Шкала электромагнитных волн

Дополнительная

Основная

1. Арон Р. Этапы развития социологической мысли. –М.1993.

2. Бахмин В.И., Бергер Я.М. Социология. – М. 2000.

3. Волков Ю.Г. Социология. – Ростов-на-Дону. 2004.

4. Волков Ю.Г., Мостовая Н.В. Социология. – М. 1998.

5. Голенкова З.Г., Акулич М.М. Общая социология. – М. 2005.

6. Громов И., Мацкевич А., Семенов В. Западная социология. –СПб. 1997.

7. Добреньков В.И., Кравченко А.И. Социология. –М. 2000.

8. Зборовский Г.Е. Общая социология. –М. 2004.

9. История социологии. –Минск. 1997.

10. Кравченко А.И. Социология. – М. 2003.

11. Лавриненко В.Н. Социология. – М. 2005.

12. Осипов Г.В. Социология. Основы общей теории. – М. 2002.

13. Радугин А.А., Радугин К.А. Социология. – М. 2004.

14. Социологический энциклопедический словарь.(ред. Осипов Г.В.) – М. 2000.

15. Социология: основы общей теории. – М. 2005.

16. Тадевосян Э.В. Социология. – М. 1999.

17. Фролов С.С. Социология. – М. 2004.

18. Эфендиев А.Г. Общая социология. –М. 2000.

19. Ядов В.А. Социологическое исследование: методика, программа, методы. – Самара. 1995.

1. Арон Р. Этапы развития социологической мысли. –М. 1993.

2. Гидденс Э. Социология. –М. 1999.

3. Голенкова З.Т. Социальная стратификация российского общества. – М. 2003.

4. Голосенко И.А., Козловский В.В. История русской социологии Х1Х-ХХвв.-М.1995.

5. Иноземцев В.Л. Современное постиндустриальное общество: природа, противоречия, перспективы. –М. 2000.

6. История теоретической социологии. –М.1995.

7. Как провести социологическое исследование. – М. 1990.

8. Капитонов Э.А. Социология ХХ века. _ Ростов-на-Дону. 1996.

9. Комаров М.С. Введение в социологию. –М. 1994.

10. Кравченко А.И. Социология. Хрестоматия. –М.1997.

11. Маркович. Дж. Общая социология. – М. 1998.

12. Основы прикладной социологии. –М.1996.

13. РуткевичМ.Н. Общество как система: социологические очерки. _СПб. 2001.

14. Современная западная социология. Словарь. – М. 1990.

15. Франчук В.И. Основы современной теории обществ. – М. 2001.

16. Харчева В. Основы социологии. – М.2000.

17. Шереги Ф.Э. Основы прикладной социологии. – М. 1996.

18. Ядов В.А. Социология в России. –М. 1998.

Из теории Максвелла вытекает, что все электромагнитные волны имеют общую природу, но в зависимости от частоты отличаются друг от друга, как механизмом образования, так и по своим свойствам. Это позволяет разделить весь интервал длин волн на отдельные виды:

I. радиоволны λ = 1·10³ ÷ 1·10^-4 м, ν = 3,0∙10⁵ ÷ 3,0·10¹² Гц.

II. оптический диапазон излучения:

а) инфракрасное λ = 8·10^-7 ÷ 5·10^-4 м, ν = 6,0∙10¹¹ ÷ 3,8·10¹⁴ Гц.

б) видимый свет λ = 4·10^-7 ÷ 8·10^-7 м, ν = 3,8∙10¹⁴ ÷7,5·10¹⁴ Гц.

в) ультрафиолет λ = 1·10^-9 ÷ 4·10^-7 м, ν = 7,5∙10¹⁴ ÷ 3,0·10¹⁷ Гц.

Ш. рентгеновское излучение λ = 6·10^-14 ÷ 2·10^-9 м, ν = 1,5∙10¹⁷ ÷ 5·10¹⁹ Гц.

IV. γ - излучение λ ‹ 6·10^-12 м, ν › 5·10¹⁹ Гц.

Следует иметь в виду, что границы диапазонов довольно условны, т.к. волны одной и той же длины могут возникать в разных процессах.

В медицинской практике принято следующее условное деление электромагнитных колебаний на частотные диапазоны: НЧ – до 20 Гц.; ЗЧ – 20 Гц ÷ 30 кГц; УЗК – 20 кГц ÷ 200 кГц; ВЧ – 200 кГц ÷ 30 МГц; УВЧ – 30 МГц ÷ 300 МГц; СВЧ – свыше 300МГц.

ПОЛЯРИЗАЦИЯ СВЕТА.

Свет как физическое явление имеет двойственную природу. В явлениях излучения, поглощения и взаимодействия с веществом он проявляет себя как поток частиц. Однако распространяется свет как волна. На примере видимого света рассмотрим явления, которые находят объяснение исходя из волновой природы электромагнитных волн.

Источником излучения оптического диапазона являются свободные атомы или атомы в составе молекул, а также быстрые заряженные частицы. Каждая отдельная световая волна рождается при переходе одного из электронов атома с более высокого энергетического уровня на уровень с меньшей энергией. За время перехода (порядка 10^-8 с) в пространстве, образуется поперечная электромагнитная волна (цуг) протяжённостью около 3 м. Поперечность электромагнитных волн означает, что свет должен обладать асимметрией оптических свойств относительно направления распространения. Однако, в естественных условиях этого не обнаруживается. Объясняется это тем, что переходы электронов с уровня на уровень происходят одновременно во множестве атомов, повторяясь через произвольные промежутки времени в каждом атоме вновь и вновь. Векторы и каждого отдельного цуга при этом ориентированы в пространстве совершенно случайным образом. Поэтому в результирующей волне, с которой имеет дело наблюдатель, образованной всей совокупностью одновременно испускаемых цугов, все направления колебаний и равновероятны. Такой свет называется естественным.

Сделаем небольшое замечание: т.к. фотохимическое, фотоэлектрическое, физиологическое и другие действия света связаны в основном с воздействием на вещество электрической составляющей электромагнитного поля, то в дальнейшем, при изучении оптических явлений, мы будем пользоваться уравнениями и формулами, описывающими изменения напряженности электрического поля волны. Этот вектор будем называть световым. Конечно, все, что мы скажем о векторе справедливо и для напряженности магнитного поля .

В пучке естественного света результирующий световой вектор быстро и беспорядочно меняет направление своих колебаний (рис.16а). Однако при определенных условиях можно получить пучок света, в котором колебания светового вектора будут совершаться только вдоль одного единственного направления. Такой пучок называется плоско- или линейно поляризованным. По этой причине поляризацию света и явления с ней связанные, можно наблюдать только с помощью специальных приборов, которые называются поляризаторами. Эти устройства свободно пропускают колебания, параллельные одной определенной плоскости, которую можно выделить в каждом поляризаторе, и не пропускают вообще колебания перпендикулярные этой плоскости (рис.17). Эту плоскость мы будем называть главной плоскостью поляризатора.

Плоскость, проходящая через вектор и направление распространения волны, т.е. через получила название плоскости поляризации пучка (рис. 16б). Световой пучок, в котором колебания вдоль какого-то одного направления преобладают над колебаниями в других направлениях, называется частично поляризованным. Тогда

Поляризация достаточно распространенное явление природы. Однако мы этого не замечаем, т. к. глаз человека не в состоянии отличить поляризованный свет от Определим Тогда составляющая , прошедшая через поляризатор, имеет амплитуду: .

Найдём интенсивность пучка естественного света, прошедшего через поляризатор. Т. к. в пучке естественного света все значения φ_i равновероятны, а интенсивность I ~ Е², то доля интенсивности, прошедшей через поляризатор будет равна доле не прошедшей, т. е.

I = Σ · I_{0, i} · cos²φ_i = I₀/2. (28)

Рассмотрим случай, когда на поляризатор падает плоскополяризованное излучение (рис.18). Ясно, что если плоскость поляризации пучка параллельна главной плоскости поляризатора, то пучок проходит полностью, а если перпендикулярна, то не проходит совсем.

В произвольном случае (для одной волны) через поляризатор пройдет составляющая колебаний с амплитудой . Учитывая, что для всех волн пучка угол φ _i имеет одно и то же значение (свет поляризован), интенсивность прошедшего пучка:

(29) - Это закон Малюса.

ЯВЛЕНИЯ ПРИВОДЯЩИЕ К ПОЛЯРИЗАЦИИ СВЕТА.

Как показывает опыт, явление частичной, а при определенных условиях и полной поляризации, имеет место при отражении, преломлении, рассеянии и поглощении естественного света. Например: при падении света на границу раздела двух диэлектриков под углом не равным нулю отраженный, и преломленный лучи оказываются частично поляризованными. Причём, в отражённом луче преобладают колебания, перпендикулярные плоскости падения, а в преломлённом – параллельные ей (рис.19а). Степень поляризации в этом случае зависит от угла падения α. При угле падения α_Б, удовлетворяющему условию:

, (30)

отражённый луч оказывается полностью поляризованным, а преломлённый достигает максимума поляризации (рис.19б). Это закон Брюстера (n_1,2 – показатель преломления среды 2 относительно среды 1). Можно показать, что при выполнении закона Брюстера, отраженный и преломленный лучи взаимно перпендикулярны.

ЯВЛЕНИЕ ДВУЛУЧЕПРЕЛОМЛЕНИЯ

Для поляризации света обычно используют явление двойного лучепреломления. Явление состоит в том, что при преломлении пучка естественного света на гранях некоторых кристаллов (исландский шпат – СаСО₃, турмалин, кварц и др.) происходит раздвоение преломленного луча (рис.20). Для одного луча выполняются законы преломления, и он называется обыкновенным – о. Для другого они не выполняются и он называется необыкновенным – е. Этот последний луч не лежит в плоскости падения, а отношение синуса угла падения к синусу угла преломления (sinα/sinβ) для него не постоянно – зависит от значения α. Оба луча являются полностью поляризованными, причем колебания вектора обыкновенного луча перпендикулярны главной плоскости, а необыкновенного – лежат в этой плоскости. В двулучепреломляющих кристаллах существуют направления, для которых скорости распространения обыкновенного и необыкновенного лучей одинаковы . Для этих направлений, которые называются оптическими осями кристалла, явление двойного лучепреломления не наблюдается. Плоскости, проходящие через оптические оси и падающий луч, и являются главными плоскостями таких кристаллов.

Самостоятельно двулуче-преломляющие кристаллы как поляризаторы не используются, т. к. обыкновенный и необыкновенный лучи пространственно расходятся очень мало. Из таких кристаллов изготавливают специальные поляризационные призмы – николи. Николь представляет собой параллелепипед, разрезанный по диагонали и склеенный канадским бальзамом (смола пихты) с n_о > n_{бальзама} > n_е (рис.21). Подбирая соответствующим образом огранку николя, добиваются полного отражения обыкновенного луча от границы кристалл - канадский бальзам (рис.21).

В некоторых двулучепреломляющих кристаллах один из лучей испытывает аномально большое поглощение. Это явление получило название – дихроизм. Сильным дихроизмом в видимых лучах обладают кристаллы турмалина. Поляризаторы на основе этого явления представляют собой прозрачную полимерную пленку толщиной около 0,1 мм, в которую введено большое количество одинаково ориентированных кристалликов, например, сульфата йодистого хинина – герапатита. Такие поляризаторы называются поляроиды.

ОПТИЧЕСКАЯ АКТИВНОСТЬ ВЕЩЕСТВ

При прохождении плоскополяризованного света через некоторые вещества наблюдается вращение плоскости поляризации вокруг направления распространения луча. Вещества, обладающие такой способностью, называются оптически активными (кварц, скипидар, никотин, водные растворы сахара и винной кислоты и др.). Это явление обусловлено особенностями структуры молекул этих веществ. Различают левовращающие и правовращающие оптически активные вещества.

В общем случае, для всех оптически активных веществ угол поворота Δφ плоскости поляризации для данной длины волны прямопропорционален толщине слоя l, через который проходит поляризованный пучок света:

Δφ = α · l. (31)

Коэффициент α называется постоянной вращения или вращательной способностью вещества. Значение α зависит от природы вещества и длины волны излучения λ. Так, например, для кварца при λ = 0,5890 мкм – α = 21,7 град/мм, а если λ = 0,4047 мкм – α = 48,9 град/мм. Зависимость α = f (λ) получила название – дисперсии оптической активности.Для растворов оптически активных веществ вращательная способность прямопропорциональна концентрации с: α = α₀ c. В этом случае:

Δφ = α₀ c l. (32)

Коэффициент α₀ называется удельным вращением. Его значение зависит от природы оптически активного вещества, длины волны, температуры и свойств растворителя.

Соотношение (32) лежит в основе концентрационной поляриметрии – метода измерения концентрации растворенных веществ. В медицине этот метод используется для определения содержания сахара в моче. Соответствующие приборы для измерения концентрации называются поляриметрами.

Явление поляризации нашло применение и в других практических случаях: в поляризационной микроскопии, исследовании структурных превращений веществ, молекулярной биофизике и т. д.

ИНТЕРФЕРЕНЦИЯ СВЕТА

Рассмотрим случай наложения друг на друга двух волн одинаковой частоты, которые возбуждают в некоторой точке пространства колебания одинакового направления:

е₁ = Е₁соs(ωt+φ₀₁)

е₂ = Е₂соs(ωt+φ₀₂) (9)

Сложение этих двух колебаний, согласно принципу суперпозиции, даст результирующее колебание с амплитудой

(10)

Как видно из (10), амплитуда результирующего колебания зависит от разности фаз δφ = φ₀₂ - φ₀₁. Если разность фаз δφ произвольно и хаотично изменяется, то средняя по времени величина соs (φ₀₂-φ₀ )= 0. Тогда . Принимая во внимание, что интенсивность волны I ~ E², получим I_р= I₁ + I₂, т.е. количество энергии переносимое результирующей волной за единицу времени, через единицу площади в данной точке пространства равно сумме интенсивностей /энергий/, складываемых волн.

Если разность фаз δφ = φ₀₂ - φ₀₁ колебаний, возбуждаемых волнами в данной точке пространства с течением времени не изменяется, то такие волны называются когерентными. Для когерентных волн результат наложения зависит от значения δφ в данной точке.

В случае соs δφ > 0, I_р > I₁+ I₂, а если соs δφ = 1, и Е₁ = Е₂ = Е, то Е² = Е₁² + Е₂² + 2Е₁ Е₂ = 4Е² и I_р= 4I₁.

Если соs δφ < 0, то I_р < I₁ + I₂. При соs δφ = -1, и Е₁ = Е₂ = Е Е² = Е₁² + Е₂² - 2Е₁ Е₂ = 0 и I_р = 0.

Таким образом, при наложении когерентных волн происходит перераспределение энергии световых волн, в результате чего в одних местах наблюдается прирост энергии, зато в других уменьшение.

Это явление перераспределения энергии в пространстве, которое происходит при наложении когерентных волн, получило название интерференции.

Точки, в которых интенсивность имеет наименьшее значение, называются интерференционными минимумами. Там, где энергия наиболее велика, располагаются интерференционные максимумы.

В повседневной жизни явление интерференции, как правило, не наблюдается, т.к. обычные источники света некогерентные. Получить когерентные световые волны можно только искусственным путем, например, разделением волны, испускаемой одним источником, на две части, которые потом накладываются друг на друга (метод Юнга, зеркало Ллойда, бипризма Френеля и т.д.). Второй путь – использование специальных источников света – лазеров.

Определим условия образования интерференционных максимумов и минимумов. Для общности вывода предположим, что волны после разделения распространяются в разных средах. До точки М, в которой происходит наложение когерентных волн, одна волна в среде с показателем преломления n₁ прошла путь s_1, а вторая – в среде с показателем преломления n₂ – путь s₂. В соответствии с (1) первая волна возбуждит колебание

, а вторая , где υ₁ = с/n₁ а υ₂ = с/n₂ – фазовые скорости волн, соответственно, в первой и второй среде

Разность фаз колебаний, возбуждаемых волнами вида (1) в точке М:

δφ = φ₂ - φ₁ = (11)

Величины L₁= s₁n₁ и L₂ = s₂n₂ называются оптической длиной пути, а величина Δ = L₂ - L₁ - оптической разностью хода двух волн.

Т.к. max возникает в точках, для которых соs δφ=1, а это, как известно, выполняется для всех δφ = 2kπ (k = 0, ±1, ±2, …), то мы можем записать для максимумов:

= 2 kπ или Δ_max = 2 k (12)

Это означает, что во всех точках, для которых разность хода двух когерентных волн равна нулю или четному числу полуволн будет наблюдаться интерференционный максимум. Совокупность таких точек с одним и тем же значением k образует линию максимума порядка k.

Для интерференционных минимумов аналогично получим: т.к. соs δφ = -1 в случае, если δφ = (2k+1) π, где k = 0, ±1, ±2, …, то

= (2k + 1)π или Δ_min = (2 k + 1) (13)

Совокупность точек с постоянным значением k образуют линии интерференционных минимумов k -го порядка, которые располагаются между линиями соответствующих максимумов.

В целом интерференционная картина монохроматического света представляет собой чередования светлых и темных полос.

Рассмотрим в качестве примера интерференцию света при отражении от тонких пленок. Этот случай имеет большое практическое значение в связи с так называемым «просветлением оптических приборов» – микроскопов, фотоаппаратов, телескопов, перископов и т.д. Дело в том, что в сложных объективах оптических приборов происходит значительная потеря световой энергии из-за отражения на поверхностях оптических деталей (линзы, призмы и др.), что ухудшает качество изображения. Число отражающих поверхностей в современных фотообъективах более 10, а в перископах подводных лодок около 40. В результате из-за отражения через оптическую систему приборов проходит всего 10-20 % света. Ухудшает качество изображения и рассеяние, сопровождающее процесс отражения.

Для устранения этого недостатка поверхности линз, обращенные к источнику света, покрывают тонкой прозрачной пленкой. При падении пучка света на эту пленку часть волны отражается от её верхней поверхности (рис.4, луч 2), а вторая часть, преломляясь, проникает в пленку и отражается от поверхности линзы (рис.4, луч1). Выходя через верхнюю поверхность пленки, эта часть волны, вторично испытав преломление, будет интерферировать с той частью волны, которая отразилась от поверхности плёнки (рис.4, лучи 1^' и 2'). Из теории известно, что разность хода двух волн в таком случае можно найти по формуле:

Δ = 2dncosβ = (14)

Здесь d – толщина пленки, n – показатель преломления материала пленки относительно среды, в которой находится прибор (например, воздух), β – угол преломления, α – угол падения, слагаемое ±λ₀ / 2 учитывает явление потери полуволны при отражении электромагнитных волн от границы раздела двух диэлектриков. Тогда, если подобрать толщину и показатель преломления пленки так, чтобы интерферирующие волны 1^' и 2' на поверхности пленки друг друга гасили (т.е. наблюдался min), то это будет означать, что вся энергия падающего пучка света без потерь проходит в прибор.

Явление интерференции широко используется на практике: для контроля качества обработки поверхностей; для просветления оптики; для наблюдения живых неокрашенных объектов, неконтрастных в проходящем свете (интерференционная микроскопия); в области точных измерений (при определении длин волн спектральных линий и показателей преломления газов n» 1); в метрологии; в санитарной практике для контроля чистоты воздуха, для создания высокоотражающих покрытий, применяемых в лазерной технике. Существуют специальные приборы – интерферометры, действие которых основано на явлении интерференции. С помощью интерферометров, разных по конструкции и назначению, решают практические задачи, связанные с очень точными измерениями физических параметров тел (длина, угол, показатель преломления…).

Рассмотрим в качестве примера схему устройства интерферометра Жамена (рис.5а), который используют в санитарной практике для контроля чистоты окружающей нас атмосферы. Основу этого измерительного прибора образуют две одинаковые толстые зеркальных пластины А и Б, которые установлены почти параллельно друг другу. Пучок света от источника S падает под углом 45° на пластину А и вследствие отражения от передней и задней поверхностей раздваивается на два когерентных пучка 1 и 2. На пути этих пучков, вытянутых по вертикали, расположены две одинаковые кюветы К₁ и К₂. Они установлены таким образом, что верхние половины пучков проходят над, а нижние через кюветы К₁ и К₂. Отразившись от пластины Б, пучки частично собираются вместе (пучки 1' и 2^'). Т.к. пластины не параллельны, то между верхней и нижней парой пучков образуется разность хода, и они интерферируют. Интерференционную картину, которая представляет собой чередование светлых и темных участков (рис.5б), наблюдают в зрительную трубу Т. Если теперь одну из кювет, например К₁, заполнить газом, то появится дополнительная разность хода

. (15)

Она вызовет смещение интерференционной картины (рис.5в), что позволяет определить n_в. Т.к. смещение интерференционной картины на одну полосу (ширина max + min) соответствует изменению разности хода лучей на одну длину волны, то смещение на m полос будет соответствовать изменению разности хода на Δ_в = mλ. Теперь

, откуда . (16)

4.2 Дифракция света. Дифракционная решетка. Дифракционный спектр. Разрешаю­щая способность. Разрешающая способность спектральных приборов.

Закон прямолинейного распространения света известен с давних времен. Об этом, в частности, свидетельствует и наш повседневный опыт. Кто из нас не наблюдал, как при освещении непрозрачных предметов за ними образуется тень, т.е. область, куда свет не заходит. Однако ситуация меняется, если размеры препятствия малы. Обнаруживается, что волны на краях препятствий перестают подчиняться закону прямолинейного распространения. Они начинают проникать в область геометрической тени.

Явление отклонения световых волн от прямолинейного распространения при прохождении света мимо края препятствия получило название дифракции света. Объяснить явление дифракции можно исходя из принципа Гюйгенса-Френеля. Этот принцип представляет собой правило, объясняющее, как, исходя из положения волнового фронта в данный момент, найти новое положение волнового фронта в последующий момент времени.

Гюйгенс предложил рассматривать каждую точку среды, которой достигла волна, как источник вторичных сферических волн, распространяющихся по всем направлениям со скоростью, присущей данной среде. Поверхность, огибающая вторичные волны представляет собой фронт волны в данный момент времени.

Изложенное правило позволяет определить направление распространения волнового фронта, но не затрагивает вопроса о количественном распределении энергии дифрагировавшей волны. Этот недостаток был устранен Френелем, который дополнил изложенный принцип следующим положением: вторичные сферические волны являются когерентными и колебания в любой точке пространства, оторой вторичные волны достигнут в момент времени t, представляют собой результат интерференции этих вторичных волн. Т.о., правило распространения огибающей поверхности было заменено расчетом взаимной интерференции вторичных волн.

В качестве примера практического использования принципа Гюйгенса-Френеля рассмотрим дифракцию плоской волны (дифракцию Фраунгофера) на щели (рис.7). Выберем за щелью произвольное направление распространения света, которое образует с направлением падающего пучка угол φ_к – угол дифракции. Проведем АС перпендикулярно выбранному направлению дифракции, т.е. перпендикулярно АМ и ВМ. Разобьем ВС на отрезки длиной l/2. Параллельно АС через точки разбиения проведем линии, которые разобьют открытую часть волновой поверхности АВ на участки равной ширины – зоны Френеля. По построению АМ = СМ, а разность хода лучей ∆ от краев участка равна l/2. Это означает, что волны, идущие от двух соседних зон при наложении погасят друг друга. Т.о., если на открытой части волновой поверхности для данного направления наблюдения уложится четное и целое число зон Френеля, то для данного направления будет наблюдаться min интенсивности, если нечетное, то max.

Определим эти направления. Из построения видно, что ширина одной зоны Френеля – l₀ будет:

а число зон, укладывающихся в щели АВ шириной b:

.

Т.к. минимум наблюдается при m = 2k, то условие минимума –

, откуда bsinφ = 2kl/2. (17)

При m = (2k +1) наблюдается максимум и условие максимума –

, откуда bsinφ = (2k+1)l/2. (18).

Т.о., на экране за щелью мы будем наблюдать систему чередующихся светлых и темных полос, симметричных относительно середины щели. Отметим, что для направлений, в которых на открытую часть волнового фронта уложится не целое число зон Френеля, интенсивность будет иметь некоторое промежуточное значение. Это значит, что переходы от max к min и от min к max будут плавными.

Дифракционный спектр может быть использован для изучения состава излучения. Однако при дифракции на щели энергия, переносимая в направлении max невелика и наблюдения затруднены.

Д И Ф Р А К Ц И О Н Н А Я Р Е Ш Е Т К А.

Явление дифракции на щели лежит в основе оптического прибора, который называется дифракционной решеткой. Она представляет собой пластинку, на которой создается система регулярно чередующихся прозрачных (щелей) и непрозрачных для света участков (до нескольких тысяч на мм) (рис.8). Расстояние между серединами соседних щелей называется постоянной или периодом решетки - d.

При падении на дифракционную решётку плоской волны, разность хода волн от двух соседних щелей ∆_р = d·sinφ (рис.9). Понятно, что для направлений, в которых дифракция на щели дает min, интенсивность будет равна нулю и для всей решетки. Рассмотрим те направления, в которых дифракция на щели дает max. В этом случае, при разности хода равной нечетному число полуволн, два пучка от соседних щелей придут в точку наложения в противофазе и погасят друг друга. Т.е. в этих направлениях тоже будут наблюдаться min интенсивности. Если же на разности хода d·sinφ уложится четное число полуволн, то пучки от соседних щелей будут усиливать друг друга, образуя в таких направлениях максимумы

. (19)

Это основная формула дифракционной решетки, определяющая направления главных max; k – порядок главных максимумов.

Амплитуда колебаний в каждом из главных max ~ числу щелей N, тогда А _max = NА_щели, а интенсивность в максимумах I _max ~ N², поэтому главные max будут достаточно яркими для непосредственного наблюдателя.

Между двумя соседними главными max образуется N-1 минимум, а между ними N-2 дополнительных максимума. В целом дифракционная картина на решетке выглядит следующим образом: (рис.10).

Д И Ф Р А К Ц И О Н Н Ы Е С П Е К Т Р Ы

Из формулы (19) следует, что для разных длин волн положения и максимумов и минимумов интенсивности на экране будет разным. Если направить на решетку пучок света, состоящий из дискретного набора длин волн – l_1, l_2, l_3, l_{4 …,} то получим в пределах каждого главного максимума набор цветных линий – спектр данного излучения. При дифракции белого света, т.е. света с непрерывным набором длин волн от 400 до 750 нм, на месте главных максимумов возникнут радужные полоски. (Рис.)

Т.о. дифракционная решетка позволяет определить, из каких длин волн состоит пучок интересующего нас излучения, т.е. дифракционная решетка может быть использована как спектральный прибор.

Р А З Р Е Ш А Ю Щ А Я С П О С О Б Н О С Т Ь С П Е К Т Р А Л Ь Н Ы Х П Р И Б О Р О В.

Качество работы всех спектральных оптических приборов оценивают двумя основными характеристиками: дисперсией и разрешающей способностью.

Дисперсия прибора определяет ширину спектральных линий и угловое (или линейное) расстояние между двумя линиями, отличающимися по длине волны на единицу (например, на 1 нм).

Угловой дисперсией D называется величина

, (20)

где dj - угловое расстояние между линиями спектра, отличающимися по длине волны на dl.

Найдем D для дифракционной решетки. Для этого продифференцируем (19) по l. Получим: d cosφ · dφ = k · dλ. Откуда

. (21)

Как видно величина D обратно пропорциональна периоду решетки d и тем больше, чем выше порядок спектра. Для небольших углов cosφ ≈ 1 и

. (22)

Это означает – в области таких максимумов спектр растянут равномерно.

Разрешающая способность (сила) определяет минимальную разность длин волн линий, которые в спектре воспринимаются раздельно. Разрешающая способность спектральных приборов определяется выражением:

, (23)

где λ – среднее значение длин волн λ₁ и λ₂ двух близко лежащих линий, воспринимаемых раздельно; dλ = λ₁ - λ₂.

Согласно критерию Дж. У. Релея, спектральные линии считаются полностью разрешенными, если максимум одной совпадает с ближайшим минимумом другой. В этом случае интенсивность в минимуме между линиями составляет 80% от интенсивности в максимуме (рис.11). Такой подход дает для разрешающей способности дифракционной решетки:

, (24)

где k – порядок спектра, а N – общее число щелей на решетке.

Т.о. качество дифракционных спектров зависит от общего числа щелей – N: яркость линий ~ N² , а разрешающая способность ~ N. Увеличивая N, для дифракционных решеток удается получить более высокую разрешающую способность, чем для призматических спектрометров.

На практике наряду с решетками, работающими на просвет, используются и дифракционные решетки, работающие на отражение.

Разрешающая способность микроскопа.

Качество изображения, получаемого с помощью оптических приборов (микроскопы, телескопы, бинокли и т.д.) оценивается тем, насколько мелкие структурные детали предмета на этом изображении можно рассмотреть. Можно ли получить хорошее изображение сколь угодно мелких деталей объекта? Нет, нельзя! Объяснение этому факту дает понимание механизма образования этих деталей. Дело в том, что изображение каждой точки предмета, которое формируется линзой – объективом, определяется той дифракционной картиной, которую мы получаем при дифракции света на этой точке. Эта картина представляет собой центральное светлое пятно, окруженное чередующимися темными и светлыми кольцами (рис.12). При этом возможны два случая:

а) Максимальный угол дифракции φ_max меньше половины апертурного угла u объектива (рис.13). Все дифрагированные лучи входят в объектив и принимают участие в формировании изображения, которое в этом случае будет геометрически подобно предмету.

б) φ_max › u/2 – теперь не все дифрагированные лучи входят в объектив и участвуют в формировании изображения (рис.13). В этом случае картинка искажается. При достаточно малом угловом расстоянии между отдельными деталями (точками) предмета их дифракционные картины перекрываются, а изображения накладываются друг на друга и сливаются.

Апертурный угол u – это угол между крайними лучами конического пучка света, идущего от наблюдаемого предмета S в объектив (рис.14).

Свойство оптических приборов давать раздельное изображение двух близко расположенных точек называют разрешающей способностью прибора. Количественно разрешающая способность R определяется соотношением:

. (25)

Здесь Z предел разрешения прибора – минимальное расстояние между двумя точками (деталями) предмета, которые видны в оптический прибор раздельно.

Теория разрешающей способности микроскопа разработана Э. Аббе. Он установил, что разрешающая способность микроскопа определяется физическими характеристиками объектива, а окуляр улучшить это свойство не может. В качестве микроскопируемого объекта для получения количественных выводов была взята дифракционная решетка (рис.15). Аббе показал: для раздельного восприятия отдельных щелей решетки (деталей предмета) в микроскопе необходимо, чтобы в формировании их изображения участвовали лучи идущие от центрального максимума и хотя бы одного из максимумов первого порядка. Для этого направления лучей от этих максимумов должны лежать в пределах апертурного угла объектива. Этого можно добиться, только направив пучок света на решетку наклонно. Теперь, за предел разрешения Z следует принять период решетки – d. При этом условии все щели решетки будут видны в микроскоп раздельно.

Для наклонного падения пучка света

(26)

Более качественное изображение получают, применяя иммерсионные объективы, у которых пространство между наблюдаемым объектом и входной линзой заполнено жидкостью с показателем преломления n >1. При этом увеличивается яркость изображения и повышается разрешающая способность.

Учитывая, что λ = λ₀ / n получим для предела разрешения в этом случае:

(27)

Произведение n·sin(u) = A – называется числовой апертурой объектива. У современных микроскопов максимальное значение апертурного угла около 70⁰, что дает для сухого объектива А = 1·sin70⁰ = 0.94, а для иммерсионного с n = 1,5 – А = 1,5·0,94 = 1,4. Теперь для λ = 555 нм получим для разрешающей способности в лучшем случае Z = 200 нм. Т.е. клетки размером более 1000 нм (10 мкм) в оптический микроскоп увидеть можно, а вот вирусы, размеры которых от 275 до 10 нм мы не увидим.

4.3. Рефрактометрия. Молекулярная и удельная рефракции. Дисперсия света. Нормальная и аномальная дисперсии. Применение дисперсии света в оптических приборах. Поглощение света. Закон Бугера - Ламберта - Бера. Колориметрия, фотоэлектроколориметрия. Рассеяние света, эффект Тиндаля. мо­лекулярное рассеяние. Hефелометрия.

ДИСПЕРСИЯ СВЕТА

Строгий подход к вопросу о механизме взаимодействия электромагнитного излучения с веществом, вообще говоря, требует привлечения представлений и математического аппарата квантовой механики. Однако, как показал Лоренц, основные выводы относительно большинства оптических явлений можно получить, если рассматривать вещество как систему заряженных частиц, образованную ядрами атомов и квазиупругими связанными с ними электронами. Если один из таких электронов вывести из положения равновесия, то он будет совершать гармонические колебания с собственной частотой ω₀, значение которой зависит от строения атома и места электрона в нем. Колеблющийся электрон и ядро атома образуют электрический диполь с переменным моментом - р_е. В соответствии с постулатами Максвелла, это означает, что такая система будет излучать электромагнитную волну. Конечно, в системе электрон–ядро колебания будет совершать и ядро, однако его амплитуда столь незначительна, что колебаниями ядра можно пренебречь. Т.к. на генерирование волны требуется энергия, то колебания будут затухающими.

Рассмотрим, что произойдет, если световая волна частотой ω проникнет в вещество. Т.к. электромагнитные волны представляют собой переменное электромагнитное поле, то со стороны этого поля на все электроны атомов и молекул будет действовать переменная электрическая сила:

F_i = еЕ_i = eE₀ cos(ωt + φ_0,i), (1)

где е – заряд электрона, E₀ cos(ωt + φ_0,i) – напряженность поля в точке, где расположен i – ый электрон, φ_0,i – начальная фаза, которая определяется положением электрона в атоме. Под воздействием этой силы электроны будут совершать вынужденные колебания с частотой ω, уравнение которых можно найти, решив дифференциальное уравнение (см. Лк № 2):

, (2)

где s – смещение электрона от положения равновесия. Это уравнение мы записали по аналогии с дифференциальным уравнением механических вынужденных колебаний, соответственно его решение имеет вид (см. Лк. № 2):

s = Аcos(ωt – φ), (3)

где амплитуда –

, (4)

а отставание по фазе колебаний электрона от изменений переменной силы (1) будет определяться выражением:

, (5)

где ω_0,i – собственная частота электронов i–ого сорта, β – коэффициент затухания, m_e – масса электрона. Вынужденные колебания электрона обуславливают излучение системой электрон-ядро вторичных электромагнитных волн, которые будут распространяться в среде со скоростью υ. Если среда оптически однородна, то вторичные волны будут когерентны как между собой, так и с падающей волной. Наложение этих волн друг на друга приводит к образованию новой волны только в направлении падающего излучения. Эта новая волна представляет собой результат интерференции вторичных и первичной волны. Результирующая новая волна имеет ту же частоту, что и падающее излучение, но отличается от него амплитудой и фазой. Это означает, что скорость υ распространения результирующей волны в среде не будет равна скорости света в вакууме. Это различие будет тем больше, чем ближе частота вынужденных колебаний ω к собственной частоте электронов i – ого сорта – ω_0,i. Таким образом, значение скорости результирующей волны в среде зависит не только от природы вещества, но и от частоты падающего излучения. Это явление называется в физике дисперсией света.

В частности дисперсией объясняется разложение белого света (400÷700 нм) при преломлении на границе раздела двух сред на простые монохроматические волны. При этом образуется окрашенная полоска с непрерывным переходом цветов от красного к фиолетовому, которую Ньютон назвал спектром.

Как известно, отличие скорости света υ в данной среде от скорости света в вакууме характеризуется абсолютным показателем преломления n: n = c/υ. Поэтому явление дисперсии обычно определяют как зависимость показателя преломления n от частоты – n = f(ω) или длины волны – n = f(λ). Чтобы проанализировать эту зависимость, необходимо увязать значения n с параметрами вынужденных колебаний электронов. Т.к. n = с/υ = , а μ для диэлектриков равно единице, то

n = . (6)

Диэлектрическую проницаемость среды можно выразить через модуль вектора поляризации Р. Если пренебречь затуханием, то в результате смещения из положения равновесия дипольный момент i- го электрона с учётом (3) и (4) будет:

(7)

Молекула в целом приобретает электрический дипольный момент

. (8)

Суммирование ведется по всем электронам молекулы. Умножив р_м(t) на число молекул в единице объема N, получим мгновенное значение вектора поляризации вещества:

Р(t) = N· p_м = N . (9)

По определению , (10)

где χ – диэлектрическая восприимчивость среды.

Подставляя в (10) Р/Е из (9), получим для n² = ε:

, (11)

где е и m_е – заряд и масса электрона; ε₀ – диэлектрическая постоянная.

Если учесть затухание электромагнитных волн в веществе, то график данной зависимости будет иметь вид (рис.1):

Быстроту изменения показателя преломления характеризуют величиной , которая называется дисперсией вещества.

Перейдём к зависимости n = f(λ) (рис.2) и проанализируем поведение дисперсии вещества в зависимости от длины волны (см. табл.). На участках 1 – 2 и 3 – 4 D < 0, т.е. с ростом длины волны n убывает, причем по мере приближения к значениям резонансных длин волн скорость изменения показателя преломления растет. Эта область нормальной дисперсии.

На участке 2 - 3 D > 0 и показатель преломления увеличивается практически по линейному закону – область аномальной дисперсии. Эта область совпадает с резонансной частотой колебания электронов, что приводит к сильному поглощению энергии падающей световой волны. Этот факт имеет важное практическое значение, т.к. позволяет определить частоты собственных колебаний электронов в атомах и молекулах, тем самым даёт возможность судить об их структуре.

Явление дисперсии лежит в основе широко известного метода качественного и количественного исследования веществ, который называется спектральным анализом. Практическое значение для этого метода имеет область нормальной дисперсии. Зависимость n = f(λ) в этом случае достаточно хорошо описывается функцией:

, (12)

где а и b – const, зависящие от природы вещества (рис.3).

ПОГЛОЩЕНИЕ СВЕТА

Как уже было сказано, при прохождении пучка света через вещество его энергия растрачивается на возбуждение и поддержание колебаний электронов в атомах и молекулах. Частично эта энергия возвращается излучению в виде вторичных волн, а частично переходит в другие виды энергии, свойственные процессам, которые сопровождают колебательное движение электронов. Это рост теплового движения частиц, ионизация и возбуждение атомов, фотохимические реакции и т.д. Т.о. интенсивность пучка света после прохождения через вещество уменьшается за счёт превращения энергии электромагнитного поля в другие виды энергии – это явление называется поглощением света.

В целом поглощение света носит селективный характер, т.е. разные длины волн поглощаются по-разному: одни больше, другие меньше. В частности, этим фактом объясняется окраска прозрачных тел. Например, материал будет казаться красным, если данное вещество преимущественно поглощает коротковолновую часть спектра и слабо – красные и оранжевые лучи. Особенно сильное поглощение наблюдается в области аномальной дисперсии – так называемое резонансное поглощение (см. рис.2). Этот факт имеет важное теоретическое значение, т.к. позволяет определять частоты собственных колебаний электронов в атомах, тем самым дает возможность судить о строении атомов и молекул.

Рассмотрим, как изменяется интенсивность пучка света по мере его продвижения в веществе. Пусть на вещество падает интенсивность I_0. Выделим на некоторой глубине элементарный слой толщиной d l, интенсивность на входе в который I _l (рис.4). Как установил Бугер, изменение интенсивности в этом слое

dI _l = - μ I _l d l, (13)

где коэффициент пропорциональности μ зависит от свойств вещества и длины волны и называется монохроматическим, натуральным показателем поглощения. [μ] = 1/м. Знак (-) указывает на убыль интенсивности по мере продвижения пучка.

Записанное выражение представляет собой дифференциальное уравнение первого порядка с разделяющимися переменными.

; ; ; .

По определению логарифма окончательно имеем:

– закон Бугера -Ламберта. (14)

Для разреженных газов и паров в атомарном состоянии показатель поглощения μ для большинства длин волн близок к нулю и лишь для очень узких спектральных областей (Δλ ~10^-3 - 10^-4 нм) обнаруживает резкие максимумы (рис.5). Эти максимумы соответствуют резонансным частотам электронов практически не взаимодействующих друг с другом атомов – линейчатый спектр поглощения.

В случае многоатомных молекул обнаруживаются также частоты соответствующие колебаниям атомов внутри молекулы. В результате спектры таких веществ представляют собой сравнительно широкие (~ 0,1–100 нм) полосы поглощения (рис.6). Это имеет место для твердых тел, а так же для жидкостей и газов под высоким давлением.

Для диэлектриков коэффициент поглощения невелик (10^-5 – 10^-7 м^-1), и хотя для них характерно селективное поглощение (μ велико только для определённых длин волн), в спектре наблюдаются довольно широкие полосы, что связано со строением диэлектриков.

Металлы практически непрозрачны для света (μ = 10⁵ – 10⁷ м^-1). Под воздействием электрического поля световой волны в них возникают быстропеременные токи, сопровождающиеся выделением джоулева тепла. Это приводит к быстрому превращению энергии волны во внутреннюю энергию металла. Чем выше концентрация свободных электронов в металле, тем сильнее в нем поглощается свет.

Исследуя поглощение света растворами окрашенных веществ, А. Бер показал, что в случае не поглощающего растворителя и малой концентрации растворенного вещества для монохроматического излучения справедливо:

μ = χ· с, (15)

где с – концентрация, а χ – показатель поглощения для раствора единичной концентрации. Теперь закон Бугера -Ламберта для растворов примет вид:

. (16)

Это закон Бугера-Ламберта-Бера. Если с _μ – молярная концентрация, то χ – натуральный молярный показатель поглощения. В лабораторной практике закон Бугера-Ламберта-Бера часто выражают через показательную функцию с основанием 10:

, (17)

где ε – молярный показатель поглощения, если с _μ – молярная концентрация.

Способность растворов поглощать свет характеризуют также коэффициентом светопропускания (прозрачностью) – τ = I / I₀ и оптической плотностью раствора

D = lg(I₀ / I) = lg(1/τ) = εc l. (18)

На явлении поглощения основаны: абсорбционный спектральный анализ, спектрофотомерия и колориметрия. Эти методы используются при исследовании химического состава и структуры молекул вещества, характера движения электронов в металлах, зонной структуры полупроводников, определении концентрации растворов и т.д. При этом измеряемыми величинами являются: I, D и τ.

РАССЕИВАНИЕ СВЕТА

При прохождении света через неоднородную среду ослабление интенсивности в направлении первичной волны происходит не только из-за поглощения, но и за счёт перераспределения части энергии на неоднородностях по другим направлениям. Это явление называется рассеиванием света.

В однородной чистой среде, как известно, вторичные волны, возбуждённые падающим излучением, являются когерентными. В результате их интерференции происходит полное погасание волновых процессов во всех направлениях, кроме направления распространения первичной волны, т.е. рассеивания света отсутствует.

Картина меняется, если в среде имеются хаотически распределённые неоднородности соизмеримые с длиной волны. Дифракция световых волн на таких неоднородностях частично нарушает строгие фазовые соотношения вторичных волн, что приводит к достаточно равномерному распределению части интенсивности по всем направлениям.

Если неоднородность среды создаётся беспорядочно расположенными посторонними частицами, то говорят о рассеивании Тиндаля (или диффузном рассеянии). Такие среды называются мутными. К ним относятся дымы, туманы, суспензии, эмульсии и некоторые твёрдые тела (перламутр, опалы, молочные стёкла).

Рассеивание света наблюдается и в оптически чистых средах. Появление неоднородностей в этом случае обусловлено флуктуациями плотности вещества – ρ, возникающими в процессе хаотического теплового движения молекул. Этот тип рассеивания называется молекулярным рассеянием.

Изучение явления рассеивания показало, что интенсивность пучка в выбранном направлении тем больше, чем меньше размер неоднородностей по сравнению с длиной волны. При этом короткие волны рассеиваются сильнее, чем длинные.

Рэлей установил, что для неоднородностей размером d < 0,2·λ

I ~ ~ ν⁴. (19)

Такая зависимость интенсивности рассеянного излучения от длины волны объясняет, почему небо имеет голубой цвет днём, а на закате кажется красным. Днём в глаз человека попадает рассеянный свет, в котором преимущественно содержится коротковолновое излучение. Утром или на закате мы воспринимаем прямые лучи, идущие от солнца и состоящие в основном из длинноволнового излучения.

Совокупность методов изучения явлений природы, основанных на измерении параметров рассеянного излучения, называется нефелометрией, а соответствующие приборы – нефелометрами.

Отметим в заключение, что в общем случае при взаимодействии пучка света с веществом имеют место оба явления. Учёт убыли энергии в направлении падающей волны из-за рассеивания видоизменит закон Бугера-Ламберта:

, (20)

где δ – показатель ослабления пучка света из-за рассеяния.

КОМБИНАЦИОННОЕ РАССЕИВАНИЕ СВЕТА

Комбинационное рассеяние было открыто в 1928 году (Раман, Кришнан и Ландсберг Г.С., Мандельштам Л.И.). Это явление заключается в том, что в спектре рассеивания газов, жидкостей и твёрдых тел наряду с длиной волны падающего излучения появляются частоты, представляющие собой комбинацию частоты падающего излучения ω₀ и частот ω_i колебательных или вращательных энергетических переходов рассеивающих молекул: ω= ω₀ ± ω_i.

Дополнительные линии в спектре комбинационного рассеивания выступают парами: «красные» спутники, т.е. линии смещённые в сторону меньших частот (больших длин волн) – ω_к = ω₀ - ω_i и «фиолетовые» спутники – ω_Ф = ω₀ + ω_i – смещённые в сторону коротковолнового излучения

Согласно квантовой теории процесс комбинационного рассеяния, можно интерпретировать как результат неупругого соударения фотонов с молекулами. При этом фотон может отдать молекуле или получить от неё некоторое количество энергии, равное разности энергий двух уровней колебательного или вращательного движения атомов в молекуле – ΔЕ = Е^' - Е^''. Переход молекулы из состояния Е^'' в состояние Е^' означает: если Е^' > Е^'', то энергия рассеянного фотона станет и ; если Е^' < Е^'', то и ν_ф > ν₀ .

При обычных температурах подавляющее большинство молекул находится в основном состоянии, поэтому более вероятным является переход на уровень с большей энергией. Это значит, что переходов с образованием красных спутников будет больше, т.е. интенсивность соответствующих линий будет больше, чем для спутников фиолетовых.

Исследование спектров комбинационного рассеяния позволяет судить о строении молекул, о характере симметрии молекул, определить собственные частоты колебаний электронов, осуществлять анализ сложных молекулярных смесей и, особенно, молекул органических.

5.Физика атомов и молекул.

5.1. Элементы квантовой механики. Волновые свойства движущихся микро­частиц. Длина волны де Бройля. Соотношение неопределенностей. Волновая функция. Уравнение Шредингера. Применение уравнения Шредингера к атому водорода. Оп­тические атомные спектры. Молекулярные спектры. ИК-спектроско­пия. Комбинационное рассеяние.

ВОЛНЫ ДЕ БРОЙЛЯ

Применение модели строения атомов, предложенной в 1913 году Н. Бором (датч.), к многоэлектронным атомам, показало, что эта теория несостоятельна и требуется новый, отличный от законов классической механики подход к изучению условий движения электронов в атоме. Первый шаг в этом направлении сделал в 1924 году французский физик Луи де Бройль. Развивая принцип корпускулярно-волнового дуализма, де Бройль утверждал: не только фотоны, но и любые другие частицы материи, в том числе и электроны, наряду с корпускулярными обладают также и волновыми свойствами.

Т.о. согласно де Бройлю с каждым микрообъектом связываются, с одной стороны, корпускулярные характеристики (энергия ε и импульс р), а с другой – волновые параметры (частота ν_Б и длина волны λ_Б). Количественные соотношения, связывающие эти величины, такие же, как и для фотонов:

ε = hν_Б , р = . (1)

Т.о. любой частице, обладающей импульсом р = mυ, соответствует волновой процесс с длиной волны

. (2)

Например, электронам ускоренным электрическим полем с разностью потенциалов от 1 до 10⁴ В, что имеет место в электровакуумных приборах, соответствует дебройлевская длина волны от 1 до 0,01 нм. По шкале электромагнитных волн это диапазон рентгеновского излучения. Следовательно, если пучок таких электронов направить на кристалл, то он должен дифрагировать подобно рентгеновскому излучению. И действительно, проверяя гипотезу де Бройля, в 1927 году американские физики К. Девиссон и Л. Джермер направили на кристалл никеля пучок электронов, который после рассеяния дал четкую дифракционную картину (рис. 1, табл. 1). Расчет длины волны по положениям дифракционных максимумов дал значение, совпадающее с длинной волны, вычисленной по формуле (2).

Следует иметь ввиду, что волны де Бройля не связаны с каким-либо колебательным процессом. Они только лишь характеризуют волновые свойства движущихся частиц, в том числе и макроскопических тел. Однако для тел большой массы длина волны де Бройля настолько мала, что ее невозможно обнаружить никакими современными приборами.

Открытие волновых свойств микрочастиц привело к появлению новых исследовательских физических методов. В настоящее время широкое распространение имеют электронография (основана на дифракции электронов) и нейтронография (дифракция нейтронов).

Методы электронографии широко используются при исследовании структуры поверхностей, процессов коррозии, адсорбции газов и ряда других поверхностных явлений. Это связано с тем, что наличие заряда у электронов вызывает их сильное взаимодействие с электронными оболочками атомов вещества и как следствие рассеяние электронов атомами поверхностного слоя исследуемого тела.

Нейтронография оказывается особенно полезной при изучении структур содержащих водород, в частности органических веществ. Объясняется это тем, что нейтроны сильно поглощаются атомами водорода, в то время как электроны и рентгеновские лучи слабо взаимодействуют с водородосодержащими молекулами.

Волновые свойства частиц можно использовать

Дата добавления: 2014-01-04