§18. Жарықтың дисперсиясы

18.1

18.2

Егер  зат  түскен  сәуленің  белгілі  бір  бөлігін  жұтатын  болса,  онда 

сол жүтылған аймақта және оған ж ақы н маңындағы дисперсияда ано­

малия  (ауытку) байқалады, яғни толқы н үзындығы  Я

0

  артқанда 

п

 -де 

артады,  демек, 

dn!dkQ

  >0,  (немесе 

dn/dv Q <

 0 )  болады.  Сондықтан 

дисперсияның  мұндай  түрін  аномаль  дисперсия  деп  атайды.  Демек, 

аномаль дисперсия жұтылу қүбылысымен байланысты болады.

18.2-суретінде қалыпты жэне аномаль дисперсиялардьщ Я

0

  жэне ѵ

0 

-ден тәуелділіктері келтірілген.  Мүңдағы  1-2 жэне  3-4 қалыпты диспер- 

сияға, ал 2-3 аномаль дисперсияға тән қисықтар (20.2-суретгі қараңыз).

Сәуленің жүтылуын абсорбция дейді.  Кейбір заттар түскен сәуленің 

ор түрлі Я -ның бәрін де біркелкі нашарлатады, яғни біркелкі жұтады. 

Ал қайсыбір заттар спектрдің кейбір бөлектерін, яғни кейбір 

X

 толқын 

үзындығын ѳзгеден гөрі күш тірек, таңцап жүтады.  Бұны екшеп немесе 

тандап  ж үту  деп  атайды.  Мысалы,  натрий  буына  ақ  жары қ  түсірсек, 

онда сол толып жатқан

入

-ның ішінен 

\

  =589 н м ,

入

2=589,6 нм сэулелерді 

толық жүтып алады.  Басқаларын ѳткізіп жібереді.  Ш ы ны  ультракүлгін 

және  инфрақызыл  сәулені  жұты п  қалады.  Зерттей  келгенде,  сыну 

көрсеткіш інің оқыс ѳзгеруі осы жүтылған жарықтың Я  толқын үзын- 

дығына  сәйкес  келеді.  18.2-суреттегі  Я

01

  жэне  Я

02

 (Ѵ

01

  жэне  Ѵ02) 

арасы осы жүтылған сәулелерге сәйкес аралық.

Д.С. Рождественскийдің жүмыстары. А йқасқан призма әдісін пай­

даланып, қалыпты жэне аномаль дисперсияны бақылау И.Ньютонны ң 

кезінде болғаны тарихтан белгілі.  18.3,  а-суретіндегі 

А

  призмасы ш ы ­

ныдан,  ол 

В

  призмасы  жары қтың  дисперсиясы  зертелгелі  отырған 

заттан жасалған.  Призмалардың табан жазықтықтары ѳзара перпенди­

куляр, 

А

  призмасы параллель сэулелермен жарықтавдырылады. д   жэне

117

В

  призмаларынан ѳткен сэулелер олардың табан жазықтығына бура- 

лады.

циялы қ сурет алынады.

18.5

18.4

Е г е р  

в  

п р и з м

а с ы

  б о л м

а с а ,   ш

ы

н ы

д а н   п а й д а   б о л ғ а н   қ

а л ы п т ы   д и с ­

п е р с и я   э к р а н д а   т і к   т о р т б ү

р ы

ш

т ы

  с п е к т р д і   б е р е д і .  

Ол 

1 8 . 4 ,   а - с у р е т і н д е  

к ө

р с е т і л г е н .   Е к і н ш

і   п р и з м а д а н   б о л ғ а н   д и с п е р с и я   н о т и ж е с і н д е   э к р а н -  

дағы  спектр  сызығы  қисаяды  (18.4,б-сурет).  Аномаль дисперсия  бол- 

ғанда тұтас спектр үзіліп қалады  (18.4,в-сурет).

А йқасқан призмалар әдісін сыну көрсеткіштері бірге жақы н газдар 

мен  булардағы  жары қ  дисперсиясын  зерттеуге  қолдануға  болмайды. 

С о нды қтан  мұндай  орталар  ү ш ін   дәл  өлш ейтін  әдісті  академик 

Д.С.  Рождественский  ұсынды.  Оның  бүл  әдісінде  өзгертілген  Жамен 

интерферометрі  пайдаланылған  (18.5-сурет).  Интерферометрдің 

өзгерісінде 

1

  және 

2

  сәулелерді  ол  бір-бірінен  бірталай  қа ш ы қты ққа  

ығыстырған. 

А

х

,А 2, А

ъ

 , 

Л4,

  ж азы қ  айналар,  олардың 

Аъ,А-,-\

  түтас, 

Л[ ,Л

4

  —і жартылай  мөлдір.  Д   және 

А~,

  айналары  бір-бірінен  алшақ 

орналасқан.  Олардан екі сәуле  шоғы бөлініп,  ал сэулелер 

А

3, Л

4

  айна­

лар  кѳмегімен  бір жерге  жиналады.  Соның  нәтижесінде  интерферен-

118

Д .С .  Р о ж д е с тв е н с ки й   Ж а м е н н ің   бүл  ө зге р тіл ге н   и н т е р - 

ферометрін аномаль дисперсияны зерттеуге пайдаланды.  Тәжірибеде 

Д.С.  Рождественский интерферометрдің тармақтарына 

екі  к ю ­

вет (сауытша)  енгізді. 

В2

  -ге зерттелетін металл салынып,  оны электр 

тогымен қыздырғанда,  қажетті қысымда металл  буы  алынды. 

Вх

  кю - 

веттен  ауа  сорылып  шығарылды.  Интерферометр  арқылы 

S

  ж ары қ 

тұтас спектрден түсірілді,  сонда ш ы ққан  интерференциялық сурет 

Ь2 

линзасы арқылы 

С

  спектрографтың саңылауына бағытталды.  Егер 

В2 

қыздырьымаса,  онда интерферометр саңылау үзындығына перпенди­

куляр  жолақ  түріндегі  бірнеше  максимумдар  мен  минимумдары  бар 

интерференциялык  сурет  береді.  Соның нәтижесінде  түтас  спектрдің 

үзына бойы жарық, қара жолақтармен тілімденді. Д.С.  Рождественский 

В

1 -ге  аздаған металл натрий с алып, түтікті қыздырып,  натрийді буға 

айналдырған.

Сонан соң интерферометрден ақ жарық өткізген,  сонда байқалған 

спектрдің  сары  бөлігіндегі  натрийдің  екі  жүтылу  сызығына  таяу  ин- 

терференциялық жолақтардың ұштары  18.7, а-суретінде көрсетілгендей 

болып  иіліп  түскен.  Бүл  жолақтың  ұштары  жұтылу  сызығына  ұзын 

толқындар  жағынан  таяу  келгенде  жоғары  қарай,  қы сқа   толқындар 

жағынан  таяу  келгенде  төмен  қарай  иілген.  Ж олақ  үштарының  иілуі 

натрий буының сыну көрсеткіші, жүтылу сызықтары маңында толқын 

үзындығына  байланысты  қалай  тікелей  өзгеретінін  көрсетеді.  Егер 

интерферометрдің бір тармағына жазық-параллель пластинка,  екінш і 

тармағына  дисперсиясы  зерттелетін  зат  буы  ендірілсе,  онда  спектро- 

графта  байқалатын  интерференциялық  жолақтар  көлбей  орналасып, 

жұтылу  сызықтарына  келгенде,  18.7,  б  суреттегіндей,  қармақ  тәрізді 

болып иілгендігі байқалады.  Пластина қалындығы өзгермеген жагдай­

да қармақтардың жағдайында,  қармақтардың қалпы   (орыны)  алын- 

ған  ж үту  сызы қтары   маңындағы  дисперсия  шамасын  анықтайды. 

Д.С.  Рождественский осы әдісті қолдана отырып натрий спектрін, сон- 

дай-ақ  басқа  сілтілік  металдар  спектрін  зерттеді,  бұл  жөнінде  елеулі 

ғылыми жаңалықтар ашты.

а)

18.7

119

§19.  Фазалық және топтық жылдамдықтар

Төмендегідей теңдеуімен сипатгалатын толқындық процесті қарас- 

тырайық

E,

  =  A c o s ^  -  

кх),

 

(19.1)

мүндағы  g -дің шамасы  - оо  пен  + оо  арасындағы 

х

  пен 

t

 -н ің  барлық 

мәндері  арқылы  анықталады.  Осы  толқын  арқылы  белгі  беру  үш ін, 

толқынды  белгілі  бір  уақытта  үзу  керек.  Бұлай  болған  жағдайда  тол­

к ы н   (19.1) теңцеуі арқылы сипатталып жазылмайды.

(19.1) тендеудегі толқы нны ң фазасы бекітілген деп қарайық,  сон­

да

cot - k x =  const ■

 

(19.2)

(19.2) өрнегін дифференциагщасақ: 

(Mt -  кх =

 

0

, осьщан 

v  = clx!dt

,

бұл  кеңістікте  берілген  фазаның  м ә н ін ің   орын  ауыстыратын  ж ы л- 

дамдығы, демек,

V  = со /к.

 

(19.3)

(19.3)  өрнек фазалық жылдамдық деп аталады.

Біз жоғарыда интерференция күбылысын қарастырғанда жарықты 

ж и іл ігі 

△⑴

  интервалында  шектелген,  бір-біріһе  беттескен  монохро- 

маттық толқын (19.1) түрінде анықталады деп есептегенбіз.  Сол сияқ- 

ты ж иіліктерінің бір-бірінен өте аз айырмашылығы бар толкындар су- 

перпозициясынтоптық толқьш деп атайды. Топтық толқын өрнегі мына 

түрде болады

œ-\-Aœ/2

J А«  cos —  -  

kœx)d

(0 

(

19

.

4

)

0)-А(о/2

Қосындыланып  отырған  (19.4)  теңдеуіндегі  толқывдардың  бір- 

бірінен  Я  арқылы да

, た

  арқылы д а , (

た

=

2

л

：

/Я )   айырмашылықтары 

бар.  Уақыттың  бір 

t

 -ға  тең  мезгілінде  қосындыланып  отырған  тол- 

қы н н ы ң   фазасы,  әр  түрлі 

х

 -тер  үш ін,  түрліше  болады.  Кей  нүктеде 

толқындар  бірін-бірі  күшейтеді,  кей  нүктеде-нашарлатады.  Күш ейт- 

кен жерінде  максимум  интенсивтілік  байқалады.  Уақы т өткен  сайын 

бұл  интенсивтілік  кеңістікке  қарай  орын  ауыстырады.  Айтқаны мы з- 

дың  дүрыстығын  әр  түрлі  толқы н  үзындығы  бар  екі  толқын  қосыл- 

ғаннан байқалатын мына  19.1-суретінен көруге болады.

120

М ұнда толқынның бірі тұтас сызықпен,  екінш ісі пунктирмен сы- 

зылған.  д   нүктесіндегі  интенсивтілік  максимум,  екі толкы нны ң  фа­

19.1

залары бір-біріне сәйке.с келеді, 

В, С

  нүктелерінде толқындар қарама-

қарсы фазада тербеледі, бұл жерлерде интенсивтілік нашар.  д   нүктесін 

то п ты қ толқы нны ң орталығы (центрі) деп атайды.  Егер толқын топта- 

рының құраушыларының фазасы 

v

 

жылдамдықпен таралса,  онда топ 

орталығы да  кеңістікте сондай фазалык 

V

  жылдамдығымен таралады. 

Егер дисперсия  құбылысы  байқалса,  онда топтың  орталығы  басқаша 

жылдамдықпен  ( 

и )

 таралады, яғни

Бүл жылдамдықты топтық жылдамдық дейді.  (19.3) тендігінен 

CD - 

ны 

v k

  арқылы өрнектеп, топты қ жылдамдықты былай жазамыз

Теңдеудегі 

d v /d k

 -ны 

(dv/ clÀ

 • 

clX/ clk

 )  арқылы  алмастырамыз. 

А н ы қта м а   бойы нш а 

к ■= Ъ і\Х

 

немесе 

Я  = 

271/к  ■

  Д е м е к, 

dÀ/dk

  = - 2 я

/ ^ 2

  = 

- Х / к   ,

  себебі 

d v/d k = -(d v /d À )(À /k

) .  Бұл 

өрнекті (19.6) тендеуіне қойсақ,  мынаны табамыз

Бүдан біз (19.6) және (19.7) өрнектері эквивалента екенін көреміз.

(19.7)  өрнегінен 

dv/dÀ,

 

мәніне байланысты топты қ жылдамдық фаза- 

лы қ жылдамдықтан не аз, не коп болады. Дисперсия ж оқ кезде 

dv/dÀ

 

=0 

топты қ жылдамдық фазалық жылдамдықпен сәйкес келеді.

Берілген ортада толқын энергиясының жүтылуы өте көп болмаған 

жағдайда, топты қ жылдамдық түсін ігі қолданылады. Толқы нны ң өшуі 

кезінде  топты қ жылдамдық  өзінің түсін ігін  жоғалтады.  Бүл жағдайда 

аномаль дисперсия орын алады. Демек, бүл аймақта жүтылу өте үлкен 

болады, сондықтан топты қ жылдамдық ұғымы пайдаланылмайды.

dxß/ dk

 •

(19.5)

(19.7)

§20. Жарықтың дисперсиясы мен жүтылуьшың 

электрондық теориясы

Дисперсия  құбылысы  электромагнитік теория  мен  заттың элект- 

рондық  теориясы  негізінде  түсіндіріледі.  Ол  үш ін   жарықтың  затпен 

әсерлесу процесін қарастыру керек. Атомдардағы электронный, қозға- 

лысы квантты қ механика заңдарымен түсіндіріледі. Алайда, Лоренцтің 

айтуына қарағанда, көптеген оптикалық қүбылысты сапалық жағынан 

түсіну уш ін атомдар мен молекулалардың ішінде,  квазисерпімді байла- 

ныстағы  электрондар  бар  деген  болжаммен  шектелсе  болғаны.  Тепе- 

тевдік күйден шығарылған электрон тербеліске келіп, ол өзінің тербеліс 

энергиясын  электромагниттік  толқы н  шығаруға  жібереді.  Соның 

нәтижесінде тербеліс өшетін тербеліске айналады.

Электромагниттік толқын зат арқьшы өткенде,  әр электронға эсер 

ететін электрлік күш ,  мы на заңмен езгереді

мүндағы 

а

 -электронның координатасымен анықталатын шама, 

Е0

 — 

то л қы н н ы ң   электр  ѳрісі  кернеулігінің  амплитудасы.  Осы  кү ш тің  

әсерінен электрон еріксіз тербеледі,  оның амплитудасы ( 

гт

 ) жэне фа­

засы  (

(р )

  мына әрнекпен анықталады

(бүл өрнектер механикада қарастырьшған) ;  мұндағы 

со0

 -электронның 

м енш ікті ж и ілігі, 

ß

  -ѳшу коэффициент!

Тербелген  электрон 

с

  ж ары қ жылдамдығымен таралатын екінш і 

ретті  толқындарды  қоздырады.  Е кін ш і  ретті  толқындар  бірінш і  тол- 

қындармен қосылып,  қортқы  толқынды береді.  Е кін ш і ретті толқы н- 

ны ң фазасы бірінш і толқын фазасынан ѳзгеше  (

20

.

2

-ш і өрнекті қара- 

ңыз).  Бүл қо р тқы  толқы нны ң зат арқылы 

V

  фазалық жылдамдықпен 

таралатынын,  ол толқынның бос кеңістіктегі жылдамдығынан (бірінш і 

және е кін ш і толқындардың заттағы фазасының жылдамдығы 

с

 ) ѳзге- 

ше  екенін  көрсетеді.  Неғұрлым  электрондардың қозуы  үлкейген  сай­

ын  (яғни  толқын  ж и іл ігі  резонанстық  электрон  жиілігіне  ж ақы н) 

v

(20.1)

(e E jm )

(

2 0

.

2

)

122

мен 

с

 

-ны ң арасындағы  айырмашылық та  үлкен  болады.  Осыдан 

V -  

нің 

СО

 

-дан  тәуелділігі,  яғни  дисперсия  келіп  шығады.  Есептеуді 

жеңілдету  үш ін   бастапқыда  толқын  шығару  процесі  кезіндегі  өшуді 

еске алмаймыз.  Сонда (20.2) орнектен 

ß

 =0 деп аталатын болсақ, онда

(e E jm )

w —

，

P

0 . 

(20.3)

Сонымен тербелістің ѳшуі болмаса,  электрон тек (20.1)  ѳрнек ар­

кылы  сипатталатын  күш пен  тербеліс  алады.  Ол  тербеліс  мына  ѳрнек 

бойынша жүзеге асады

т

со

：

  - с о

(20.4)

Белгілі  бір  нүктедегі  электр  өрісінің  кернеулігінің  ілездік  мәні 

E i / ) :   E

q

 cos (со/ +  а )-ге  тең деп есептейік, сонда электронның қалыпты 

жағдайдағы ілездік ығысуы мынадай  болады

2 

г  . 

(20.5)

(Оп  - с о

 

v 

J

Электронның тепе-тендік қалыптан ығысуына байланысты моле­

кула  электрлік диполь моментіне  ие  болады  (электростатиканы қара- 

ңыз)

秦

 

♦

翁

ト

)

，

(20,)

V 

о' 

ノ

мүндағы 

бір ѳлшем кѳлеміндегі молекула саны 

-ге кѳбейту

арқылы заттың поляризация векторының ілездік м әнін аламыз

P ( t) =

冲

( 0

= イ

 Х - 4 ^ т Ѵ ( 0 .  

(20.7)

く

 

) 

ノ

Заттың диэлектрлік ѳтімділігі, анықтама бойынша,  мынаған тең

£  = 1 +  X = 1 + Р/(£0е ) ■

 

20

.

8

)

Жарықтың электромагниттік теориясы бойынша, сыну кѳрсеткіші 

n =

 

.  (20.8)  ѳрнегіне 

P /E

  мәнін  (20.7)  өрнегінен қо й ы п  және 

£

 -

ді  ” 2-пен алмастырсақ,  мынадай тендеу аламыз

123

(20.9) 

функциясы  өзінің  менш ікті ж и іл ігі  маңында  үзіліске  үшы - 

райды.  Егер 

со < соОІ

  болып, 

со

 -> 

соОІ

 -ге  ұмтылса,  онда функция  +оо - 

ке айналады. Ал 

СО > СО0і

  болып жэне 

со

  -> 

С0ОІ

 -ге ұмтылса, онда функ­

ция  -оо  ке айналады.  Осындай нәтиженің болуы ѳшуді еске  алмаудан 

келіп  шығады.  Ал  ѳшуді  еске  алсақ,  онда 

п 2

 -тьщ 

(О

 -дан  тэуелділігі 

т ѳ

м е н д е г і   ( 2 0 . 1 - с у р е т )   г р а ф и к т е г і д е й

  т ү р г е   к е л е д і   [ п у н к т и р м е н   ( 2 0 . 9 )  

функциясының ж үрісі кѳрсетілген].

Егер  біз 

л2

 -тан 

п

 -ге, 

со

 -дан,  Я0 -ға  кѳ ш се к,  онда  график 

т ѳ

м е н д е г і д е й

 

б о л а д ы

 

( 2 0 . 2 - с у р е т ) .  

С у р е т т і ң

 

1 - 2  

а й

м а ғ

ы н д а  

с ы

н у  

кѳрсеткіші  1-ден кіш і, демек толқынның фазалық жылдамдығы 

с

 -дан 

артық.  Бүл  берілетін  белгінің 

с

 -дан  көп  болмауы  керек деген  салыс- 

т ы р м а л ы қ   т е о р и я с ы н ы ң

  т ү

ж ы р ы л щ а м а л а р ы н а   қ

а р с ы   к е л м е й д і .   И д е а л  

мо­

нохроматтык сэулелермен белгі беруге болмайды. Энергияны (былайша

2 0 .1  

20.2

айтқанда белгіні) қа ш ы қты ққа  монохроматтық емес толқындар тобы-

мен,  топты қ жылдамдығы  бар 

и = V -

入

 d v

丨

dk

  ,  топты қ толқындар- 

мен  беру  арқылы  жүзеге  асырады.  Қалыпты  дисперсия  маңында, 

dv/dX

  >0 

{d v

  мен 

dn

  әр түрлі  таңбалы,  ал 

dn/dX

 <0), 

v>c

  болған- 

дықтан,  топты қ  жылдамдық  жарықтың 

с

 -жылдамдығынан  кіш і  бо­

лып  қалады.  Аномаль дисперсия  маңында  топты қ жылдамдық  әзінің 

маңызын жоғалтады, сондықтан жоғарыда есептелген w-дың мәні энер­

гияны қа ш ы қты ққа  беретін жылдамдықты сипаттай алмайды.

124

§21.  Ж арықтың жүтылуы. Ж үту коэффициенті

Зат  арқылы  электромагниттік  толқын  өткенде,  сол  толқы нны ң 

энергиясының бір бөлігі, электрондардың тербелісін қоздыруға кетеді. 

Жартылай  бұл  қозған  электрондардың  энергиясы,  қайтадан  толқын 

көзіне,  екінш і ретті толқын түрінде қайта оралады; жартылай ол энер- 

г и я н ы ң

  б а с қ

а   т ү

р і н е   а й

н а л а д ы   ( м ы

с а л ы

,   а т о м н ы ң

  қ о з ғ а л ы с   э н е р г и я - 

с ы

н а ,   я ғ н и   з а т т ы ң   і ш

к і   э н е р г и я с ы

д а ) .  

С о н ы

м

е н   ж а р ы

қ

  з а т   а р қ

ы л ы  

ө

т к е н д е ,   о н ы ң

  и н т е н с и в т і л і г і   а з а я д ы

- ж а р ы

қ

  з а т т а   ж ү

т ы л а д ы .

Ө т к е н   п а р а г р а ф т а ғ

ы   2 0 . 2 - с у р е т т е н   э л е к т р о н д а р д ы ң

  е р і к с і з   т е р б е л і с і ,  

к е з і н д е   ж а р ы қ

т ы ң

  ж ү

т ы л у ы ,   ә

с і р е с е   р е з о н а н с т ы

қ

  ж и і л і к т е   и н т е н с и в т і  

б о л а т ы н д ы ғ

ы   к ө

р і н е д і .   Б ұ л   с у р е т т е н   1 - 2   ж ә н е   3 - 4   б ө

л і м д е р і   қ а л ы п т ы  

д и с п е р с і і я ғ

а  

( 

dn/cl?i0

 

< 0 ) ,   а л   2 - 3   а н о м а л ь   д и с п е р с і і я ғ

а  

( 

du/dÀ0

 

> 0 )   с ә й -  

кес келеді.  21.1 -суретінде  кѳрсетілгендей біртекті орта арқылы  парал­

лель  сэулелер  таралады  деп  есептейік.  Сонда  олардьщ  интенсивтілігі 

/ 0  

б о л с ы

н .   З а т т ы ң   ѳ т е   ж ү қ а  

СИ  

қ

а б а т ы н   б ө л і п   а л а й ы қ ,   а л   с э у л е л е р  

оған  перпендикуляр  бағытта  түсіп  тұр  деп  есептейік.  Тәжірибенің 

көрсетуіне қарағанда 

dl

 жолында жарықтың интенсивтілігінің өзгеруі 

(d l)

  интенсивтіліктің өзіне пропорционал болады

d l = - X  1dl

  . 

(21.1)

di

21.1

Бүл өрнектегі 

%

 -түрақты,  ол заттың жүту қасиетіне байланысты. 

Сондықтан  оны  ж үту  коэффициенті  деп  атайды.  М инус  таңбасы 

dl 

менен 

d l

  таңбалары  қарама-қарсы  болғандықтан.  Түскен  сәуленің 

интенсивтілігі  / 0  заттың  /  қалыңдығынан  өткеннен  ке й ін гі  қандай 

болатындығын  анықтайық.  Ол  үш ін  (21.1)  өрнекті  /   -ге  бөліп,  интег- 

ралдаймыз, сонда

125

Бұдан мынаны  аламыз  h   /   —ln  / 0  =  

—% I

  немесе

I  = he~x l

. 

(21.2)

(21.2) 

ѳрнекті  Бугер  заңы  деп  атайды.  Бүл  заң  бойынша,  жары қ 

жүтатын затта жары қ интенсивтілігі  экспоненциалдық заңмен азаяды. 

1 = \ ! x

  бояған жағдайда,  жары қ интенсивтілігі  / ，түскен жарықтың 

интенсивтілігі  / 0  ден  е  есе  к іш і  болады.  Сонымен  өткен  жарықтың 

интенсивтілігі  е  есе  азайғанда,  жұту  коэффициенті  заттың  қалынды- 

ғына  кері  шама  болады.  Ж үту  коэффициенті  жары қ  толқынының  Я 

ұзындығына  (не жиілігіне  V )  байланысты. Атомдары немесе молеку- 

лалары бір-бірімен әсерлеспейтін заттарда  (газдар, төменгі қысымдағы 

металл булары)  көптеген толқын ұзындықтары үш ін 

X

  нөлге жақы н, 

тек кейбір ж іңіш ке  спектрлік аймақта максимумдар  байқалады  (21.2- 

сурет).  Бұл  максимумдар  атом  ішіндегі  электрондардың резонанстық 

жиіліктеріне сәйкес келеді.

О

x

,

八

Л

21.2

21.3

Қатты  денелер,  сұйықтар  мен  газдардың  жоғарғы  қысымдағы 

спектрлері  жүтылған  жалпақ жолақтарды  береді  (21.3-сурет).  Газдар- 

дағы  қысым  артқан  сайын  21.2-суретіндегі  максимумдар  ұлғайып, 

сүйықтардың жүтылу спектріне  айналады.  Бұл  факт атомдардың бір- 

бірімен  әсерлесуінің  арқасында  жүтылу  жолағының  үлғаятындығын 

кѳрсетеді.  Металдар  сәуле  үш ін   мѳлдір  зат  емес 

(X

 -ны ң  олар  үш ін 

мәні  ІС^м1 болады, салыстыру үш ін шыныны алсақ,  шыны үш ін  - Ім " 1). 

Бұл  жағдайдың  болуы  металда  бос  электрондардың  барлығының 

нәтижесі.  Ж ары қ сәулелерінің электр ѳрісі  әсерінен металдарда элек- 

тровдар қозғалып, тез қүбылмалы ток пайда болады, соның нәтижесінде 

Джоуль-Ленц жылуы бөлінеді.  Осыған орай жарық толқынының энер­

гиясы тез азайып,  ол металдың іш к і энергиясына айналады.

126

жүктеу/скачать 13,36 Mb.

Достарыңызбен бөлісу: