Қазақстан республиасының білім және ғылым министрлігі

Екі көрші максимумдардың (минимумдардың) x ара қашықтығы интерференциялық жолақтың ені деп аталады.

Интерференциялық сурет бір – біріне параллель әрі бірін-бірі кезек алмастыратын жарқын және солғын жолақтар түрінде байқалады.

Мұнайдың жұқа қабыршығымен қапталған су бетінде, сабын қабыршығының бетінде және т.б. бақыланатын жұқа қабыршықтардың кемпірқосақ тәрізді түсі жұқа қабыршықтағы интерференциямен түсіндіріледі (2.5-сурет).

Параллель сәулелер шоғы қалыңдығы d мөлдір қабыршық бетке i бұрышымен түскенде, жарық бұл беттен жартылай шағылып, жартылай қабыршық арқылы өтіп, екінші беттен шағылады, қабыршық арқылы қайта өтедіде қабыршықтан шығып бірінші беттен шағылған жарықпен кездеседі. Бұл сәулелердің жүріс 2.5-сурет жол айырымы суреттен мынаған тең екендігін байқаймыз: 2dn cosr. Мұндағы n қабыршықтың сыну коэффициенті. Өйткені

Қабыршықты қоршаған ортаның сыну көрсеткіші n=1-ге тең деп алынған, ал /2 жарықтың бөлік шекарасында шағылуымен байланысты жарты толқын ұзындығын жоғалтуынан. Егер n>n болса, онда жарты толқын О нүктесінде жоғалады да жоғарыда аталған мүше таңбасы минус болады; егер n болса, онда жарты толқын С нүктесінде жоғалады. Онда, /2 таңбасы плюс болады. Жарықтың сыну заңын ескерсек (sin i=nsinr), онда n>nүшін мынаны аламыз:

Жұқа қабыршақтағы интерференциялық максимум шарты мынандай:

2d+ /2=m (m=0,1,2,…) (2)

Ал минимум шарты мынадай:

2d+ /2= (2m+1) /2 (m=0,1,2,…) (m=0,1,2,…)

1. Тең көлбеулік жолақтар (жазық параллель пластинкадағы алынған интерференция) Берілген ,d және n үшін сәулелердің әрбір i көлбеулігіне интерференциялық жолағы сәйкес келеді. Жазық параллель пластинкаға бірдей бұрыштармен түскен сәулелердің қосылуынан пайда болған интерференциялық жолақтар тең көлбеулік жолақтар деп аталады.

2. Тең қалыңдықты жолақтар (қалыңдығы айнымалы платинкадан алынған интерференция). Егер қабыршықты экранға экранда қабыршық кескіні алынатындай етіп линза арқылы проекцияласа, онда қабыршықтың тең қалыңдықтарына сәйкес нүктелер боынша өтетін жолақтармен жабылады.

1. Тең қалыңдықты жолақтардың классикалық мысалына Ньютон сақиналары жатады. Бұл сақиналар жарықтың жазық параллель пластинкамен оған жанасқан қисықтық радиусы үлкен жазық дөңес линзаның (2,6-сурет) арасындағы ауа саңлауында бақыланады. Жарықтың параллель шоғы линзаның жазық бетіне тік түседі де, линза

2.6-сурет. мен пластинка арасындағы ауа қабатының

жоғарғы және төменгі беттерінен жартылай шағылады. Шағылған сәулелер қосылғанда тең қалыңдықты жолақтар пайда болады. Жарық тік түскенде ол жолақтардың пішіні концентрлі шеңбер болады.

Шағылған жарықта оптикалық жүріс жол айырымы мынаған тең болады (n=1 ауа үшін жәнеi=0) , d – саңлау ені. Суреттен d –ның аз екендігін ескеріп мынаны аламыз: Онда интерференциялық максимум және минимум шарттарына сәйкес m –ші жарық және сәйкес m –ші қараңғы сақиналар. Радиустері тиісінше мынадай болады:

(m=0, 1, 2, …), (m=1, 2, 3, …)

Қазіргі обьективтерде пайдаланылатын линзалар саны өте көп болғандықтан, олардан шағылу да көп. Сондықтан жарық ағынының шығыны да үлкен болып келеді. Өткен жарықтың интенсивтігі әлсірейді, оптикалық аспаптың жарық күші кемиді. Бұл кемшілікті болдырмас үшін оптиканың жарықталынуын жүзеге асырады. Ол үшін линзаның бос бетіне сыну көрсеткіші линза материалының сыну көрсеткішінен аз жұқа қабатымен қаптайды.

Жарық ауа – қабыршық және қабыршық – шыны аралықтарының шекараларында шағылған кезде және когерентті сәулелердің интерференциясы пайда болады (2.7-сурет).

Қабыршықтың қалыңдығы мен шынының және қабыршықтың сыну көрсеткіштерін (n) және (n)қабыршықтың екі жақ бетінен шағылған сәулелер бірін – бірі өшіретіндей етіліп таңдалып алынады. Сонда мына шарттар орындалуы тиіс:

2.7-сурет.

Дифракцияның негізгі заңдылықтары екі принцип арқылы түсіндірледі:

Френель осы екі принципті біріктірді. Ол Гюйгенс –Френель принципі деп аталады. Бұл принцип бойынша толқын бетінің фронтының алдыңғы жағындағы нүктедегі тербелісті табу үшін сол нүктедегі толқындық беттің барлық нүктелерінен келген тербелістерді тауып, одан кейін олардың фазалары мен амплитудаларын ескере отырып қосу керек.

Френель зоналары

3.1-сурет

айырмасы λ/2 – тең болатындай етіп аламыз. Сонда 1-ші сфераның радиусы b₁=b₀+λ/2,

2-кі b₂=b₁+λ/2, тағы сол сияқты- b_m=b_m-1+λ/2. Осы сфералар Φ толқындық бетті бірнеше зонаға бөледі. Оны Френель зоналары деп атайды (8.8-сурет)

М нүктесіне келген тербелістер амплитудасы кішірейе береді (A₁>A₂>A₃>…> Аm),. Мұндағы A₁ –орталық зонадан, A₂ A₃, A₄…-1,2, зоналардан келген толқындар қоздырған тербелістердің амплитудалары. М нүктесіне көршілес екі зонадан келетін тербелістердің фазалары қарама-қарсы болатындықтан, m зоналар әсерінен пайда болған қорытқы тербелістің А амплитудасы мынаған тең болады: А=А₁-А₂+А₃-А₄+…Аm. Егер m >> 1, A₁ >>A_m болған жағдайда :

Сөйтіп, өте көп зоналар немесе өте үлкен толқындық бет әсерінен пайда болған қорытқы тербелістің амплитудасы, орталық зонаның әсерінен пайда болған тербеліс амплитудасының жартысына тең. Барлық Френель зоналардың бетінің ауданы тең. Сыртқы Френель зонасының радиусы тең.

Сонымен, жарықтың бір текті ортада түзу сызықтың бойымен таралуы элементар толқындар интерференциясының нәтижесі болады.

Френель дифракциясы. Егер жарық дифракцияланатын бөгет жарық көзімен бақылау нүктесіне жақын болса, сондағы байқалатын жарық дифракциясы Френель дифракциясы деп аталады. Дифракцияның бұл түрі кейде тоғысатын сәулелер дифракциясы деп те аталады.

Жарықтың кішкене дөңгелек саңылаудан өткенде дифракциялануы. Жарқырауық S нүктеден таралған жарық жолына экран қояйық, оның кішкене дөңгелек саңлауы болсын (3.2-сурет). Саңлауға сиятын зоналар саны саңлаудың өлшемдеріне байланысты. Егер саңлаудың ауданына сыйған зоналар саны тақ және шақтаулы болса, онда B нүктесінің жарықталынуы максималь болады. Ал енді аумақтан жарық көзі мен бақылау нүктесіне дейінгі аралықтар тұрақты болған жағдайда аумақты жайлап үлкейтсе, онда одан өтетін зоналар саны

3.2-сурет

Егер дөңгелек Э m Френель зоналарды жапса, онда экранда тербелістің амплитудасы:

Сонымен B нүктесінде әрқашан интерференциялық максимум байқалады.

Параллель сәулелердің дифракциясы. ( Фраунгофер дифракциясы ) Егер бөгет жарық көзінен өте алыс болса, онда сол бөгетке түсетін жарық шоғы параллель болады, өйткені шексіз қашық толқындық бетті жазық бет деп санауға болады. Егер осындай жазық жарық толқыны дифракцияланғаннан соң жарық сәулелері бұрынғыша параллель болып таралса, сондағы байқалатын жарық дифракциясы Фраунгофер дифракциясы, немесе параллель сәулелер дифракциясы деп аталады.

Ені a=MN ұзын саңлауда болатын Фраунгофер дифракциясын қарастырайық.. MC және ND шоқтарының арасындағы жүру жолдарының оптикалық айырмашылығы:

∆= NF sin aφ. MN толқындық бетті Френель зоналарына бөлейік. Әр зонаның еніне ∆: λ/2 зона сәйкес келеді. Толқындық фронттың әр нүктесінің фазасы және амплитудасы біркелкі. Сондықтан көршілес Френель зоналарының тербеліс қарқындылығы нольге тең болады. Яғни:1) егер, Френель зоналарының саны тақ болса,онда: дифракциялық минимум шарты

2) егер, Френель зоналарының саны жұп болса, онда

Бір саңылаудан пайда болатын дифракцияны қарастырғанда ақ және қараңғы жолақтар бірінен кейін бірі орналасқанын

3.4-сурет

байқадық. Енді жарық сәулелерін бір саңылаудан ғана өткізбей, осындай бірнеше саңылаудан өткізсек , онда пайда болған ақ және қара жолақтардың ені бір саңылаудан өткен жолақтардың еніне қарағанда енсіздеу (аздау) және жарығырақ болатыны байқалған. Осы жолақтарды дифракциялық бейне деп атайды. Ондай бейнелерді алу үшін дифракциялық тор пайдаланылады. Дифракциялық тор деп параллель орналасқан ені бірдей саңылаулар жиынтығын айтамыз. Дифракциялық тор әдетте шыны пластинканың бетіне сызат жасау арқылы алынады. 1мм шыны пластинкаға 1200-ге дейін сызат салынады. Егер жарық өткізбейтін бөліктің енін b, ал өткізетін бөліктің енін a десек, онда d=a+b – тор периоды деп аталады. Тор периоды мен жарықтың толқын ұзындығының арасында мынадай байланыс бар: , мұндағы к=0, ±1, ±2...- спектр реті.

Дифракциялық тор күрделі жарықты спектрлерге жіктей алады. Сондықтан дифракциялық тор жарық құрамын зерттеу үшін пайдаланылатын құралдардың негізгі бөлігі болып саналады. Ол құралдарды торлы спектрлік құралдар немесе дифракциялық спектроскоп деп атайды.

Дифракциялық тордың ажырату қабілеті деп толқын ұзындықтарының айырмасы өте аз, екі сызықты спектрді ажыратып бақылау мүмкіншілігін айтады. Тордың ажырату қабілетін сан жағынан сипаттау ретінде мынадай шама қабылданған:

Бұл шаманы басқаша дифракциялық тордың ажырату күші деп атайды. Мұндағы λ- ажыратылатын сызықтық спектрлердің толқын ұзындықтарының орташа мәні; - олардың толқын ұзындықтарының айырымы, яғни бір бірінен ажыратуға болатын толқын ұзындығының мәні.

Теория жүзінде дифракциялық тордың ажырату қабілеті тор саңылауларының жалпы санына N пропорционал болатындығын дәлелдеп көрсетуге болады. Яғни:

A=kN мұндағы: k-спектрдің реттік саны. Сонымен тордың ажырату қабілеті оның саңылауларының жалпы саны мен спектрдің қайталану қатарын көрсететін реттік санның көбейтіндісіне тең шама болады.

Егер параллель рентген сәулелерінің шоғы атомдық жазықтыққа бұрышпен кристаллға түссе, және сәулелер кристалдың атомдық жазықтықтарының бір қатарынан шағылса, онда кристалдың көршілес атомдарының (немесе иондарының) қабаттарынан шағылған сәулелер арасында жүріс жол айырымы пайда болады. Мұндағы d – кристалдағы атомдар (немесе иондар) қабаттарының арасындағы ара қашықтық.

Дифракцияланатын сәулелер интенсивтігінің максимумы жүріс жол айырымы толқын ұзындығының бүтін санына тең болатын бұрышқа сәйкес келеді:

(к=0,1,2,3,) Бұл формула Вульф-Брэгг формуласы деп аталады.
Тақырып: ЖАРЫҚТЫҢ ПОЛЯРИЗАЦИЯСЫ

Денеден шығатын жарық толқындары сол денені құрайтын жекелеген атомдардың шығарып жатқан электромагниттік толқындарының қосындысынан тұрады. Осы электромагниттік толқындардың ішінен біреуін таңдап алып, оны екі перпендикуляр вектордың тербелісі деп қарастыруға болады. Оның біреуі электр өрісі кернеулігінің векторы Е, екіншісі магнит өрісі кернеулігінің векторы Н. Бұл екі вектордың тербеліс жазықтықтары сәуленің таралу бағытына перпендикуляр орналасады. Ал атомдар электромагниттік толқындарды біріне-бірі байланыссыз шығара береді. Сондықтан олардың тербеліс жазықтықтары әр түрлі бағытта болады, басқаша айтқанда жарық векторының тербеліс жазықтығы өз бағытын үнемі өзгертіп отырады. Осы электромагниттік тербелістер жарық көзінен шығып бізге қарай бағытталсын. Сонда әрбір атомнан шыққан электромагниттік толқындар а-суреттегідей бейнеленеді. Жарық векторы кеңістікте осылайша түрлі бағытта орналасса, ондай жарықты табиғи немесе поляризацияланбаған жарық деп атайды.

Белгілі бір жағдайда, мысалы, жарық кристалл арқылы өткенде табиғи жарық шоғының ішінен Е векторы тек бір ғана жазықтықта тербелетін сәулені бөліп алуға болады. Оны толық поляризацияланған жарық деп атайды. Бұл б – суретте көрсетілген. Е векторы тербелетін жазықтыққа параллель жазықтықты поляризация жазықтығы деп атайды. Егер табиғи жарықтың жолына кристалл қойсақ, онда бұл кристалдан тек поляризация жазықтығында жататын жарық векторлары ғана өтеді. Бұл кристалды поляризатор деп атайды. в – суретте көрсетілген. Оны в – суреттегідей штрихталған пластинка түрінде бейнелейік. Поляризатордан өткен жарықтың поляризацияланғанын тексеру үшін оның жолына тағы да кристалл қоямыз. Ол анализатор деп аталады. Егер анализатор мен поляризатордың өткізу жазықтықтары (оптикалық осі) біріне – бірі параллель болса, онда поляризацияланған жарық анализатордан өз интенсивтігін кемітпей өтеді. Ол г – суретте көрсетілген. Ал анализатор мен поляризатордың өткізу жазықтықтары біріне-бірі перпендикуляр болса, онда поляризацияланған жарық анализатордан өтпейді. Бұл д-суретте көрсетілген. Егер анализатор мен поляризатордың оптикалық осьтері (өткізу жазықтықтары) біріне – бірі бұрыш жасап орналасқан болса, онда анализатордан өткен поляризацияланған жарықтың интенсивтігі Малюс заңымен анықталады.

мұндағы I₀ – анализаторға түскен поляризацияланған жарықтың интенсивтігі, I – анализатордан өткен жарықтың интенсивтігі.

Денеден шығатын жарық толқындары сол денені құрайтын жекелеген атомдардың шығарып жатқан электромагниттік толқындарының қосындысынан тұрады. Осы электромагниттік толқындардың ішінен біреуін таңдап алып, оны екі перпендикуляр вектордың тербелісі деп қарастыруға болады. Оның біреуі электр өрісі кернеулігінің векторы Е, екіншісі магнит өрісі кернеулігінің векторы Н. Бұл екі вектордың тербеліс жазықтықтары сәуленің таралу бағытына перпендикуляр орналасады. Ал атомдар электромагниттік толқындарды біріне-бірі байланыссыз шығара береді. Сондықтан олардың тербеліс жазықтықтары әр түрлі бағытта болады, басқаша айтқанда жарық векторының тербеліс жазықтығы өз бағытын үнемі өзгертіп отырады. Осы электромагниттік тербелістер жарық көзінен шығып бізге қарай бағытталсын. Сонда әрбір атомнан шыққан электромагниттік толқындар а-суреттегідей бейнеленеді.

Жарық векторы кеңістікте осылайша түрлі бағытта орналасса, ондай жарықты табиғи немесе поляризацияланбаған жарық деп атайды (5.1а-сурет).

Белгілі бір жағдайда, мысалы, жарық кристалл арқылы өткенде табиғи жарық шоғының ішінен Е векторы тек бір ғана жазықтықта тербелетін сәулені бөліп алуға болады. Оны толық поляризацияланған жарық деп атайды. Бұл (5.1 б– суретте көрсетілген. Е векторы тербелетін жазықтыққа параллель жазықтықты поляризация жазықтығы деп атайды. Егер табиғи жарықтың жолына кристалл қойсақ, онда бұл кристалдан тек поляризация жазықтығында жататын жарық векторлары ғана өтеді. Бұл кристалды поляризатор деп атайды. Поляризатордан өткен жарықтың поляризацияланғанын тексеру үшін оның жолына тағы да кристалл қоямыз. Ол анализатор деп аталады. Егер анализатор мен поляризатордың өткізу жазықтықтары (оптикалық осі) біріне – бірі параллель болса, онда поляризацияланған жарық

анализатордан өз интенсивтігін кемітпей өтеді. Ал анализатор мен поляризатордың

5.1-сурет. өткізу жазықтықтары біріне-бірі перпендикуляр болса, онда поляризацияланған жарық анализатордан өтпейді. Бұл д-суретте көрсетілген. Егер анализатор мен поляризатордың оптикалық осьтері (өткізу жазықтықтары) біріне – бірі бұрыш жасап орналасқан болса, онда анализатордан өткен поляризацияланған жарықтың интенсивтігі Малюс заңымен анықталады.

Жарық диэлектриктен шағылғанда және сынғанда поляризацияланады. Ол үшін мынадай шарт керек: сәуленің түсу бұрышының тангенсінің шекарасынан шағылатын ортаның салыстырмалы сыну көрсеткішіне тең болуы (сонда шағылған жарық толық поляризацияланады) (Брюстер заңы)

tg i = n₂₁ мұндағы i – Брюстер бұрышы деп аталады.

5.2-сурет.

Жарық Брюстер бұрышымен түскенде шағылған және сынған сәулелер тік бұрыш түзеді.

Табиғи жарық сәулесі исландия шпатына түскенде сәуле қосарлана сынады. Сәуле екіге бөлінеді. Олардың бірі үйреншікті сәуле, екіншісі үйреншікті емес сәуле деп аталады. Үйреншікті сәуле кристалға енгенде және одан шыққанда сыну заңына бағынады. Ол үшін исландия шпатындағы сыну көрсеткіші n₄=1,659

Үйреншікті емес сәуле үшін сыну көрсеткіші тұрақты емес, ол сәуленің бағытына байланысты.

Үйреншікті және үйреншікті емес сәулелерді бірөбірінен бөлу үшін Пиколь призмасы немесе жай ғана «николь» пайдаланылады.

Николь призмасы әуелі кесілген, сосын «канадтық бальзаммен» желімденген исландия шпаты кристалының екі бөлігінен тұрады.

Табиғи жарық Николь призмасына енгенде үйреншікті және үйреншікті емес екі сәулеге бөлінеді. Біріншісі канадтық бальзам қабатында толық іштей шағылады. Өйткені оның сыну көрсеткіші (1,659) канадтық бальзамның сыну көрсеткішінен үлкен (1,549), ал сәуленің шекараға түсу бұрышы кесу арқылы шекті бұрыштан үлкен етіліп алынған.

Үйреншікті емес сәуле канадтық бальзам арқылы толық іштей шағылуға ұшырамай өтеді. Өйткені ол үшін таралудың берілген бағытында сыну көрсеткіші (1,515) канадтық бальзамның сыну көрсеткішінен аз болады.

Қосарлана сыну турмалин кристалдарында да байқалады. Бірақ үйреншікті сәуле үшін жұтылу көп болғандықтан қалыңдығы 1мм турмалин пластинкаларынан (поляроидтарынан) іс жүзінде тек жазық поляризацияланған үйреншікті емес сәуле ғана шығады. Поляроид герапатиттің дихроидтық затының (иод ө ханин күкірт қышқылының) қабыршығы болып табылады. Қалыңдығы шамамен 0,1мм герапатит кристалигі іс жүзінде табиғи жарықты толық поляризациялайды. Поляроидтың целлулоидтың табанына герапатиттің бағдарланған ұсақ кристалдарының жиынтығы енгізіледі.

1875ж. И.Керр электр өрісінің әсерінен сұйық диэлектриктерде анизотропияның пайда болатындығын байқаған.

Сұйығы бар конденсатор айқасқан екі никольдың арасына орналастырылады. Николдардың бас жазықтықтары Е кернеулігінің бағытымен 45-қа тең бұрыш жасайды. Өріс жоқ та жүйе жарық өткізбейді. Өріс болған жағдайда Керр конденсаторынан шыққан жарық эллипстік поляризацияланады.

Толқын ұзындығы монхромат жарық үшін үйреншікті және үйреншікті емес сәулелердің сыну көрсеткіштерінің айырымы (n_ү-n_e) E²-қа пропорционалболады. ( Керр эффектсі): (n_ү-n_e)=кЕ²

Сондықтан сәулелердің жолда алған жүрістерінің толқын ұзындықта өрнектелген айырымы мынадай болады: мұндағы В=к/- Керр тұрақтысы.

Заттың жарық сындыру көрсеткішінің n жарық толқыны

ұзындығына λ тәуелділігі жарық дисперциясы деп аталады, яғни n= φ(λ). Мұндағы n заттың сыну көрсеткіші, ал λ жарықтың толқын ұзындығы.



Дисперсия тек қана монохроматты емес жарықта байқалады.

6.1-сурет.

Жарық мөлдір призмадан өткенде жеті түрлі түске жіктеледі (9.1-сурет). α₁ бұрышпен монохроматты сәуле сыну көрсеткіші сындыру бұрышы A призмаға түседі (9.2-сурет). Екі дүркін сынғаннан соң призманың оң және сол қырларында сәуле φ бұрышқа ауытқиды.

6.2-сурет Егер A және α₁ бұрыштары аз болса, онда және . Себебі: , то одан . Сондықтан призмадан сәулелердің ауытқу бұрышы

неғұрлым көп болса, призманың сындыру бұрышы солғұрлым көп болады. Мына шама заттың дисперсиясы деп аталады. Барлық мөлдір заттар үшін заттың сыну көрсеткіші толқын 6.3-сурет ұзындығының өсуіне байланысты азаяды: (6.3суретке қараңыз). Егер жарықтың толқын ұзындықтары көбейгенде (тербеліс жиілігі азайғанда) сыну көрсеткіші кемитін болса, ондай дисперсияны қалыпты дисперсия деп атайды. Ал жарықтың толқын ұзындығы кемігенде (тербеліс жиілігі артқанда) сыну көрсеткішінің кемуі аномаль дисперсия деп аталады.

Ақ жарық мөлдір призмадан өткенде жеті түрлі түске жіктеледі. Бұл құбылысты спектр деп атаймыз. Әр түрлі жарық көздерінің спектрлерін зерттегенде, спектрдің бірнеше түрлері болатындығы тағайындалды. Қызған қатты денелер мен сұйықтар шығаратын жарықтардың спектрлері тұтас спектр болады. Мысалы, электр шамының қыл сымы қызғанда шығаратын жарығының спектрі тұтас болады.

Сиретілген газдар мен булар сызықтық спектрлер шығарады. Мысалы, инертті газдардың, сутегі, оттегі атомдарының, сондай-ақ металл буларының шығаратын жарығының спектрлері сызықтық болады.

Жарқырайтын дененің шығаратын спектрлері шығару спектрлері деп аталады. Кез келген жарық көзі шығарып тұрған жарық ағынын мөлдір зат арқылы өткізсек, онда ағын энергиясының бір бөлігін зат жұтып алады. Заттар толқын ұзындықтары әр түрлі жарық сәулелерін бірдей жұта бермейді. Қызған кезінде зат қандай толқын ұзындықтағы сәуле шығаратын болса, ол сондай толқын ұзындықтағы сәулені жақсы жұтады. Демек, атомдардың жұтылу сызықтары олардың сәуле шығару сызықтарына сәйкес келеді. Бұл Кирхгоф заңы делінеді.

Заттың құрамын оның сәуле шығару спектрі бойынша анықтау спектрлік анализ деп аталады.

Спектрлік анализ металлургияда, биологияда, химияда, физикада тағы басқа салаларда қолданылады.

Жарық толқыны энергиясының заттың ішкі энергиясының басқа түріне айналып кетуін жарықтың жұтылуы деп атайды. Біртекті ортаға сәулелерін параллель түсіріп тұрған монохромат жарықтың жұтылуын П. Бугер мен И. Ламберт анықтап берді: Өте кішкене бірдей қалыңдықтағы (d) жарықтың азаюы (dI) осы қашықтыққа және жарықтың күшіне (I) тура пропорционал болады;

Біз жарықтың жұтылуын қарастырғанда жарық таралатын орта оптикалық біртекті деп алғанбыз. Ал шын мәнінде жарық таралатын орта қанша таза болғанымен оптикалық біртекті ортаға жатпайды. Мысалы, сұйық ішінде газ ерітінділері, ұсақ қатты денелер жүруі мүмкін. Олай болса, ол оптикалық біртекті ортаға жатпайды. Оны бұлдыр орта деп атайды. Жарық толқыны бұлдыр ортада таралғанда оның ішінде жүрген бөгде бөлшектер жарықтын, таралу бағытын өзгертеді. Оны жарықтың шашырауы деп атайды. Жарық бұлдыр ортада таралғанда бның, интенсивтігі кемиді. Шашыраған жарық интенсивтігі (I) төрт дәрежелі жарық тербелісі жиілігіне тура (), ал төрт дәрежелі толқын ұзындығына кері пропорционал болады.

I^4.

Бұл заңдылықты алғаш рет 1871 жылы Рэлей тағайындады. Сондықтан Рэлей заңы деп аталады. Егер оптикалық ортадағы бөлшектің мөлшері r жарықтың толқын ұзындығына тең немесе одан кіші болса (r), онда жарықтың шашырауы байқалады. Мұны Рэлейше шашырау деп атайды. Шындығына келгенде жарықтың бұлдыр ортадан шашырауын алғаш реттеген ағылшын физигі Тиндаль болатын. Сондықтан жарықтың шашырауы кейде Тиндаль эффекті деп те аталады. Жарық толқыны неғұрлым қысқа болса, соғұрлым ол көбірек шашырайды.

Құрамында ешқандай бөгде заттар болмаса, біртекті ортада да жарықтың шашырауы байқалады. Бұл кездегі шашырау ортаның температурасына байланысты. Сұйықтың немесе газдың температурасы өзгергенде, оның молекулаларының қозғалыс жылдамдығының өзгеретіні мәлім. Олай болса, біртекті оптикалық ортаның тығыздығы барлық жерінде бірдей болмайды. Тығыздықтың өзгеруі салдарынан ортаның жарық сыну көрсеткіші бір нүктеден екінші нүктеге көшкенде өзгеріп отырады. Ендеше, молекулалар мен атомдардың жылулық қозғалысы нәтижесінде орта оптикалық біртекті болмайды.

Міне, осы кездегі шашырауды жарықтың молекулалық шашырауы деп атайды. Біз қысқа жарық толқындарының ұзын жарық толқындарына қарағанда көбірек шашырайтынын айттық. Ендеше шашыраған табиғи жарық құрамында көгілдір, көк және күлгін түсті сәулелер басым келеді. Сондықтан атмосферада шашыраған күн сәулесінің түсі бізге көкшіл болып көрінеді. Ашық күндері аспанның көгілдір болып көрінуі күн сәулесінің жолындағы ұсақ бөлшектердің шағылысуынан деп түсіндіруге болады. Ақ жарықтың қысқа толқынды (көк, көкшіл, күлгін) сәулелері жолында кездескен кедергіге соқтығысып шашырап кетеді де, атмосфера қабатына ұзын толқынды (қызыл, қызғылт, сары) сәулелер өтеді. Сондықтан күннің қызарып шығуы мен батуы түрлі-түсті сәулелердің (қызылдан күлгінге дейінгі) атмосферадан өткенде түрліше шашыраумен түсіндіріледі.

Электромагниттік сәулелердің шығару және жұту процестері мына шамалармен сипатталады:

1)дененің сәуле шығарғыштық қабілеті (Е) деп бірлік ауданнан бірлік уақыт ішінде шығарылатын сәулелік энергия мөлшерін айтамыз, ол Дж/(с* м²) өлшенеді;

2)дененің сәуле жұтқыштық (А) қабілеті деп дененің жұтқан энергиясының оған берілген энергиясына қатынасын айтамыз. Егер дене өзіне түскен кез келген температурадағы және кез келген ұзындықтағы жарықты түгел жұтатын болса, ондай денені абсолют қара дене деп атайды. Абсолют қара дене үшін А = 1 болады.

Дененің сәуле шығарғыштық немесе сәуле жұтқыштық қабілеттері спектрдің бір алқабына (белгілі толқын ұзындығы мәніне) қатысты алынғанда да Кирхгофтың жоғарғы заңы орындалады. Сонда Кирхгоф заңы былай айтылады: бірдей температурадағы және белгілі толқын ұзындығындағы () дененің сәуле шығарғыштық қабілетінің сәуле жұтқыштық қабілетіне қатынасы денелердің табиғатына байланысты болмайды және ол қатынас сол температурадағы және сол ұзындықтағы абсолют қара дененің сәуле шығарғыштық қабілетіне тең болады, яғни:

Табиғатта абсолютті қара дене болмайды. Дегенмен қасиеттері абсолютті қара денеге өте ұқсас қондырғылар жасауға болады. Мұндай қондырғыны кішкене ғана тесігі бар тұйық қуыс деп қарастырсақ, онда осы қуысқа кірген сәуле тесіктен қайта шығу үшін қуыстың ішінде көптеген шағылыстарға ұшырайды. Әрбір шағылыс кезінде сәуле энергиясының бөлігі жұтылып отырады, сондықтан іс жүзінде кез келген жиілігі бар сәуле осындай қуыспен толық жұтылады. Кирхгоф заңы бойынша осындай қондырғының сәуле шығару қабілеттілігі жиілік функциясына жақын, Т – қуыс қабырғасының температурасы.

Абсолют қара дене спектріндегі энергияның жіктелуі өткен ғасырда зерттелген болатын. Соның нәтижесінде абсолют қара дененің екі заңы ашылды:

Стефан-Больцман заңы. Абсолют қара дененің толық (барлық спектр ойынша) сәуле шығару қабілеті онын, абсолют температурасының төртінші дәрежесіне тура пропорционал: яғни:

= ;
Мұндағы = 5,7*10 ⁸ ВТ/(см²*К⁴) - Стефан-Больцман тұрақтысы.

Вин заңы. Абсолют қара дененің максимум энергиясына сәйкес келетін толқын ұзындығы, оның абсолют температурасына кері пропорционал болады:

;

Мұндағы b = 2898 мкм*К.

Абсолют қара дененін, спектрлік сәулелену қабілетінің толқын ұзындығы мен температураға тәуелділігі былай өрнектеледі:

()а.қ.д.=f(),бұл Кирхгоф функциясы деп аталады.

Бұл функцияның шешімін табуға көптеген физиктер ат салысты, оны Рэлей мен Джинс тапқан:

Сондықтан бұл Рэлей - Джинс заңы деп аталады. Ұзын толқындар үшін, Рэлей - Джинс формуласы эксперимент қорытындысымен үйлесіп кетеді де, қысқа толқындар кезінде экспериментпен Рэлей - Джинс формуласы дәл келмейді. Ультракүлгін сәулелер үшін бұл заң ешқандай физикалық мәнге ие болмайды. Бұ «ультракүлгіндік апат» деп аталады. Сонымен классикалық физика заңдары маңызды эксперимент фактілерін теориялық тұрғыдан дәлелдеп бере алмады, бұл дағдарыстан шығудың жолын 1900 жылы М. Планк тапты. Ол жарық дискретті, бөлек-бөлек порциялармен шығарылады және жұтылады деп есептеді. Жарық кванттан (фотоннан) тұрады дегенді ұсынды. Фотонның энергиясы, массасы және импульсы болады.

Фотонның энергиясы жарық жиілігімен не толқын ұзындығымен анықталады: =;

Мұндағы - Планк тұрақтысы.

Фотонның массасы

Тыныш тұрған фотонның массасы жоқ қозғалыстағы фотонда ғана масса бар. Себебі фотон қозғалысын тоқтатқанда ол жоқ болып кетеді, оны (фотонды) атом немесе молекула жұтып қояды. Ал оның энергиясы энергияның басқа түріне айналады. Фотонның заряды жоқ. Оның жылдамдығы вакуумдағы жарық жылдамдығына тең. Фотонның импульсы:

Жарықтың фотоннан (кванттан) құралатындығын басшылыққа ала отырып Планк абсолют қара дененің сәулелену қабілетін сипаттайтын формула тапты:

Мұндағы с — жарықтың вакуумдағы жылдамдығы, k - Больцман тұрақтысы. Бұл формуланы кез келген ұзындықтағы жарық толқынына қолдануға, сондай-ақ одан Стефан-Больцман, Вин заңдарын да шығарып алуға болады. Аталған заңдардың қолданылатын жері өте көп. Мысалы, аспан денелерінің (жұлдыздардың) шығарып тұрған толқын ұзындығын білсек, онда Вин заңы бойынша оның температурасын таба аламыз. Мысалы, Күннің жарығынан толқын ұзындығы = 0,48 мкм десек, онда оның температурасының Т = 5800К екенін Вин заңын пайдаланып табуға болады. Абсолют қара денелердің температурасы Стефан-Больцман заңымен табылады. Онда дененің шығарып тұрған энергиясы радиациялық пирометр деген құрылғымен өлшенеді. Кирхгоф заңымен заттардың құрамын тексеруге болады. Осы заңның негізінде спектрлік анализ әдісі қолданылады.
Тақырып: Люминесценция

Люминесценция деп молекулалардың, атомдардың, иондардың және де басқа күрделі комплекстердің қозған күйден бейтарап күйге өтер кездегі жарық шығаруын айтады. Денелердің жарқырауы, яғни денелердің электромагниттік толқындар шығаруы әртүрлі энергия түрлері арқылы орындалуы мүмкін. Егер электромагниттік толқындар тек қана ішкі энергия а рқылы шығарылатын болса, оны жылулық сәуле шығару деп атайды. Жарқыраудың қалған түрлерінің барлығы ішкі энергиядан басқа кез келген энергия түрлерімен қоздырылса, оларды люминесценция дейді.

Атомдардың және молекулалардың жылулық қозғалысы нәтижесінде денелердің жарық шығаруыи люминесценциямен шатыстыруға болмайды. Жарықтың шағылуы, шашырауы, Вавилов-Черенков эффектісі және денелердің басқа да жарық шығаруы люминесценцияға жатпайды. Солтүстік жарқыл, кейбір жәндіктердің, минералдардың, шіріген ағаштардың жарқырауы табиғатта кездесетін люминесценция құбылысына жатады.

Люминесценцияның негізгі заңдарын ашуда С. И. Вавилов бастаған ғалымдардың еңбегі аса зор.

Люминесценцияны қоздырудың әдістеріне байланысты олардың бірнеше түрі бар:

1. 
   Фотолюминесценция. Люминесценцияның бұл түрі көзге көрінетін және ультракүлгін сәулелерінің әсерінен пайда болады. Фотолюминесценцияға мысал ретінде кейбір люминофорлармен боялған сағат циферблатының жарқырауын келтірсекте жетеді.
   

3. 
   Катодлюминесценция электрондық сәулемен шығарылады. Оны телевизордың, осциллографтың және т. б. электрон сәулелік құралдардың экранынан бақылауға мүмкіндік бар.
   
4. 
   Электролюминесценция электр өрісінің көмегімен шығарылады. Оны газ разрядты түтіктерде байқауға болады.
   
5. 
   Хемилюминесценция заттардағы химиялық процестердің
   нәтижесінде пайда болатын құбылыс. Оған мысалға ақ фосфордың, шіріген ағаштың және кейбір жәндіктердің, өзен жануарларының жарқырауын келтірсек те жеткілікті.
   
6. 
   Сонолюминесценция құбылысы кейбір сұйықтардың ерітінділерінен ультрадыбыс толқындары өткенде пайда болады.
   

Люминесценцияны классификациялаудың ең дұрыс жолын ұсынған Вавилов. Ол люминесценцияны: резонанстық, спонтанды (өздігінен),

Кейбір молекулалар ұзақ жарқырайды. Бұл электрондардың метастабильді деңгейге келіп түсуінен пайда болатын құбылыс. Метастабильді деңгейлер қозған күй деңгейлерінен төмендеу орналасады. Метастабильді деңгейлер үстіңгі жақтардан толтырылып отырады. Бұл жағдайда көптеген молекулалар әдетегі қозған күйден метастабильді деңгейге келіп орналасады. Бұл кезде ол молекулалар өзінің энергиясының біразынан айырылып қалады.

Молекулалар метастабильді күйде 10^-4 секундтен бүтін секундке дейін тұра алады. Осы уақыт ішінде молекулалардың өте жай жарқырауы байқалады.

Рекомбинациялық люминесценция қоздырушы энергияның әсерінен бөлініп кеткен бөлшектердің өзара бірігуі (рекомбинация) нәтижесінде пайда болатын құбылыс. Газдарда радикалдардың немесе иондардың бірігуі нәтижесінде қозған молекулалар пайда болады. Осы қозған молекулалар негізгі күйге өткенде люминесценция туындайды. Рекомбинациялық люминесценция кристаллофосфорларда және шала өткізгіштерде (германий, кремний) байқалады.

Люминесценция поляризация күйімен және спектрмен сипатталады. Люминесценция спектрі және оған әсер ететін факторлар спектроскопия бөлімінде зерттеледі. Көбінесе люминесценцияның интенсивтілігінің орнына шығарылған энергияның қоздырушы (жұтылған) энергияға қатынасы алынады. Бұл шаманы люминесценция шығымы деп атайды. Стационар, яғни тұрақты жағдайда люминесценция шығымы шығарылатын және жұтылатын қуаттардың қатынасымен анықталады. Фотолюминесценцияның кезінде квант деп аталатын ұғым енгізіледі де, шығым спектрі қарастырылады. Басқаша айтқанда, шығымның қоздырғыш жарықтың жиілігіне байланыстылығы қарастырылады. Вавилов заңы мен Стокс ережесін қараңыз. Сондай-ақ люминесценция поляризациясы поляризациялық диаграммалармен сипатталады (поляризациялық люминесценцияны қараңыз).

Люминесценция кинетикасы, яғни жарқыраудың уақытқа байланыстылығы, шығарудың интенсивтігінің қоздыру интенсивтігіне байланыстылығы және люминесценцияның басқа факторларға (мысалы температураға) байланыстылығы люминесценцияның маңызды сипаттамалары болып саналады. Қозу тығыздығы аз және қозған атомдардың саны аз болған кезде резонанстық люминесценцияның өшу кинетикасы экспоненциалдық сипатта болады:



- қозған күйдің орташа өмір сүру ұзақтығын көрсететін уақыт;

— жарқырау ұзақтығы. Қозу тығыздығы артқан сайын өшудің экспоненциалдық заңы дәл орындала бермейді. Резонанстық люминесценцияның квант шығымы 1-ге жақын болады. Спонтандық люминесценцияның өшу кинетикасы экспоненциалды заңмен сипатталса, рекомбинациялық люминесценцияның кинетикасы өте күрделі болып келеді. Ол рекомбинациясы ықтималдығына, молекулалардың электрондарды қамтуына не оларды босатуына және температураға байланысты болады. Бұл кезде өшу заңы екінші дәрежелі гипербола заңымен анықталады:


Мұндағы Р - тұрақты сан. Өшудің мұндай заңы өте сирек, ал гиперболалық заңы жиірек кездеседі. Ол Беккерель формуласымен сипатталады:
,
Люминесценцияның өшу уақытының 10^{- 8} секундтан бірнеше сағатқа дейін созылуы мүмкін. Егер сөндіру процесі жүріп жатса, онда люминесценция шығымы және өшу уақыты қысқарады. Сонымен люминесценция шығымы люминесценцияны сөндіру дәрежесіне байланысты. Сондай-ақ люминесценцияны қандай бір болмасын заттың өзіндік қасиеті деп қарастыруға болмайды.

Люминесценцияның спектрін, кинетикасын және поляризациясын зерттеу заттардың энергетикалық күйінің спектрін, молекулалардың кеңістік құрылымын, энергия миграциясын зерттеп білуге үлкен мүмкіндік туғызады.

Люминесценцияны зерттеу үшін оның жарқырауын тіркейтін спектрофотометрлер деп аталатын приборлар қолданылады. Өшу уақытын тіркеу үшін тауметр, флуорометр деген приборлар пайдаланылады. Люминесценттік әдіс қатты денелер физикасында кеңінен қолданылады. Кейбір биологиялық объектілердің люминесценциясын зерттеудің нәтижесінде клеткаларда болып жатқан процестерді зерттеп білуге мүмкіндік туды. Люминесценциялық жарықтың және люминесценция шығымының әжептәуір болуы жарықтың люминесценттік көздерін жасауға мүмкіндік берді (люминесценттік шам). Ядролық физикада радиолюминесценция кеңінен пайдаланылады (люминесценттік камера, сцентилляциялық счетчиктер). Люминесценттік бояулармен жол бойына қойылатын белгілерді, маталарды бояйды (люминофорлар). Люминесценция дефектоскопияда кеңінен қолданылады.

Көптеген ауыл шаруашылығы өнімдерінің сапасы химиялық әдіспен тексеріледі. Бұл әдіс өте күрделі және өте қымбат құралығы мен реактивтерді қажет етеді. Сонымен қатар бұл әдіспен өнімнің сапасын анықтағанда өте көп уақыт кетеді. Сондықтан да ауыл шаруашылығы өнімдерінің сапасын тексеру үшін люминесценттік әдіс пайдаланылады.

Люминесценттік талдау деп заттарға ультракүлгін рентген гамма сәулелерімен және электрондар ағынымен әсер еткенде олардан оптикалық сәулеленудің (люминесценттік жарқырау) пайда болуын айтады. Бұл әдіспен кез келген заттың сапасын бүлдірмей, оны өте тез анықтауға болады. Люминесценттік жарқыраудың спектрлік құрамы оны шығаратын толқын ұзындығына емес, тексеріліп отырған заттың құрамына, оның молекуласының құрамы мен күйіне тығыз байланысты. Сөйтіп люминесценцияның интенсивтігі мен спектрлік құрамына қарап ауыл шаруашылығы өнімдерінің сапасы мен сортын анықтауға болады. Люминесценттік талдау субъективті және объективті болып екіге бөлінеді. Ультракүлгін сәуле түсіргеннен кейін зат люминесценттік жарқырайды. Осы жарқырауды адам көзімен көріп бағалайтын болса, онда оны субъективті деп, ал құрылғы (мысалы фотоэлемент) арқылы бақыланса, онда - объективті деп атайды.

Люминесценцияның спектрограммаларын түсіріп алу үшін әр түрлі спектрофотометрлермен спектрографтар пайдаланылады. Бұл объективті әдіс дәл болғанымен қымбатқа түседі. Сондықтан да субъективті әдіс көбірек пайдаланылады. Мысалы, сүттің сапасын субъективті люминесценттік әдіспен тексердік делік. Егер сүт жаңа сауылған болса сары жасыл түс, сүт бұзылған болса ол көк түспен жарқырайды. Сиыр еті жас болса ол қызыл-күлгін, бұзылған ет көгілдір-жасыл түске енеді. Бұзылмаған тауық жұмыртқасы ашық бүлдірген түске енсе, бұзылған жұмыртқа көк-күлгін түс береді.
Жылулық сәуле шығару тепе-теңдік процеске, ал қалған сәуле шығарудың түрлері тепе-теңдік емес процестерге жатады. Тепе-теңдік күйлер мен процестерге термодинамика заңдарын қолдануға болады.

Кирхгоф заңы. Дененің энергетикалық жарқырауы R, дененің сәуле шығару қабілеттілігімен rкелесі қатынаспен байланысқан:

R (11.1)

Айталық, dФ-аудан элементіне түскен сәулелік энергия ағыны болсын, ал dФдененің ағынды жұтқан бөлігі болсын. Онда өлшемсіз шама

(11.2)

дененің жұту қабілеттілігі деп аталады. Абсолютті қара дене үшін , егер болса, онда дене сұр болады. Кирхгоф заңы былай оқылады: дененің сәуле шығару қабілеттілігінің оның жұту қабілеттілігіне қатынасы дененің табиғатына байланысты емес, ол барлық денелер үшін бірдей жиіліктің (толқын ұзындығының) және температураның функциясы болып табылады:

немесе (11.4)

f(- функциясын (универсалдық функция) абсолютті қара дененің сәуле шығару қабілеттілігі деп атауға болады.

Тепе-теңдік жылулық сәуле шығарудың спектрлік құрамының сыйпаттамасын теория жүзінде қарастырғанда жиілік функциясын қолдануға ыңғайлы, ал тәжірибелік зерттеулерде толқын ұзындығының функциясын қарастырған жөн. Екі функция бір-бірімен келесі формуламен байланысты:

Тепе-теңдік күйде шығару сәулесінің энергиясы қуыстың көлемі бойынша белгілі энергия тығыздығымен u = u(T) үлестіріледі. Бұл энергияның спектрлік үлестірілуін u (-функциясымен сыйпаттауға болады, ол шартымен анықталады, мұндағы -жиілік интервалына келетін энергия тығыздығының бөлігі. Энергияның толық тығыздығы u (T) энергияның спектрлік үлестірілуімен u ( келесі формуламен өрнектеледі

u(T) = (7.6)

Универсалды функция тығыздықтың спектрлік үлестірілуімен байланысты

f( (7.7)

Стефан-Больцман заңы абсолютті қара дененің энергетикалық жарқырауын оның абсолюттік температурасымен байланыстырады:

R = . (7.8)

мұнда -Стефан-Больцман тұрақтысы.

Виннің ығысу заңы абсолюттік температураны - функциясының максимумына сәйкес келетін толқын ұзындығымен байланыстырады: T.

b- тұрақты шама, тәжірибемен анықталған сандық мәні:

b = 2,90 10 м .К.

Рэлей-Джинс формуласы:

u(. (7.9)

f(. (7.10)

Бұл формулалар тәжірибе нәтижелеріне толқын ұзындықтары үлкен облыста 7.2-сурет) ғана қанағаттандырарлық түрде сәйкес келеді де, ал қысқа толқындық облыстарда тіпті сәйкес келмейді (7.2-сур). (12.2) формуланы (11.6) өрнекке қойғанда, тепе-теңдік энергия тығыздығы u (T) үшін шексіз үлкен мән алынатыны көрініп тұр. Ультракүлгін күйреу деп аталған бұл нәтиже, жасалған тәжірибелерге қайшы келеді. Сәуле шығару мен сәуле шығаратын дене арасындағы тепе-теңдік u (T) функциясының шекті мәнінде ғана орындалады.

Жиілігі болған сәуле шығару энергиясының орташа мәні келесі түрде өрнектелетінін көрсетуге болады:

онда f( (12.6)

(12.6) – Планк формуласы деп аталады, ол тепе-теңдік сәуле шығаруды дәл суреттейді.