Шпоры по физике (3 семестр)

Электромагнитные волны. Свойства. Электромагнитной волной называется распространяющееся в пространстве переменное электромагнитное поле. Существование таких волн обусловлено взаимосвязью между переменными электрическим и магнитным полями. Переменное магнитное поле создает вихревое (характеризующееся замкнутыми силовыми линиями) электрическое поле. В свою очередь, переменное во времени электрическое поле возбуждает вихревое магнитное поле. Источниками электромагнитных волн являются изменяющиеся со временем электрические токи и ускоренно движущиеся заряды. Прямые исследования электромагнитных волн достаточно сложны, что во многом связано с высокой скоростью их распространения. Поскольку, как было установлено, видимый свет имеет электромагнитную природу, то можно говорить, что электромагнитные волны распространяются со скоростью света, которая для вакуума составляет примерно 3-10^10 м/с. С другой стороны, диапазон частот (или длин волн) электромагнитных волн столь широк, что непросто выделить их общие свойства. Отметим лишь наиболее существенные из этих свойств. 1. Электромагнитные волны являются поперечными. В частном случае, когда волна распространяется в вакууме, ее электрическое Е и магнитное В поля не только перпендикулярны вектору скорости волны с , но и перпендикулярны друг другу, образуя правовинтовую систему (рис. 2.5). Колебания векторов ё и В при этом совпадают по фазе. Модули векторов Е и В в плоской электромагнитной волне связаны соотношением ε0εE²=B²/μ0μ (2.30) В вакууме ε = μ = 1, и равенство (2.30) принимает вид B=sqrt(ε0μ0)E (2.31) Частота, длина электромагнитной волны и скорость ее распространения связаны между собой точно так же, как и для любой другой волны: ω=2πν=2π/T; λ=VT=V/ν (2.32) V-скорость, ν-ню Скорость распространения электромагнитной волны в некоторой среде определяется как скорость света с в вакууме, деленная на показатель преломления среды п: V=c/n (2.33) Поскольку показатель преломления для прозрачных сред больше единицы, то скорость света в вакууме приобретает смысл максимально возможной скорости распространения электромагнитных волн (и движения материальных тел вообще). Распространение электромагнитных волн связано с переносом в пространстве энергии электромагнитного поля, которая переносится в направлении распространения волн. Объемная плотность энергии электромагнитного поля определяется выражением ω=ωэ+ωм= ε0εЕ²/2 + В²/2 μ0μ (2.34) которое можно записать в виде ω=BE/μ0μν (2.35) 5. Как и другие волны, электромагнитные волны могут поглощаться, отражаться, преломляться, испытывать интерференцию и дифракцию. 6. Электромагнитная волна существует без источников полей в том смысле, что после ее испускания электромагнитное поле волны становится не связанным с источником. 7 . Излучение электромагнитных волн происходит при ускоренном движении электрических зарядов. Интерференция света. Когерентность. Получение когерентных пучков. Интерференцией света называется наложение двух или более волн, при котором происходит пространственное перераспределение интенсивности света, наблюдаемое в виде темных и светлых полос. Возникновение интерференции связано, во-первых, с тем, что для векторов напряженности электрических полей, описывающих электромагнитные волны, выполняется принцип суперпозиции. Так при наложении двух волн, каждая из которых создает в точке наблюдения соответственно электрические поля напряженностью E1 и E2, результирующая напряженность в точке наложения будет равна: Ep = E1 + E2 (1) Возникновение интерференции связано с тем, что все регистрирующие приборы, в том числе и человеческий глаз, регистрируют не величину напряженности электрического поля, а величину усредненного по времени потока энергии волны, которая характеризуется интенсивностью света (I), равной квадрату амплитуды напряженности электрического поля волны E0: I = E0^2 (2) При наложении нескольких волн интерференция наблюдается далеко не в каждом случае. Термин когерентность волн характеризует способность волн при наложении интерферировать. Волны называются когерентными, если при их наложении возникает интерференционная картина и некогерентными, если при их наложении интенсивности волн суммируются и интерференционная картина не возникает. Волны когерентны, если разность фаз между ними остается постоянной во время наблюдения. Для некогерентных волн разность фаз между ними хаотически изменяется во времени. Если колебания возбуждаемые волной в достаточно близких точках псевдоволновой поверхности оказываются когерентными, то такая когерентность называется пространственной. Интерфериционная картина от двух точечных когерентных источников. Рассмотрим наложение двух световых волн, идущих от двух источников S1 и S2, в точку Р (см.рис.1). Волны будем полагать монохроматическими и плоскими. Тогда выражения для напряженностей электрического поля двух волн можно записать в виде: E1 = E10 cos(ωt – kz), E2 = E20cos(ω1t – k1z1) (3) Где Е10 и Е20 - амплитуды первой и второй волн, ω и ω1 - циклические частоты первой и второй волн, k и k1 - волновые числа первой и второй волн (k = 2π/λ,здесь λ -длина волны), z и z1 - расстояния пройденные волнами от источников до точки наблюдения , t - время в момент наложения волн. Рис.1- Схема двухлучевой интерференции. Обозначив фазы двух волн, т.е. аргументы периодической функции (в данном случае косинуса), описывающей волны, через φ и φ1 соответственно, можно записать, что разность фаз двух волн равна: ∆φ = φ – φ1 = (ω – ω1)t – kz – k1 z1 . (4) Из этого выражения видно, что условие когерентности, т.е. постоянство разности фаз во времени, может выполняться лишь для волн с одинаковыми частотами (ω = ω1). Циклическая частота однозначно связана с волновым числом k = ω/v , (где v - фазовая скорость света в среде - величина для когерентных волн разность фаз определяется геометрической разностью хода волн от источников до точки наложения волн (∆): ∆φ = k (z – z1) = k ∆ . (5) Волновое число в среде (kc) пропорционально показателю преломления среды: kc = k n, (6) где k - волновое число в вакууме. Оптическую разность хода (∆), т.е. разность оптических длин путей двух волн ( L 01 и L02 ): ∆φ = k (Lo1- Lo2 ) = k ∆ (7) Оптическая длина пути волны, прошедшей несколько различных сред (см. рис.2), находится как сумма произведений показателя преломления среды (n 1) на геометрическое расстояние, пройденное волной в данной среде (z1): L0 = n1 z1 + n2 z2 + ... + n1 z1 +... (8) Оптической длиной пути световой волны называется произведение геометрической длины пути (z1) световой волны в среде на абсолютный показатель преломления (n1) данной среды: Loпт = zi · ni Интерференция в тонких плёнках. Полосы равной толщины и равного наклона. Кольца Ньютона. При падении световой волны на тонкую прозрачную пластину происходит отражение от обеих поверхностей. В результате возникают две световые волны, которые при известных условиях могут интерферировать. Лучи 1 и 2 будут давать интерференцию в отраженном свете, а 1’ и 2’- в походящем. В отраженном свете интенсивности одинаковы , следовательно интерференция контрастна, а в проходящем свете интерференция размазана, т. к. значительно больше. Разность хода лучей 1 и 2 до того, как они сойдутся в точке C, равна , где - длина отрезка BC, а - суммарная длина отрезков AO и OC, n- показатель преломления пластинки. Из рис. (b- толщина пластинки). Тогда Произведя замену и учтя, что , получим . В точке С происходит отражение от границы раздела среды, оптически менее плотной, со средой, оптически более плотной. Поэтому фаза волны претерпевает изменение на , т.е. возникает разность фаз, которая учитывается в . Для того, чтобы имела место временная когерентность, разность хода не должна превышать длину когерентности, равную . Следовательно должно соблюдаться условие или . В полученном соотношении половиной можно пренебречь по сравнению с . Выражение имеет величину порядка единицы, поэтому . Теперь рассмотрим условия соблюдения пространственной когерентности. Расстояние между падающими лучами 1 и 2 равно . Разность хода зависит от b-толщины пластинки, . При константе угла падения разность хода меняется за счет b и тип полос называется полосы равной толщины. Когда разность хода обуславливается изменением угла падения, то тип полос наз. полосы равного наклона. Классическим примером полос равной толщины являются кольца Ньютона. Они соблюдаются при отражении света от соприкасающихся друг с другом плоскопараллельной стеклянной пластины и плоско-выпуклой линзы с большим радиусом кривизны. Роль тонкой пленки, от поверхностей которой отражаются когерентные волны, играет воздушный зазор между пластинкой и линзой. При нормальном падении света полосы равной толщины имеют вид концентрических окружностей, при наклонном падении- эллипсов. Найдем радиусы колец при нормальном падении света. Т. к. , -для светлых, - для темных. , чем больше m , тем теснее расположены кольца. Для светлых колец . Более точный результат, если брать разность двух колец . Дифракция света. Принцип Гюйгенса Френеля. Метод зон. Дифракция- это совокупность явлений наблюдающихся при распространении света в средах с резкими неоднородностями, причем размеры этих неоднородностей должны быть сравнимы с длиной волны. В зависимости от фронта волны существует два вида дифракции: Фраунгофера - она наблюдается на плоских поверхностях и удаленных источниках. Френеля - на сферических поверхностях. Явление дифракции было объяснено в сер. 19 в. Френелем, который в принцип Гюйгенса внес одно слово, что вторичные волны когерентны. Принцип Гюйгенса-Френеля: a) каждая точка до которой доходит волновое движение, служит центром вторичных волн; b) огибающая этих вторичных волн дает положение фронта волны в следующий момент времени; c) результирующая волна является суммой вторичных волн, которые складываются в соответствии с законом интерференции. Метод зон Френеля. Пусть имеется источник S, который является точечным. В какое-то время фронт волны – сфера. Разобьем поверхность волнового фронта таким образом, чтобы расстояние от края соседней зоны изменялось на. Амплитуда результирующих колебаний в точке Р равна Величина зависит от площади i-ой зоны и угла между внешней нормалью к поверхности зоны в какой-либо ее точке и прямой, направленной из этой точки в точку Р. Если площадь всех зон одинакова, то амплитуда волны, испускаемой каждой точкой, тоже одинакова, но в т.Р волна от каждой соседней зоны приходит с убывающей амплитудой. Амплитуды образуют арифметическую прогрессию, члены которой убывают: Знаки ‘+’ и ‘-’ потому что рядом находящиеся зоны находятся в противофазе. В световой волне действие всего бесконечного сферического волнового фронта эквивалентно действию половины волны первой зоны Френеля. Отсюда следует закон прямолинейного распространения света. .

Дифракция Фраунгофера на щели и на решётке. Бесконечно длинную щель можно образовать, расположив рядом две обращённые в разные стороны полуплоскости.Следовательно, задача о дифракции Френеля от щели может быть решена с помощью спирали Корню.Волновую поверхность падающего света, плоскость щели и экран, на котором наблюдается дифракционная картина, будем считать параллельными друг другу.(рис1) Для точки P, лежащей против середины щели, начало и конец результирующего вектора находятся в симметричных относительно начала координат точки спирали. (рис2) Если сместиться в точку , лежащую против края щели, начало результирующего вектора переместится в середину спирали О.Конец вектора переместится по спирали в направлении полюса.При углублении в область геометрической тени начало и конец результирующего вектора будут скользить по спирали и в конце концов окажутся на наименьшем расстоянии друг друга.Интенсивность света достигнет при этом минимума.При дальнейшем скольжении по спирали начало и конец вектора снова отойдут друг от друга и интенсивность будет расти.Тоже самое будет происходить при смещении из точки P в противоположную сторону, так как дифракционная картина симметрична относительно середины щели.Если изменять ширину щели, сдвигая полуплоскости в противоположные стороны, интенсивность в средней точке Р будет пульсировать, проходя попеременно через максимумы (рис.1) и отличные от нуля минимумы (рис.3,4) Френелевская дифракционная картина от щели представляет собой светлую(р.1) или тёмную(р.2) центральную полосу, по обе стороны которой распологаются симметричные относительно неё чередующиеся тёмные и светлые полосы.При большой ширине щели начало и конец результирующего вектора для точки Р лежат на внутренних витках спирали вблизи полюсов и . Поэтому интенсивность света в точках, расположенных против щели, будет практически постоянной. Только на границах геометрической тени образуется система густо расположенных узких светлых и тёмных полос. Как показывает формула ,расстояние минимумов от центра картины возрастает с уменьшением . Таким образом, с уменьшением ширины щели центральная светлая полоса расширяется, захватывая всё большую и большую область экрана.Если , то ,т.е. первый минимум соответствует углу ; следовательно, он сдвинут на бесконечно удалённый край экрана. Освещённость экрана падает от центра к краям постепенно, асимптотически приближаясь к нулю; ширина центральной световой полосы возрастает беспредельно.Таким образом, с уменьшением b освещённость стремится стать равномерной по всему экрану.(рис5) Наоборот, при увеличении ширины щели положение первых минимумов придвигается всё ближе и ближе к центру картины, так что центральный максимум становится всё резче и резче.При этом, относительная интенсивность максимума остаётся неизменной; абсолютная же величина его возрастает, ибо возрастает энергия, проходящая через уширенную щель. При очень широкой щели(по сравнению с ) мы получаем в центре резкое изображение линейного источника. Дифракционная решётка (одномерная) представляет собой систему параллельных щелей равной ширины, лежащих в одной плоскости и разделённых равными по ширине непрозрачными промежутками. Дифракция, наблюдаемая при прохождении света через такой спектральный прибор, имеет большое практическое значение. Величина d=a+b называется периодом решётки или её постоянной. Разность хода лучей от 2-х соседних щелей будет Дифракционная картина на решётке определяется как результат взаимной интерференции волн, идущих от всех щелей. Поэтому в тех направлениях, в которых ни одна из щелей не распространяет свет, будут наблюдаться главные минимумы, определяемые условием: (m=1,2,3,….) Выражение (m=1,2,3,…..) задаёт условие главных максимумов. Т.к., то число главных максимумов будет определяться выражением К тому же в направлениях, задаваемых условием : (m=1,2,3,…,N-1,N+1,…,2N-1,2N+1,… мы получим дополнительные минимумы. Для решётки из N щелей между 2-мя главными максимумами находится N-1 щелей, разделённых вторичными максимумами, создающими очень слабый фон. Т. о. чем больше щелей, тем больше образуется минимумов между главными максимумами, и тем более интенсивными и острыми будут сами максимумы. Основными характеристиками дифракционной решётки являются дисперсия и разрешающая сила. Дисперсия решётки бывает угловая и линейная. Угловая дисперсия определяет на какой угол расходятся лучи, длины волн которых отличаются на 1Ангстрем. Линейная дисперсия : , где f – фокусное расстояние проецирующей линзы. Разрешающая способность : Р асстояние должно удовлетворять условию Рэлея, т.е. минимум одного горба должен приходиться на максимум другого. Вывод разрешающей способности решётки: Условия максимумов m-го порядка для лучей 1 и 2 будут , По условию Рэлея или Для дифракционной решётки интенсивность главных максимумов будет выражаться следующим образом: Т.к. при заданных d и b отношение d\b=3, то очевидно, что для любых m кратных 3 выражение под синусом будет кратно и следовательно интенсивность будет равна 0. Т.о. для заданного соотношения d и b не может наблюдаться каждый 3-й максимум. Дифракция Френеля на круглых отверстиях и диске. Дифракция Френеля на круглом отверстии. Дифракционная картина наблюдается на экране Э. Экран параллелен плоскости отверстия L. т.е. . Если m- нечетное, то в М наблюдается максимум; если m-четное – минимум. При неизменном положении источника света , число зон зависит от диаметра отверстия и расстояния L. Следовательно при изменении диаметра или L результат в т.М должен изменится. Если , то никакой интерференционной картины наблюдаться на экране не будет, в этом случае свет распространяется как и в отсутствие непрозрачного экрана с отверстием, т.е. прямолинейно. Дифракция Френеля на небольшом диске. Интерференционная картина на экране имеет вид концентрических темных и светлых пятен с центром в т.О, где всегда находится интерференционный минимум (пятно Пуассона). А- амплитуда света в т.О. При освещении диска белым светом в центре экрана наблюдается белое пятно, окруженное системой концентрических цветных колец. По мере увеличения отношения диаметра диска d к расстоянию L от диска до экрана яркость пятна Пуассона постепенно уменьшается, а следующее за ним темное пятно расширяется, образуя область тени за диском. Поляризация света. Закон Брюстера. Виды поляризации. Волну, в которой направление колебаний светового вектора Е упорядочено каким-либо образом, называют поляризованной. Если колебания вектора Е происходят только в одной плоскости, проходящей через луч, то мы имеем дело с плоско- (или линейно-) поляризованной волной. Плоскость, в которой колеблется вектор Е, называют плоскостью поляризации* (плоскостью колебаний светового вектора). Другой вид поляризации заключается в том, что вектор Е вращается вокруг направления распространения волны одновременно изменяясь периодически по модулю. При этом конец вектора Е описывает эллипс (в каждой точке среды). Такую волну называют эллиптически-поляризованной. Или поляризованной по кругу, если конец вектора Е описывает окружность. В зависимости от направления вектора Е различают правую и левую эллиптические (или круговые) поляризации. Если смотреть навстречу распространения волны, и вектор Е при этом поворачивается по часовой стрелке, то поляризацию называют правой, в противном случае (если против часовой стрелки) — левой. Закон Брюстера. Если угол падения естественного света на границу раздела двух прозрачных диэлектриков отличен от нуля, то отраженный и преломленный пучки оказываются частично-поляризованными. В отраженном свете преобладают колебания вектора Е, перпендикулярные к плоскости падения, а в преломленном свете — параллельные плоскости падения. Степень поляризации обеих волн (отраженной и преломленной) зависит от угла падения. При некотором значении угла падения отраженный свет становится полностью поляризованным, и его плоскость поляризации (плоскость колебаний вектора Е) оказывается перпендикулярной к плоскости падения. Этот угол θБр удовлетворяет следующему условию: tgθБр=n2/n1 Данное соотношение называют законом Брюстера, а угол θБр— углом Брюстера или углом полной поляризации. Здесь n2/n1— отношение показателей преломления второй среды и первой (рис. 6.4). Точками и черточками на отраженном и преломленном лучах этого рисунка показаны направления колебаний вектора Е. Двойное лучепреломление. Призмы. Закон Малюса. Один из способов получения линейно поляризованного света – явление двойного лучепреломления. Оно связано с анизотропией кристаллов, т.е. показатель преломления в кристалле зависит от направления колебаний вектора E световой волны: - двуосные кристаллы; - одноосные кристаллы; В результате луч естественного света в кристалле разделяется на два луча: обыкновенный (о) и необыкновенный (е). Каждая точка волнового фронта в кристалле будет источником двух волн. В одноосном кристалле существует одно направление, вдоль которого эти две волны движутся с одной скоростью. Это направление называется оптической осью (МN). В двуосном кристалле каждая точка является источником двух эллиптических волн и оба преломлённых луча ведут себя как необыкновеннные. Ход лучей в двоякопреломляющей призме (Николя): Для склейки двух кусков исландского шпата, из которого сделана призма, используется канадский бальзам т.к. ne<nк.б.<nо. Так как слой бальзама очень тонкий то необыкновенный луч практически не преломляется. Углы же призмы подобраны так чтобы обыкновенный луч на месте склейки испытывал полное внутреннее отражение. Луч е называется необыкновенным, так как даже в случае нормального падения света на поверхность пластинки вырезанной из одноосного кристалла он преломляется. Обыкновенная и необыкновенная волны линейно поляризованы. В обыкновенной волне вектор E направлен перпендикулярно главной плоскости кристалла ( плоскость, проходящая через луч и пересекающая оптическую ось кристалла) для обыкновенного луча. Электрический вектор Е необыкновенной волны лежит в главной плоскости кристалла для необыкновенного луча. Закон Малюса. Допустим, что два поляризатора поставлены другь за другом, так что их оси ОА1 и ОА2 образуют между сабой некоторый угол. Первый поляризатор пропустит свет, электрический вектор Е0 которого параллелен его оси ОА1. Обозначим через I0 интенсивность этого света. Разложим Е0 на вектор Е//, параллельный оси ОА2 второго поляроида, и вектор, перпендикулярный к ней составляющая будет задержана вторым поляризатором. Через оба поляризатора пройдёт свет с электрическим вектором , длина которого . Интенсивность света, прошедшего через оба поляризатора,будет. Такое соотношение справедливо для любого полиризатора и анализатора. Оно называется законом Малюса.

Тепловое излучение, его характеристики. Закон Кирхгофа. Тепловым излучением называется излучение нагретых тел. Все тела обладают тепловым излучением. Основная особенность теплового излучения – равновесность (тепловое излучение – это единственное равновесное излучение). Это означает, что количество излученной энергии и количество поглощенной в замкнутой системе равны.все остальные виды излучений наз. люминисценциями. Тепловое излучение – это электромагнитное излучение, возникающее за счет внутренней энергии излучающего тела и зависящее только от температуры и оптических свойств этого тела Основные характеристики. Энергетическая светимость Спектральная плотность энергетической светимости. Энергетическая светимость – это количество энергии испускаемой с единицы площади за единицу времени. R(T)=d^2W/(dSdT);(Вт/м^2) Спектральная плотность энергетической светимости – это количество тепловой энергии испускаемой с единичной поверхности в единицу времени в интервале частот отдо +d. r(λ,T)=d^2W/(dSdtdλ)=dR/dλ (Вт/м^2м) R= Закон Кирхгофа: отношение спектральной плотности энергетической светимости к поглащательной способности при данной длине волны и температуре есть универсальная функция. r(λ,T)^arT= r(λ,T)/ a(λ,T) Закон абсолютно чёрного тела. Формула Планка. Абсолютно черное тело – это тело , если оно при любой температуре полностью поглощает всю энергию падающих на него электромагнитных волн независимо от их частоты, поляризации и направления распространения. Модель а.ч.т. – это полость с отверстием больших размеров произвольной формы с теплоизолированными стенками и зеркальной внутренней поверхностью. Отверстие является а.ч.т. Свет попадает в отверстие , многократно отражаясь внутри полости. Вероятность выхода луча0.Отверстие излучает энергию в виде тепла. Тело называется абсолютно черным (абс.ч.т.), если его поглощательная способность для излучения всех частот. Тогда, . Поэтому равновесное излучение наз. также черным излучением. Т.к. , а равновесное излучение изотропно, то излучательная способность абс.ч.т. одинаково по всем направлениям. Распределение энергии в спектре абс.ч.т.(рис.1). Ф-ла Планка: . Вывод ф-лы Планка. Он исходил из того, что т.к. тепловое излучение равновесно, то в любой момент времени, достаточно большой по сравнению с атомными временами () число атомов испускания должно быть = числу атомов поглощения. Первоначально теорию излучения создал Эйнштейн. Она заключается в след.: атом излуч. и поглощает только, если переходит с одного энергетического уровня на другой.(рис.) 1 переход - вынужденное поглощение. Вероятность этого перехода - коэффиц. поглощения Эйнштейна. Интенсивность поглощения: , где -заселенность энерг.ур 1, -плотность светового потока. Переход со 2 на 1ур.-спонтанное излучение. Вероятность: . Интенсивность излучения: . 2 переход - вынужденное издучение. Вероятность: . Интенсивность: . Вынужденный фотон абсолютно когерентен. - условие равновесия. . Пусть . Следовательно, . - ф-ла Планка. Уравнение Эйнштейна. Фотоэффект. Фотоэффект был открыт Герцем в 1887. Изучен был Столетовым. Явление вырывания электронов с поверхности металлов под действием света получило название фотоэффекта. Экспериментальные з-ны фотоэффекта. 1.Максимальная начальная скорость фотоэлектронов определяется частотой света и не зависит от его интенсивности. 2.Для каждого вещества существует красная граница фотоэффекта, т.е. минимальная частота , при которой еще возможен фотоэффект ( зависит от химической природы вещества и состояния его поверхности). 3.Число фотоэлектронов n, вырываемых из анода за единицу времени, пропорционально интенсивности света (фототок насыщения пропорционален энергетической освещенности катода). Чем определяется числовое значение граничной частоты? , где А – работа выхода, h – постоянная Планка. Она зависит только от работы выхода электрона, т.е. от химической природы металла и состояния его поверхности. Почему максимальная энергия фотоэлектронов не зависит от плотности потока энергии падающего излучения? Почему в явлении фотоэффекта существование пороговой частоты говорит в пользу фотонной теории и против волновой? Кинетическая энергия, с которой вырывается электрон из металла, должна была бы зависеть от интенсивности падающего света, так как с увеличением последней электрону бы передавалась бы большая энергия. однако этот вывод противоречит 2 з-ну фотоэффекта. Так, как по волновой теории, энергия, передаваемая электронам, пропорциональна интенсивности света, то свет любой частоты, но достаточно большой интенсивности должен был бы вырывать электроны из металла: иными словами , красной границы фотоэффекта не должно быть, что противоречит 3 з-ну фотоэффекта. Кроме того, волновая теория не смогла объяснить безинерционность фотоэффекта, установленную опытами. Таким образом, фотоэффект необъясним с точки зрения волновой теории света. Установленные зависимости ф-та не укладываются в рамки классических представлений. Например, скорость фотоэлектронов по классич. понятиям должна возрастать с амплитудой, а, значит, и с интенсивностью эл/м волны. Следовательно, многие законы не могли объяснить, т.к. не был открыт электрон. Но вскоре Эйнштейн выдвигает гипотезу, что свет испускается порциями (квантами), но и поглощается порциями. По мысли Эйнштейна, энергия, полученная электроном, доставляется ему в виде кванта , который усваивается им целиком. Часть этой энергии, равная работе выхода А, затрачивается на то, чтобы электрон мог покинуть тело. Если электрон освобождается светом не у самой поверхности, а на глубине, то часть энергии, равная , может быть потеряна вследствие случайных столкновений в в-ве. Остаток энергии образует кинетич. энергию . Энергия будет максимальна, если . В этом случае должно выполнятся соотношение: , которое наз. формулой Эйнштейна. Масса и импульс фотона. Корпускулярно-волновой дуализм. Волны Де-Бройля. Масса и импульс фотона. Фотоны как квазичастицы света обладают не только энергией но и массой т. Масса фотона находится с помощью выражения для энер­гии микрочастицы в релятивистской механике: е = тс^2. Следовательно, — масса фотона. (9.28) Введенное таким способом понятие массы фотона су­щественно отличается от понятия массы обычных микро­частиц. Фотон не обладает массой покоя, т. е. для него mп = 0. Импульс фотона Импульс р фотона можно выразить через волновой вектор k=(2n/X)n (n — единичный вектор нормали к фронту волны), т. е. (9.29) Наличие у фотона импульса экспериментально проявля­ется в давлении света на твердые тела и газы .Фотон как элементарная частица обладает спином, равным 1 (в единицах Н), и, следова­тельно, относится к классу бозонов. А. Эйнштейн в 1905г. показал, что явление фотоэффекта и его закономерности могут быть объяснены на основе предположенной им квантовой теории фотоэффекта. Согласно Эйнштейну, свет частотой υ не только испускается, как это предполагал Планк, но и распространяется в пространстве и поглощается веществом отдельными порциями (квантами), энергия которых ε0=hυ. Таким образом, распространение света нужно рассматривать не как непрерывный волновой процесс, а как поток локализованных в пространстве дискретных световых квантов, движущихся со скоростью с распространение света в вакууме. Эти кванты электромагнитного излучения получили название фотонов. Интерференция фотонов. Описываются интерференционные опыты при малых интенсивностях светового потока, из которых делается вывод о существовании явления интерференции при наличии лишь одного фотона. Обсуждается интерпретация явлений интерференции в рамках корпускулярных представлений. Если световой поток представить как поток фотонов, то необходимо допустить, что концентрация фотонов в потоке пропорционально квадрату амплитуды напряжённости электрического поля волны (). Нельзя представить интерференцию как процесс «суперпозиции фотонов». При использовании представления о фотонах образования центров проявления объясняется поглощения фотонов частицами галоидного серебра. Частица галоидного серебра равномерно распределяются по объёму само чувствительного слоя. Вероятность поглощения фотона галоидной частицей для фотонов фиксированной частоты может считаться постоянной. Число поглощённых фотонов в некотором физически бесконечно малом объёме пропорционально произведению числа частиц галоидного серебра в этом объёме, вероятности поглощения фотона и концентрации фотонов. «Почернения» объёма, с одной стороны, пропорционально числу поглощённых фотонов, а с другой стороны интенсивности интерференционной картины. Отсюда заключаем, что концентрация фотонов в стоячей волне пропорционально , т. е. изменяется на длине стоячей волны и определяется квадратом амплитуды колебаний вектора напряжённости электрического поля в соответствующих точках стоячей волны. Поглащения фотона частицей галоидного серебра обозначает физическое обнаружения фотона в области этой частицей. Поглащения фотона галоидной частицей является случайным процессом и может описываться лишь вероятносными методами. Изложенные рассуждения позволяют сделать заключение, что плотность вероятности обнаружить фотон вблизи координаты z пропорциональна квадрату амплитуды напряжённости электрического поля волны. Этот вывод важен для корпускулярной интерпритации интерференции электромагннитных волн, но не означает, что фотон обладает координатами и движется по какой-то траиктории. Корпускулярная интерпретация опытов Юнга. При наблюдении опыта Юнга, интенсивность интерференционной картины в точках экрана не равна сумме интенсивностей от щелей по отдельности. Отличие обуславливается разностью фаз волн от щелей. Отсюда, для корпускулярной интерпретацией опыта Юнга возникают черезвычайно большие трудности большие трудности. Если каким-то образом приписывать отдельному фотону фазу тогда необходимо считать, что являются разностью фаз двух фотонов, прошедших через различные щели. Но это противоречит закону сохранению энергии. Поэтому не представляется возможным приписать фотону характеристику аналогичную фазе электромагнитной волны. Характеристика аналогичная фазе волны, принадлежит не фотону, а состоянию, которое описывает его движение. Это означает, что интерференцию необходимо описать как явление, происходящее при наличии одного фотона. Волны де Бройля. Представление, что электронам присущи волновые св-ва, принадл. де Бройлю(1924). Де Бройль исходил из сложившихся к тому времени предст. о свете как о потоке карпускул, сочетавших в себе в тоже время и св-ва волнового движния. Де Бройль высказал предположение, что электронам присущи и волновые св-ва, кот. однако не проявляются при макроскопических опытах с прохождением электр. пучков через эл. и магнит. поля, но проявл. при движении электронов в атомах. Де Бройль не установил какой именно волновой процесс связан с электронами, но указал, как может быть определено значение длинны волны этого волнового процесса. Как известно, длина волны связана с кол-вом движения кванта соотношением или По мнению де Бройля, длинна волны электронных волн связана с кол-вом движения электронов аналогичным образом , где - масса электрона -скорость-пост. Планка. Длинну волны, определяемую соотношением (1) принято считать дебройлевской. Принцип неопределённости Гейзенберга. Принцип неопределенности. Экспериментальные исследования свойств микрочастиц (атомов, электронов, ядер, фотонов и др.) показали, что точность определения их динамических переменных (координат, кинетической энергии, импульсов и т.п.) ограничена и регулируется открытым в 1927 г. В. Гейзенбергом принципом неопределенности. Согласно этому принципу динамические переменные, характеризующие систему, могут быть разделены на две (взаимно дополнительные) группы: 1) временные и пространственные координаты (t и q); 2) импульсы и энергия (p и E). При этом невозможно определить одновременно переменные из разных групп с любой желаемой степенью точности (например, координаты и импульсы, время и энергию). Это связано не с ограниченной разрешающей способностью приборов и техники эксперимента, а отражает фундаментальный закон природы. Его математическая формулировка дается соотношениями: где q, p, E, t - неопределенности (погрешности) измерения координаты, импульса, энергии и времени, соответственно; h - постоянная Планка. Обычно достаточно точно указывают значение энергии микрочастицы, так как эта величина сравнительно легко определяется экспериментально. Волновая функция. Уравнение Шредингера. Волновой функцией электрона в сохраняющемся во времени состоянии |n,l,m> (состоянии с определенной энергией) называют амплитуду того, что находящаяся в указанном состоянии частица будет зарегистрирована в заданной точке пространства. Эту амплитуду можно пытаться искать как произведение амплитуд двух независимых событий: 1) в повернутой системе координат электрон находится на оси z' на заданном расстоянии от ядра; 2) после возвращения повернутой системы в исходное положение электрон окажется в состоянии с заданной проекцией момента m. Фактически сказанное означает возможность представления волновой функции в виде произведения двух независимых множителей: радиальной и угловой частей. Подстановка введенного разложения в уравнение Шредингера для электрона в атоме водорода позволяет получить обыкновенное дифференциальное уравнение для радиальной части волновой функции состояний, зависящих от углов. По сравнению с аналогичным уравнением для сферически симметричных состояний (2.6) полученное уравнение имеет дополнительное слагаемое, которое может быть формально приписано к потенциалу в виде отталкивательного члена. Это слагаемое получило название центробежного потенциала из-за явного сходства с классическим выражением для части кинетической энергии, связанной с движением электрона по азимутальному направлению. Приводящий к эффективному отталкиванию центробежный потенциал вносит существенный вклад в области малых расстояний. Его появление приводит к уменьшению глубины потенциальной ямы, в которой движется связанный с ядром электрон. В результате с ростом квантового числа l все больше число энергетических уровней, допустимых для сферических состояний, оказывается нереализуемыми из-за того, что лежат ниже минимума потенциальной энергии. Атом водорода и его энергетический спектр. Спектральные серии. Бальмер проводил исследование спектров излучения атомов водорода. Экспериментально было установлено, что атомы водорода (как и атомы других элементов) излучают электромагнитные волны строго определённых частот, другими словами, спектр атома водорода состоит из спектральных линий, длины волн которых строго определены. При этом оказалось, что величину, обратную длине волны спектральной линии, можно рассчитать, как разность, некоторых двух величин, которые называются спектральными термами: 1/λ = Тn1 – Tn2 (1) Для атома водорода терм можно записать следующим образом: Tn= Rн/ n^2 (2) где n = 1,2,3... принимает ряд положительных значений, Rh - постоянная Ридберга, численно равная: Rh = (1,097373177 ± 0,000000083) 10^7м ^-1. Тогда длину волны любой спектральной линии водорода можно рассчитать по обобщенной Формуле Бальмера: (3) (n1 = 1,2,3...) (n2=n1, n1+1, n1+2 …) Длины волн, рассчитанные по формуле (3), совпали с экспериментально измеренными величинами.

Рентгеновское излучение. Характеристика. Спектр. Рентгеновское излучение возникает при взаимодействии электронов, движущихся с большими скоростями, с веществом. Когда электроны соударяются с атомами какого-либо вещества, они быстро теряют свою кинетическую энергию. При этом большая ее часть переходит в тепло, а небольшая доля, обычно менее 1%, преобразуется в энергию рентгеновского излучения. Эта энергия высвобождается в форме квантов – частиц, называемых фотонами, которые обладают энергией, но масса покоя которых равна нулю. Рентгеновские фотоны различаются своей энергией, обратно пропорциональной их длине волны. При обычном способе получения рентгеновского излучения получают широкий диапазон длин волн, который называют рентгеновским спектром. В спектре присутствуют ярко выраженные компоненты, как это показано на рис. 1. Широкий «континуум» называют непрерывным спектром или белым излучением. Налагающиеся на него острые пики называются характеристическими рентгеновскими линиями испускания. Хотя весь спектр есть результат столкновений электронов с веществом, механизмы возникновения его широкой части и линий разные. Вещество состоит из большого числа атомов, каждый из которых имеет ядро, окруженное электронными оболочками, причем каждый электрон в оболочке атома данного элемента занимает некоторый дискретный уровень энергии. Обычно эти оболочки, или энергетические уровни, обозначают символами K, L, M и т.д., начиная от ближайшей к ядру оболочки. Когда налетающий электрон, обладающий достаточно большой энергией, соударяется с одним из связанных с атомом электронов, он выбивает этот электрон с его оболочки. Опустевшее место занимает другой электрон с оболочки, которой соответствует большая энергия. Этот последний отдает избыток энергии, испуская рентгеновский фотон. Поскольку электроны оболочек имеют дискретные значения энергии, возникающие рентгеновские фотоны тоже обладают дискретным спектром. Этому соответствуют острые пики для определенных длин волн, конкретные значения которых зависят от элемента-мишени. Характеристические линии образуют K-, L- и M-серии, в зависимости от того, с какой оболочки (K, L или M) был удален электрон. Рис. 1. ОБЫЧНЫЙ РЕНТГЕНОВСКИЙ СПЕКТР состоит из непрерывного спектра (континуума) и характеристических линий (острые пики). Линии К\ia и К\ib возникают вследствие взаимодействий ускоренных электронов с электронами внутренней К-оболочки. Если электрон наталкивается на относительно тяжелое ядро, то он тормозится, а его кинетическая энергия выделяется в виде рентгеновского фотона примерно той же энергии. Если же он пролетит мимо ядра, то потеряет лишь часть своей энергии, а остальную будет передавать попадающимся на его пути другим атомам. Каждый акт потери энергии ведет к излучению фотона с какой-то энергией. Возникает непрерывный рентгеновский спектр, верхняя граница которого соответствует энергии самого быстрого электрона. Таков механизм образования непрерывного спектра, а максимальная энергия (или минимальная длина волны), фиксирующая границу непрерывного спектра, пропорциональна ускоряющему напряжению, которым определяется скорость налетающих электронов. Спектральные линии характеризуют материал бомбардируемой мишени, а непрерывный спектр определяется энергией электронного пучка и практически не зависит от материала мишени. Рентгеновское излучение можно получать не только электронной бомбардировкой, но и облучением мишени рентгеновским же излучением от другого источника. В этом случае, однако, большая часть энергии падающего пучка переходит в характеристический рентгеновский спектр и очень малая ее доля приходится на непрерывный. Очевидно, что пучок падающего рентгеновского излучения должен содержать фотоны, энергия которых достаточна для возбуждения характеристических линий бомбардируемого элемента. Высокий процент энергии, приходящейся на характеристический спектр, делает такой способ возбуждения рентгеновского излучения удобным для научных исследований. Оптические квантовые генераторы (лазеры). Оптические квантовые генераторы. Для источников света, традиционных в обл. спектра, хар-на не когерентность излучения. В начале 60-х годов были созданы источники света иного типа - оптические квантовые генераторы (лазеры). В противоположность некогерентным источникам, эл.-маг. волны зарождаются в различных частях оптич. квант. генератора, удаленных друг от друга на макроскопич. расстояния, оказываются когерентны между собой. Лазер работает на принципах индуцированного излучения, которое имеет ту же фазу, ту же поляризацию и то же направление что и вынуждающее. При термодинамическом равновесии заселенность энерг. уровней в атоме удовл. закону Больцмана:,при котором, заселенность верхнего ур. меньше заселенности нижнего. Чтобы при распр. в среде волна усиливалась N>N0 нужно создать среду с инверсной заселенностью N2>N1 или создать среду с коэффициентом . Усиление света обычно сравнивают с нарастающей лавиной, при этом фооны изображают в виде шариков (рис.1). Для того чтобы создать такую среду надо было осущесствить обратную связь. Для этого активная зона либо располагалась между параллельными зеркалими, перпендикулярно циллиндру либо торцы активной зоны делались зеркальными – открытый резонатор. Свет в такой системе многократно отражаясь от зеркал ну только усиливается но и монохроматизируется и сужается. Угол расхождения пучка, где D-ширина пучка Тогда ближайшая длинна волны для которой тоже будет выполняться усиление будет определяться условием При обратной связи необходимо чтобы часть излучаемого света все время находилась в зоне активного в-ва и вызывала излучения все новых и новых атомов. Учтем что энергетические уровни и линии имеют ширину и предположим что ширина спектральных линий меньше дисперс. областей прибора, тогда это условие удовлетворяет только 1 линии. Именно эта длинна волны усиливается максимально, что и приводит к монохроматизации, где N-число отражений от зеркал. За счет большого числа отражений . Механизм монохроматичности в лазере примерно такой же как и в интерферометре Фабри-Перо, усиливаются не только лучи паралельные его оси но и лучи идущие под небольшими углами к его осичтобы в лазере этого не происходило употребляются сферические зеркала. В реальном лазере одно из зеркал полупрозрачное потому что какая-то часть должна быть выпущена из активной среды. Существуют рубиновый, гелий-неоновый и лазер на красителе(можно настраивать на различные длины волн). Свойства лазерного излучения. Когерентность излучения проявляется практически во всех свойствах оптич. квант. генераторов. Замечательной чертой лазеров является способность к концентрации энергии - конц. во времени , в спектре, в пр-ве, по направлению распределения. Для некоторых квантовых генераторов хар-на очень высокая степень монохроматичности излучения. В других лазерах испускаются очень короткие импульсы, прдолжительностью 10^-2с; поэтому мгновенная мощность такого лазера может быть очень большой. Световой пучок, выходящий из лазера обладает высокой направленностью, которая во многих случаях определяется дифр. явлениями. Такое излучение можно сфокусировать на очень малой площади и создать огромную освещенность. Общие свойства ядер. Энергия связи. Устойчивость ядер. Атомное ядро обладает электрическим зарядом Ze (e — заряд про­тона; Z — зарядовое число ядра, равное числу протонов в ядре и совпадающее с порядковым номером химиче­ского элемента в периодической системе элементов Мен­делеева). Массовое число А определяет общее число нук­лонов в ядре, так что число нейтронов равно А — Z. Масса тя ядра оказывается несколько меньше суммы масс покоя нуклонов, образующих ядро: (13.1) В настоящее время известны ядра с зарядовым числом Z от 1 до 107 и массовым числом Л от 1 до 262. Атомное ядро обычно обозначают тем же символом, что и соответ­ствующий химический элемент, указывая слева от симво­ла сверху число нуклонов А. а снизу зарядовое число ядра, напримерЯдра с одинаковыми за- рядовыми числами Z, но разными А, называются изото­пами. Они имеют разное число нейтронов N = A — Z. Ядра с одинаковыми массовыми числами А, но разными Z, называются изобарами. Например, водород (Z = 1) имеет три изотопа: — ядро протия (N = 0), или обычного водорода; — ядро дейтерия (N = 1 — один нейтрон), или тяжелого водорода; V — ядро трития (N = 2 — два нейтрона), или сверхтяжелого водорода. Примером изобар служат ядра бериллия, бора и угле­рода: — изобары. (13.3) Для легких ядер (водород, литий) энергетически выгодным является процесс их слия­ния, т. е. синтез более тяжелых ядер; для тяжелых (уран, плутоний) в определенных условиях возможен процесс деления. Эти процессы находят практическое применение при реализации термоядерного синтеза и в ядерных реак­циях деления. Состав ядра, ядерные силы. Атомное ядро, состоящее из определен­ного числа протонов и нейтронов, является единым целым благодаря специфическим силам, действующим между нуклонами и получившим название ядерных сил. Экспе­риментально доказано, что ядерные силы имеют очень большую величину, намного превышающую силы электро­статического отталкивания между протонами, что прояв­ляется в большом значении удельной энергии связи нукло­нов. Основные особенности ядерных сил следующие. 1. Ядерные силы являются короткодействующи­ми силами притяжения и быстро уменьшаются с увеличением расстояния между нуклонами. На расстоя­нии (2—3)10^-15 м ядерное взаимодействие практиче­ски равно нулю. На расстояниях меньших 10^-15 м притя­жение нуклонов сменяется отталкиванием. 2. Ядерные силы обладают свойствами насыще­ния. Смысл термина насыщения заключается в том, что каждый нуклон взаимодействует только с определенным числом ближайших соседей, а не со всеми. Такой харак­тер ядерных сил проявляется в приближенном постоян­стве удельной энергии связи нуклона. Действительно, если бы насыщения не было, то удельная энергия связи возра­стала бы с увеличением числа нуклонов в ядре. 3. Особенностью ядерных сил является также их з а-рядовая независимость, т. е. они не зависят от за­ряда нуклона. Ядерные взаимодействия между прото­нами и нейтронами совершенно одинаковы. Ядерные силы не являются центральными и зависят от взаимной ориентации спинов нуклонов. Радиоактивность. Закон и характеристика распада. Виды распада. Радиоактивность атомных ядер. Как уже отмечалось, историю ядерной физики принято отсчитывать с 1896 г., когда французский физик А. Беккерель обнаружил, что содержащий уран минерал обладает способностью засве­чивать фотопластинку, завернутую в светонепроницаемую бумагу. Вскоре французские ученые, будущие лауреаты Нобелевской премии Пьер Кюри (1859—1906) и Мария Складовская-Кюри (1867—1934) обнаружили, что урано­вая смоляная руда обладает способностью давать излу­чение, в четыре раза превосходящее по интенсивности излучение урана, а в 1898 г. они выделили два новых хими­ческих радиоактивных элемента— полоний (^28°Ро) и ра­дий (иНа). В дальнейшем было установлено, что причи­ной, приводящей к засвечиванию фотопластинки, является самопроизвольный распад атомных ядер урана. В резуль­тате такого распада возникает особое излучение, назван­ное радиоактивным, а само явление испускания радио­активного излучения — радиоактивностью. В настоящее время под радиоактивностью понимают способность ядер самопроизвольно превращаться в дру­гие атомные ядра с испусканием радиоактивного излуче­ния. Радиоактивность подразделяется на естественную, источником которой являются изотопы, встречающиеся в природе, и искусственную, которая наблюдается у атомных ядер, являющихся продуктами ядерных реакций и не встречающихся в природе. Явление искусственной радио­активности было открыто французскими физиками Ирен Жолио-Кюри (1897—1956) — дочерью Пьера и Марии Кюри — и ее мужем Фредериком Жолио-Кюри (1900— 1958) и отмечено Нобелевской премией в 1935 г. Принци­пиального различия между обоими видами радиоактив­ности нет, так как они подчиняются одинаковым законам. Изучение состава радиоактивного излучения позволи­ло установить, что по проникающей способности его можно разделить на три различных компонента (рис. 13.10), кото­рые впоследствии были названы по первым буквам гре­ческого алфавита: альфа (а)-, бета (Р)- и гамма ьиз­лучениями. Исследования показали, что а-излучение пред­ставляет собой поток положительно заряженных ядер гелия Не^++, р-излучение — поток электронов или пози­тронов, а-излучение — поток коротковолнового электро­магнитного излучения. Альфа-распад. Альфа-распад. Типичным примером радиоактивно­го распада ядер является реакция (13.17) При а-распаде ядро урана-238 превращается в ядро с зарядовым числом Z = 90 и массовым числом А = 234, ямы на глубине. Ее точная форма неизвестна, так как внутри ядра в мощном поле ядерных сил а-частица, по-видимому, теряет свою индивидуальность. Так как пол­ная энергия а-частицы равна Еа, то именно с этой энергией будет двигаться а-частица на большом расстоянии от ядра, где электростатический потенциал спадает до нуля (см. рис. 13.11, а). Волновая функция а-частицы внутри ядра представляет стоячую волну с амплитудой В\. Вслед­ствие туннельного эффекта эта волновая функция имеет за пределами электростатического барьера U = U(r) не­большой «хвост» с амплитудой В2. Следо­вательно, вероятность р обнаружить а-частицу за преде­лами барьера имеет вид а вероятность испускания а-частицы в единицу времени, которая называется постоянной распада, будет равна — постоянная распада, (13.23) где п — число столкновений а-частицы с барьером в еди­ницу времени. Величина, обратная постоянной распада, определяет среднее время жизни материнского ядра по отношению к а-распаду: — среднее время жизни ядра. (13.24) Если в образце в момент времени t содержится N ядер, то число распадов в секунду (т. е. скорость уменьшения числа ядер) равно N/т.. Поэтому (13.25) Разделим переменные и выполним интегрирование: Потенцируя обе части последнего равенства, получаем (13.26) Постоянную интегрирования находим из условия, что в начальный момент времени ^ = 0 число ядер равно N0. В результате получим закон уменьшения числа ядер радио­активного вещества: (13.27) -закон радиоактивного распада. Экспериментальные исследования подтверждают спра­ведливость полученного закона для всех трех видов рас­пада. На рис. 13.12 представлена кривая радиоактивного распада, определяемая формулой (13.27). Время, в тече­ние которого распадается половина начального числа атомных ядер, называется периодом полураспада (T\/z). Подставляя в формулу (13.27) значение N = N0/2 и t = = Ti/2, получаем уравнение связи между периодом полу­распада и средним временем жизни ядер: (13.28) Бета-распад. Явление β -распада состоит в том, что ядра некоторых элементов самопроизвольно испускают электроны и нейтральную частицу, называемую антинейтрино и имеющую очень малую массу. Таким образом, правило смещения для β-распада можно сформулировать так. При β-распаде атомный номер (зарядовое число) ядра увеличивается на единицу, а его массовое число не изменяется: При этом сначала в ядре происходит распад нейтрона на протон и электрон, а затем появившейся электрон вылетает из ядра и уносит кинетическую энергию ΔЕ, которая эквивалентна разности масс Δm. Такой процесс превращения ядерного нейтрона в протон и электрон наблюдается в ядрах с большим числом нейтронов. Экспериментальные исследования β-распада показали, что суммарная энергия протона и электрона, возникающих при распаде нейтрона, меньше энергии этого нейтрона. Кроме того, в реакциях β-распада нейтронов, имеющих одинаковые энергии, могли образовываться протоны также одинаковых энергий, но при этом энергии и импульсы рождающихся электронов оказывались разными, что противоречит законам сохранения энергии и импульса. Точнее, оказалось, что энергия электронов, испускаемых ядром . при β-распад, изменяется непрерывно от нуля до некоторого максимально возможного для данного ядра значения. Однако только в очень редких случаях излучаются электроны с энергиями, близкими к максимальному значению. Чтобы устранить это противоречие фундаментальным; законам природы, швейцарский физик В. Паули высказал предположение, что в процессе β-распада рождается еще какая-то частица, которая и уносит часть энергии и импульса. На основе этой гипотезы итальянский физик Э. Ферми разработал теорию β-распада. Расчеты Ферми показали, что частица, предсказанная Паули, должна быть; нейтральной и иметь ничтожно малую (даже по сравнению с электроном) массу. Он назвал эту частицу уменьшительным именем — нейтрино. Нейтрино долгое время не могли обнаружить, так как оно чрезвычайно слабо взаимодействует с веществом. В настоящее время существование нейтрино доказано вполне достоверно. Было также установлено, что существует два типа нейтрино, участвующих в разных видах β-распада: само нейтрино (обозначается v) и антинейтрино (обозначается v ̃̃ ). Гамма-излучение, прохождение его через вещество. Гамма-излучение ядер. Ядро, как и атом, может находиться как в состоянии с наименьшей энергией, так и в возбужденном состоянии. Переход ядра из основного состояния в возбужденное можно вызвать бомбардировкой этого ядра другими частицами или фотонами. Возвращаясь в свое основное состояние, ядро испускает у-квант: . Таким образом, испускание у-кванта в данном случае не сопровождается распадом ядра. Однако гамма-излучение может сопровождать другие виды радиоактивного распада, но испускается оно не радиоактивным ядром, а дочерним ядром, возникающим в результате распада. При этом, как показывает опыт, его спектр является дискретным, что прямо указывает на дискретность энергетических состояний ядра. Рассмотрим основные свойства у-излучения. Прежде всего отметим его чрезвычайно высокую частоту. Вследствие этого у у-излучения оказываются резко выраженными корпускулярные свойства, а его волновые свойства проявляются слабо. Фотоны у-излучения, как и любые другие фотоны, не имеют массы покоя и электрического заряда. Поэтому при прохождении через вещество у-кванты очень редко сталкиваются с ядрами и электронами. Однако в результате таких, хотя и редких, столкновений они резко отклоняются от своего первоначального направления. Энергия у-квантов при столкновениях с ядрами практически не изменяется (вспомните формулу для эффекта Комптона, где массу электрона т следует заменить на массу ядра, на 3-4 порядка большую т), но некоторая их часть ядрами поглощается. При столкновениях у-квантов с электронами энергия этих квантов изменяется в несколько большей степени.