Дәріс №3 Жарықтың дифракциясы
Дифракциялық тордағы Фраунгофер дифракциясы
жүктеу/скачать 208,55 Kb.
|
Дифракциялық тордағы Фраунгофер дифракциясыДифракциялық тордағы дифракциялық бейне толқындардың өзара интерференциялануы нәтижесінде пайда болады. Сондықтан дифракциялық тор көп сәулелі интерференцияны алуға мүмкіндік береді. Дифракциялық тордағы дифракцияны қарастырайық. 7- суретте MN және CD саңылаулары ғана кескінделген. Саңылау ені а, ал олардың арасындағы аралық b, ендеше d=a+b шамасы дифракциялық тордың периоды деп аталады. Жазық монохромат жарық шоғы дифракциялық торға нормаль түссін. Саңылаулар бір-бірінен бірдей ара қашықтықта орналасқандықтан, екі көршілес саңылаулардан шыққан жарық шоқтарының оптикалық жолдар айырмасы да бірдей (бақыланатын бұрыш бойынша) (11) 7-сурет
(12) Максимум шарты (13) Сонымен екі саңылауға арналған толық дифракциялық бейне мына шарттарды қанағаттандырады: - бас минимумдар - қосымша минимумдар бас максимумдар Яғни екі бас максимум ортасында бір қосымша минимум орналасады. Осы сияқты үш саңылау болғанда екі максимум арасында екі қосымша минимум және с.с. Егер дифракциялық тор N саңылаудан тұрса, онда (12) мен (13) бас минимум мен максимум, ал қосымша минимумдар шарты: (14) Мұндағы т' барлық бүтін сандарды қабылдайды, тек 0, N, 2N, .... яғни (14) теңдеу (13) теңдеуге ауысатын мәндерден басқа. Бас максимумдар саны , яғни тор периодының толқын ұзындығына қатынасымен анықталады. 8-суретте 8 саңылаудан байқалатын дифракциялық бейне берілген. 8-сурет Бас максимумдар орны толқын ұзындығына байланысты. Дифракциялық тордың осы қасиеті жарықтың спектрлік құрамын зерттеу үшін пайдаланылады, яғни дифракциялық тор спектрлік құрал ретінде қолданылады. Кеңістіктік дифракциялық тор ретінде кристал денелерді алуға болады, олардағы атомдар, молекулалар, иондар үш бағытта қайталанып орналасады. Жарық дифракциясы оптикалық біртекті емес орталарда да (бұлт, түтін, тұман) байқалады. Жарық осындай орталардан өткенде ретсіз орналасқан микробіртектілік еместіктен барлық бағытта біртекті таралады да, ешқандай да дифракциялық бейне болмайды, жарық шашырайды. Жіңішке күн сәулесі тозаңдалған ауадан өткенде оларда шашырайды да олар бізге көрінеді. Жарықтың шашырауы таза орталарда да байқалады (әлсіз). Мандеьштам жарықтың шашырауын олардың оптикалық біртекті ортада таралғанда сыну көрсеткішінің нүктеден нүктеге өткенде өзгеріп отыратынан деп түсіндірді. Ал Смолуховский жарықтың шашырауы орта молекулаларының хаосты қозғалысы салдарынан пайда болатын тығыздық флуктуациясынан деп көрсетті. Жарықтың таза орталарда шашырауы тығыздық, анизотроптылық және концентрация флуктуациясынан, оны молекулалық шашырау деп атайды. Молекулалық шашырау арқылы аспанның көгілдір болып тұруы түсіндіріледі. Рэлей заңына сәйкес жарықтың шашырау қарқындылығы екендігі белгілі, ендеше көгілдір және көк сәулелер сары және қызылға қарағанда көбірек шашырайды. Осы себепті атмосфераның қалың қабаты арқылы өткен жарық спектрдің ұзын толқынды аймағын қамтиды (көккүлгін толығымен шашырайды), сондықтан Күн шыққанда және батқанда қызыл болып көрінеді. Жарықтың шашырауының тығыздық және температура флуктуациясы температура артқанда артады. Кеңістіктік тордағы дифракция. Вульф — Брэгг теңдеуі Дифракциялық бейнені бақылау үшін тор тұрақтысы да түскен жарық толқыны ұзындығындай дәрежеде болуы керек. Кристалдар үш өлшемді кеңістіктік тор болып табылады, олардың тұрақтысы 10–10 м және ол арқылы көрінетін жарықтағы дифракцияны бақылауға болады. Неміс физигі М. Лауэ рентген сәулелеріне арналған табиғи дифракциялық торлар ретінде кристалдарды қолдануға болады, себебі олардың атомдары арасындағы ара қашықтық (10–1210–8 м). Рентген сәулелеріндегі дифракцияны есептеудің ең қарапайым әдісін бір-біріне тәуелсіз Вульф пен Брэгг ұсынды. Олар рентген сәулелерінің дифракциясы олардың параллель кристалл жазықтықтарынан шашырауының нәтижесінде болады (кристалдық тор түйіндері жататын жазықтықтар). Кристалды бір-бірінен қашықтықта орналасқан параллель кристалдық жазықтықтардың жиынтығы түрінде қарастырайық. 9-сурет Рентген сәулелерінің параллель монохромат шоғы (1,2) сырғанау бұрышы түседі (түскен сәуле мен кристаллографиялық жазықтық арасындағы бұрыш) де, кристалдық тор атомдарын қоздырапды, олар екінші реттік когеренттік толқын кездері болып табылады (1/ , 2/) . Осы екеуі дифракциялық тор саңылауынан интерференцияланады. Қарқындылықтың максимумы атомдық жазықтықтан шағылатын барлық толқындар бірдей фазамен тербелгенде байқалады. Бұл бағыт Бульф-Брегг теңдеуін қанағаттандырады: (15) Яғни, екі жарық сәулесі арасындағы жолдар айырмасы толқын ұзындығының бүтін санына тең болғанда дифракциялық максимум байқалады Монохромат рентген сәулелері кез-келген таңдап алынған бағытта кристалға түскенде дифракция құбылысы болмайды. Оны байқау үшін кристалды бұра отырып сырғанау бұрышын тауып алу керек. Дифракциялық бейнені алуға болады, егер кристалл қандай да бір бағытта тұрғанда оған үзіліссіз рентген түтігі шығаратын сәулелер қолдансақ. Онда осы жағдай үшін (15) қанағаттандыратын толқын ұзындығын табуға болады. Вульф — Брэгг теңдеуі екі маңызды есепті шешеді: 1. Белгілі толқын ұзындықтағы рентген сәулелерінің кристалдық құрылымы белгісіз кристалдағы дифракциясын бақылай отырып, және т, өлшеп, жазықтықтар арасындағы ара қашықтықты табуға болады, яғни заттың құрылысын анықтай аламыз. Бұл рентгенқұрылымдық анализдің негізі болып табылады. Вульф-Брегг теңдеуі электрондар мен нейтрондар дифракциясы үшін де орныды. Электрондар мен нейтрондар дифракциясына арналған заттың құрылысын анықтайтын зерттеу әдістері электронография және нейтронография деп аталады. 2. Толқын ұзындығы белгісіз рентген сәулелерінің кристалдық құрылымы белгілі кристалдағы дифракциясын бақылай отырып, және т, өлшеп түскен толқынның т олқын ұзындығын анықтауға болады. Бұл рентген спектроскопияның негізі болып табылады. жүктеу/скачать 208,55 Kb. Достарыңызбен бөлісу:
|