем, что сверхзвук. поток газа проносит через резонатор огром­ное число возбуждённых молекул (см. Газодинамический лазер). В процессе многих хим. реакций выделяется зна­чит. энергия, в результате чего обра­зуются возбуждённые атомы, радикалы и молекулы. При этом в ряде случаев возникает инверсия населённостей (см. Химические лазеры). Генерацию в УФ (0,2 — 0,4 мкм) об­ласти спектра получают на переходах между электронными состояниями устойчивых молекул, а также на пере­ходах с возбуждённого устойчивого верхнего в нижнее неустойчивое элек­тронное состояние неустойчивых моле­кул типа димеров инертных газов или димеров: атом инертного газа — атом галогена (атомы могут объединяться в такие молекулы только в возбуждён­ном состоянии, см. Эксимерные лазеры). Возбуждение активной среды осуще­ствляется в импульсном электрич. раз­ряде или с помощью пучка быстрых эл-нов. Эти Г. л. используются в физ., хим. и биол. исследованиях. • Справочник по лазерам, пер. с англ., под ред. А. М. Прохорова, т. 1, М., 1978; К а р л о в Н. В., Конев Ю. Б., Мощные мо­лекулярные лазеры, М., 1976; Гор д и е ц Б. Ф., Осипов А. И., Шелепин Л. А., Кинетические процессы в газах и мо­лекулярные лазеры, М., 1980.Н. В. Карлов, А. С. Ковалёв. ^ ГАЗОВЫЙ ТЕРМОМЕТР, прибор для измерения темп-ры Т, действие к-рого основано на зависимости давления р или объёма V идеального газа от темп-ры: pV—RT (R — газовая постоян­ная). На измерениях темп-ры Г. т. построены совр. температурные шка­лы. Г. т. применяется как первичный термометрич. прибор для определения реперных точек Международной прак­тической температурной шкалы. Обычно применяют Г. т. пост. объёма (рис.), в к-ром изменение темп-ры газа пропорц. изменению давления. Г. т. измеряют темп-ры в интервале от ~2 до 1300 К. Предельно достижимая точность в зависимости от измеряемой темп-ры составляет 3•10-3—2•10-2К. Г. т. такой высокой точности — слож­ное устройство, т. к. необхо0=cp/el, и сильным, если Н>>Н0. При комнатной темп-ре для металлов и хорошо проводящих полупроводни­ков H0105—106 Э, для плохо проводя­щих полупроводников H0108—109 Э. С понижением темп-ры l увеличивается и потому уменьшается Н0. Это позво­ляет, используя обычные магн. поля 104 Э, осуществлять условие H>>H0. При низких темп-pax наблюдаются квант. осцилляции сопротивления и постоянной Холла при изменении магн. поля (см. ^ Шубникова — де Хааза эффект). • Займан Дж., Электроны и фононы, пер. с англ., М., 1962; Вайcс Г., Физика гальваномагнитных полупроводниковых при­боров и их применение, пер. с нем., М., 1974; Ангрист Ст., Гальваномагнитные и тер­момагнитные явления, в кн.: Физика твердо­го тела. Электронные свойства твердых тел, пер. с англ., М., 1972 (Над чем думают фи­зики, в. 8); В о н с о в с к и й С. В., Маг­нетизм, М., 1971.ГАЛЬВАНОМЕТР, электроизмери­тельный прибор высокой чувствитель­ности для измерения малых токов, на­пряжений и кол-ва электричества (см. Баллистический гальванометр). Ши­роко применяется в кач-ве нулевого индикатора для определения отсутст­вия тока в электрич. цепи или нулевой разности потенциалов между к.-л. двумя точками цепи. Наибольшее рас­пространение получил Г. пост. тока с магнитоэлектрическим измеритель­ным механизмом. Для повышения его чувствительности используют оптиче­ские отсчётные устройства, располагая выносную шкалу на значит. расстоянии от подвижной части механизма, либо применяют спец. оптич. систему с многократным отражением луча света. Чувствительность Г. и хар-р движения его подвижной части зависят от сопро­тивления внеш. электрич. цепи, на к-рую замкнут Г. На практике Г. характеризуются ве­личиной, обратной чувствительности, т. н. постоянной Г. (b). В документа­ции указывают значение b при внеш. сопротивлении, равном критическому, при к-ром движение подвижной части переходит от колебательного к апериодич. Значения b у совр. Г. пост. тока достигают: потоку 10-12 А•м/мм, по напряжению 3•10-8 В•м/мм. В це­пях переменного тока низкой часто­ты (от 30 до 100 Гц) используют вибрац. Г. (см. Вибрационный электроиз­мерительный механизм) с постоянными по току — до 10-8А/мм, а по напря­жению — до 2•10-5 В/мм. Техн. требования к Г. стандартизо­ваны в ГОСТе 22261—76 и ГОСТе 7324—80. • Основы электроизмерительной техники, М., 1972; М и н ц М. Б., Магнитоэлектри­ческие гальванометры, М.— Л., 1963.В. П. Кузнецов.^ ГАЛЬТОНА СВИСТОК, газоструйный излучатель звук. и ультразвук. волн, работающий при малых скоростях ис­течения газа. Предложен англ. учёным Ф. Гальтоном (F. Galton; 1883). Г. с. представляет собой сопло 1 с узкой коль­цевой щелью 2 (рис.), перед к-рой располо­жен полый цилиндрич. резонатор 3 с острыми клиновидны­ми краями, 4 — по­движное дно резона­тора. Газ, выходящий из щели под небольшим избыточным давлением (обычно не больше 0,1 атм),