П. Плотник

Как генерируется электромагнитное излучение

                            

·        Зависящая от времени плотность тока генерирует, кроме пропорционального плотности тока поля Био-Савара, которое убывает с расстоянием d_ху между точками х и у как d_ху^–2, также токо-ускорительные электрическое поле и поле магнитной индукции, пропорциональные производной по времени от плотности тока и убывающие как d_ху^–1.

На достаточно большом расстоянии от источника токо-ускорительные поля играют основную роль и представляют собой электромагнитное излучение радиоволнового диапазона. 

·        Движущийся микрозаряд порождает, кроме зависящего только от положения заряда кулоновского поля и пропорционального скорости микрозаряда поля Био-Савара, которые убывают с расстоянием как d_ху^–2, зарядо-ускорительные электрическое поле и поле магнитной индукции, пропорциональные ускорению микрозаряда и убывающие как d_ху^–1.

На достаточно большом расстоянии от источника зарядо-ускорительные поля играют основную роль и представляют собой электромагнитное излучение микрозаряда в диапазонах от инфракрасного до гамма-излучения.

 

Список основных обозначений

A = A(x, t) – векторный магнитный потенциал;                                              

A(х) – окрестность осреднения для точки х;

а – характерное значение модуля ускорения микрозаряда;

а_п(t) – вектор ускорения микрозаряда с номером п;

В = В(x, t) – вектор магнитной индукции;

с = 3 ∙ 10⁸ м/с  – скорость света в вакууме;

D – выпуклая пространственная область, в которой поляризация и намагниченность среды не играют существенной роли;

D_j – подобласть области D, в которой вектор плотности тока отличен от нуля;

D_ρ – подобласть области D, в которой плотность заряда отлична от нуля;

‹d› – среднее расстояние между ближайшими микрозарядами;

d_ху = |х – у| – расстояние между точками х и у;

dV – элемент объёма в точке у;

Е = Е(x, t) – вектор напряжённости электрического поля;  

j(х, t)  – вектор плотности тока;

k = ω с ^–1 – модуль волнового вектора;

L – характерное расстояние, на котором происходят существенные изменения плотностей зарядов и токов;

т – масса иона;

N(t) – число микрозарядов, находящихся в окрестности осреднения в момент времени t;

q_п – величина микрозаряда с номером п;

r_а – радиус окрестности осреднения A(х);

s = (х – у)/|х – у|;

t – время; 

t´ = t + d_ху/с;

t^ = t – d_ху/с;

V_а = 4/3 π r_а³ – объём окрестности осреднения;

v_п(t) – вектор скорости микрозаряда с номером п;

v – характерное значение модуля скорости микрозаряда;

х – радиус-вектор точки, в которой определяется поле;   

у – радиус-вектор источника поля;   

α(х, t) = ∂/∂t j(х, t) – вектор плотности токового ускорения;

ε₀ = 8,85 •10^–12 Кл² ∙ Н^–1 ∙ м ^{– 2} – электрическая постоянная (диэлектрическая проницаемость вакуума);  

η(х, t) = ∂/∂t ρ(х, t) – скорость изменения плотности заряда;      

κ – жёсткость связи между соседними ионами;

λ = 2π с ω^–1 = 2π k^–1  – длина волны;

μ₀ = (ε₀ с²) ^–1 Н ∙ с² ∙ Кл^–2 – магнитная постоянная (магнитная проницаемость вакуума);  

ρ(х, t) – плотность заряда;                                                     

Ф(x, t) – скалярный потенциал;  

ω – круговая частота тока;

□ – оператор Д´Аламбера.  

     Основные параметры, используемые в системе уравнений Максвелла

    Определения плотности заряда и плотности тока 

    Согласно представлениям классической электродинамики первичными источниками всякого электрического и магнитного поля являются микрозаряды – заряженные элементарные частицы и ионы. Число микрозарядов, участвующих в создании рассматриваемых полей, как правило, столь велико, что проследить за каждым из них принципиально  невозможно. Удобный выход из этого затруднения предоставляет установленный с высокой достоверностью принцип суперпозиции, согласно которому электрическое и магнитное поля, создаваемые любым числом микрозарядов, суммируются. Использование этого принципа дало возможность сделать основным объектом изучения средние арифметические значения полей, создаваемых микрозарядами, которые оказались в рассматриваемый момент времени в непосредственной окрестности рассматриваемой точки. 

    При нахождении среднего значения используется определяемая в каждой точке х пространства окрестность осреднения A(х), в качестве которой удобно использовать шар с радиусом r_а, имеющий объём V_а = 4/3 π r_а³. Осреднение производится в каждый момент времени t по совокупности N(t) микрозарядов, находящихся в этот момент в A(х). Основные входные параметры системы уравнений Максвелла – плотность заряда ρ(х, t) и вектор плотности тока j(х, t) определяются при этом формулами:

 

                         N(t)

    ρ(х, t) = V_а^–1 Σ q_п;                                                                               (1)           

                                п =1     

 

                        N(t)

    j(х, t) = V_а^–1 Σ q_п v_п (t).                                                                       (2)

                               п =1                                  

    Чтобы определённые соотношениями (1) и (2) величины ρ и j допускали дифференцирование по времени и интегрирование по пространственным координатам, число N(t) в каждый момент времени должно быть достаточно большим. Это условие удовлетворяется, если величина r_а значительно больше среднего расстояния ‹d› между микрозарядами: 

    r_а >> ‹d›.                                                                                             (3)    

    С другой стороны, радиус окрестности осреднения должен быть значительно меньше характерного расстояния L, на котором происходит физически значимое изменение величины определяемых плотностей:   

    r_а << L.                                                                                               (4)

    Одновременное выполнение условий (3) и (4) возможно только тогда, когда

    L >> ‹d›.                                                                       (5)    

·        Если условие (5) не соблюдается, невозможно корректное определение понятий плотность заряда и плотность тока, а, следовательно, теряет смысл система уравнений Максвелла, в которой эти параметры являются основными входными величинами.

   Электрическая и магнитная проницаемости  

   Для учёта реально существующего, но не описываемого теорией взаимодействия микрозарядов друг с другом и одновременно с внешним полем при дальнейшем построении макроскопической электродинамики приходится ввести не выражающиеся явным образом через параметры микрозарядов феноменологические параметры среды – электрическую проницаемость ε и магнитную проницаемость μ. Первый из этих параметров должен учитывать поляризацию отдельных атомов, молекул или целых кристаллов в рассматриваемой среде приложенным электрическим полем, а второй отражает появление дополнительной намагниченности сред под влиянием приложенного магнитного поля. Другими словами, электрическая и магнитная проницаемости приближённо учитывают изменение под действием приложенного поля взаимного расположения и движения всей совокупности микрозарядов, попавших в окрестность осреднения А(х), а также обратное влияние этих изменений на величину поля.

    Величины ε и μ зависят как от вида конкретной среды, так и от существующего в среде электрического и магнитного поля. В настоящее время отсутствуют теоретические модели, позволяющие количественно определить эту зависимость, так что при определении значений ε и μ приходится пользоваться эмпирическими формулами. В конечном счёте исследователь оказывается перед выбором из двух альтернатив:

·         использовать возможно более точные эмпирические зависимости, лишившись всякой надежды на получение аналитического решения задачи;

·         заменить величины ε и μ некоторыми усреднёнными постоянными значениями и получить точное аналитическое решение задачи, имеющей, возможно, весьма отдалённое отношение к реальной ситуации. 

   Необходимость выбора между двумя достаточно плохими вариантами отпадает, если ограничиться рассмотрением среды, в которой поляризация и намагниченность не играют существенной роли и можно положить

  ε ≈ ε₀,                                                                                                    (6)

  μ ≈ μ₀.                                                                                                   (7)

   В частности, соотношения (6) и (7) дают достаточно хорошее приближение для не очень плотных газов, а также при построении теории микрополей, когда операция осреднения параметров не применяется.  

    Генерация электромагнитных полей при наличии плотности заряда и плотности тока

  Выражения для электрического вектора и вектора магнитной индукции 

   Как показывается в курсах электродинамики (см., например, Матвеев), вектор магнитной индукции В может быть выражен через векторный магнитный потенциал А

       В = rot A,                                                                                        (8)   

а для электрического вектора в общем случае векторного магнитного потенциала недостаточно и требуется привлечение скалярного потенциала Ф:

       E = – grad Ф – ∂A/∂t.                                                                     (9)    

   Рассмотрим выпуклую пространственную область D, для всех точек которой и для всех моментов времени, предшествующих рассматриваемому, выполняются условия (5)-(7)  и обозначим через D_ρ  и D_j  подобласти области D, такие что в D_ρ отлична от нуля плотность заряда (ρ ≠ 0), а в D_j  – плотность тока (j ≠ 0).

    При использовании калибровочного условия Лоренца, имеющего в рассматриваемом случае вид

    div A + с ^–2 ∂Ф/∂t = 0,                                                                         

в области D потенциалы А и Ф удовлетворяют уравнениям:

    □А =  – μ₀j,                                                                                       (10)                                          

    □Ф =  – ε₀^–1 ρ.                                                                                   (11)

    Правые части уравнений (10) и (11) определяют локальные источники поля.

    Использование метода запаздывающих потенциалов приводит к справедливым во всей области D выражениям для частных решений уравнений (10) и (11), определяющих вклад в суммарное поле локальных источников, находящихся внутри области D: 

                     

   Aⁱⁿ(x, t) = (4π) ^{– 1}μ₀ ∫ d_ху^–1 j(у, t^) dV,                                                 (12)                 

                                 D_j      

                      

   Фⁱⁿ(x, t) =  (4πε₀) ^{– 1} ∫ d_ху^–1 ρ(у, t^) dV,                                                (13)                 

                                D_ρ      

где   

  t^ = t^(х, у, t) = t – d_ху/с.

    Соотношения (12), (13) вместе с (8) и (9) дают возможность определить электрическое поле Еⁱⁿ(x, t) и поле магнитной индукции Вⁱⁿ(x, t), генерируемые источниками, находящимися внутри области D.

    Выполняя в правых частях (12)-(13) векторное дифференцирование по параметру х под знаком интеграла с учётом зависимости от х величины t^, получаем:

   rot_х[d_ху^–1 j(у, t^)] =                                                                             (14)    

                     = d_ху^–2 j(у, t^) × s + с ^{– 1} d_ху^–1 α(у, t^) × s;

   grad_х[d_ху^–1 ρ(у, t^)] =                                                                          (15)

                    = – d_ху^–2 ρ(у, t^) s – с ^{– 1} d_ху^–1 η(у, t^) s.

    Из (8)-(9), (12)-(15) а также равенства

   ∂/∂t [d_ху^–1 j(у, t^)] = d_ху^–1 α(у, t^)

следует, что

   Еⁱⁿ(x, t) = Е_С(x, t) + Е_D(x, t) + Е_СА(x, t),                                               

   Вⁱⁿ(x, t) = В_BS(x, t) + В_СА(x, t),                                                              

где                     

   Е_C (x, t) =                                                                                             (16)

     = (4πε₀) ^{– 1} ∫ d_ху^–2ρ(у, t^) s dV,                                                                                  

                     D_ρ      

   Е_D(x, t) =                                                                                              (17)

     = (4π сε₀) ^{– 1} ∫ d_ху^–1 η(у, t^) s dV,                                                                               

                        D_ρ      

   Е_CA(x, t) =                                                                                            (18)

     =  – (4π) ^{– 1} μ₀ ∫ d_ху^–1 α(у, t^) dV,                                                                              

                           D_j    

   В_BS(x, t) = (4π) ^{– 1} μ₀ ∫ d_ху^–2 j(у, t^)×s dV,                                            (19)               

                                   D_j    

   В_CA(x, t) = (4π с) ^{– 1} μ₀ ∫ d_ху^–1 α(у, t^)×s dV.                                        (20)               

                                      D_j      

    Полная величина электрического поля Е и поля магнитной индукции В, действующих в области D, представляется в виде суммы рассмотренных полей Еⁱⁿ и Вⁱⁿ, порождённых источниками, находящимися внутри области D, и порождённых находящимися вне области D источниками полей Е^out и В^out: 

   Е(x, t) = Еⁱⁿ(x, t) + Е^out(x, t),                                                              

   В(x, t) = Вⁱⁿ(x, t) + В^out(x, t).                                                              

·        Элемент объёма dV вокруг точки у, в которой в момент времени t плотность заряда ρ(у, t) отлична от нуля, создаст в каждой точке х, весь путь до которой проходит в неполяризующейся и ненамагничивающейся среде, в момент времени  t´= t + d_ху/с  кулоновское поле

  Е_С = (4πε₀) ^{– 1} dV d_ху^–2 ρ(у, t) s.

Если при тех же условиях отлична от нуля производная по времени η(у, t) от плотности заряда, в точке х создаётся также динамическое электрическое поле 

  Е_D = (4πε₀) ^{– 1} dV с ^–1 d_ху^–1 η(у, t) s.

   Динамическое поле становится абсолютно преобладающим над кулоновским на расстояниях d_ху от источника, удовлетворяющих условию

    d_ху >> с τ_η,

где τ_η – характерное время изменения плотности заряда, которое может быть приближённо оценено по формуле

    τ_η ≈ |ρ| / |η|.

·        Элемент объёма dV вокруг точки у, в которой в момент времени t вектор плотности тока j(у, t) отличен от нуля, создаст в каждой точке х, весь путь до которой проходит в неполяризующейся и ненамагничивающейся среде, в момент времени  t´ поле Био-Савара

  В_BS = (4π) ^{– 1} μ₀ dV d_ху^–2 j(у, t) × s.                        

Если при тех же условиях отличен от нуля вектор токового ускорения α(у, t) (производная по времени от вектора плотности тока), в момент времени  t´ в точке х создаётся также токо-ускорительное электрическое поле 

  Е_СА = – (4π) ^{– 1} μ₀ dV d_ху^–1 α(у, t)                                   

и токо-ускорительное поле магнитной индукции

  В_СА = (4π) ^{– 1} μ₀ dV с ^–1 d_ху^–1 α(у, t) × s.                             

    Как и в случае поля, создаваемого зарядами, токо-ускорительное поле В_СА абсолютно преобладает над полем Био-Савара В_BS на расстояниях d_ху от источника, удовлетворяющих условию

    d_ху >> с τ_α,                                                                                            

где τ_α – характерное время изменения плотности тока, приближённо оцениваемое по формуле

    τ_η ≈ |j| / |α|.                                                                                          (21)                            

·        При выполнении условия (21) пара функций Е_СА и В_СА является асимптотическим решением системы уравнений Максвелла /*т.е. подстановка этих функций в уравнения Максвелла даёт малую невязку порядка (сτ_α / d_ху)²*/.

   Частный случай - поле элемента линейного переменного тока 

  Условие применимости уравнений Максвелла в металле

    При рассмотрении электромагнитного поля в металлах система уравнений Максвелла дополняется законом Ома

      j = σ Е,                                                                                       (22)

где проводимость σ – эмпирический параметр, удовлетворяющий условию

  σ > 0

и имеющий смысл только тогда, когда определена плотность тока j, т.е. при выполнении условия (5).

    Появление дополнительного уравнения даёт возможность не задавать плотность тока j(х, t), а определять её, наряду с электрическим вектором Е(х, t) и

вектором магнитной индукции В(х, t).

    С использованием (22) и (9) при Ф ≡ 0 из (10) можно получить для неизвестной функции j(х, t) уравнение:

    μσ ∂/∂t j = □ j.                                                                                                                                  

    Как показывает анализ этого уравнения (см., например, Матвеев), в проводе, запитанном переменным током

       I(t) = I₀ sin ωt,

ток I распределяется по сечению проводника неравномерно, причём основная его часть сосредоточена в тонком поверхностном слое (скин-слой) (skin effect). Толщина скин-слоя Δ выражается через соответствующую частоте ω длину волны λ = 2πс/ω по формуле:

   Δ = (λδ)^½, 

где имеющая размерность длины величина δ = (π μ с σ) ^–1 зависит от материала проводника и от его температуры.

   Величина Δ в рассматриваемом случае может играть роль фигурирующего в условии (5) характерного расстояния L, на котором происходят существенные изменения плотности тока. Если при этом принять в качестве среднего расстояния ‹d› между ближайшими свободными электронами величину шага кристаллической решётки, т.е. положить

  ‹d› ≈ 10 ^{– 9} м,

то условие (5) превращается в неравенство

   Δ  > ≈  Δ*= 10 ^{– 6} м.

·        Для переменных токов в металлическом проводнике корректное определение понятий плотность тока, проводимость и скин-слой возможно только при выполнении условия:

λ  > ≈ λ*= Δ*²/δ.                                                 (23)

   /*Для провода, изготовленного из высокоочищенной и подвергнутой оптимальной термообработке меди, при комнатной температуре

    δ = 10 ^{– 11} м, λ* = 10 ^{– 1} м,                                                            

а при температуре жидкого гелия

    δ = 10 ^{– 14} м, λ* = 100 м. */

·        Если условие (23) не выполнено, эксперимент обнаруживает отклонения от предсказаний теории, называемые аномальным скин-эффектом.

/*Для объяснения аномального скин-эффекта обычно производится сравнение толщины скин-слоя с длиной свободного пробега электрона. Между тем, понятие свободный пробег к электрону не применимо, т.к. под действием электромагнитного изучения, генерируемого, в частности, ионами в узлах кристаллической решётки, а также другими свободными электронами кристалла, движение электрона всегда имеет хаотический характер и может быть описано только в вероятностных терминах*/  

 Поля, создаваемые проводником с переменным током

     При выполнении условия (23) элемент провода dl создаёт согласно (18)-(20) поля     

   В_BS = (4π) ^{– 1} μ₀ I₀ d_ху^–2 sin(ωt – kd_ху) dl ×s,                                        (24)

   Е_СА = – (4π) ^{– 1} μ₀ I₀ k с d_ху^–1 cos(ωt – kd_ху) dl,                                   (25)

   В_СА = (4π) ^{– 1} μ₀ I₀ k d_ху^–1 cos(ωt – kd_ху) dl×s,                                     (26)   

где  

    k = ω с ^–1 – модуль волнового вектора.

     Поле Био-Савара (24) становится пренебрежимо малым по сравнению с токо-ускорительным полем (26) при выполнении условия                                              

    d_ху >> k ^–1 = λ/2π.

·        Каждый элемент линейного проводника, запитанного переменным током, удовлетворяющим условию (23), генерирует токо-ускорительные поля Е_СА и В_СА, относящиеся к радиоволновому диапазону.

 

    Электромагнитное поле, генерируемое микрозарядами

    Как нетрудно заметить, выражения (12), (13) для векторного и скалярного потенциалов имеют смысл и в том случае, когда плотности заряда или тока имеют особенности – важно только, чтобы особенность была интегрируемой. Иначе говоря, требование к радиусу окрестности осреднения, выражаемое неравенством (3), в данном случае не является необходимым и можно уменьшить величину r_а настолько, что в область A(х) попадает только один микрозаряд.   

·        При использовании интегральных представлений (12) и (13) векторного и магнитного потенциалов условия (3)-(5) и само наличие плотности заряда и плотности тока не являются необходимыми.

    Рассмотрим микрозаряд q, который в момент времени

   t^ = t – d_ху*(t^) с ^–1                                                                               (27)

находился в точке у* = у*(t^) и обладал скоростью v(t^).

    Если известен закон движения микрозаряда у* = у*(t), то соотношение (27) даёт неявное определение функции t^ = t^(t).

    Чтобы получить выражения для векторного и магнитного потенциалов, создаваемых этим микрозарядом, заменим фигурирующие в (12) и (13) под знаком интеграла величины плотности заряда и тока соответствующими δ-функциями:

    ρ(у, t^) = q δ(у*(t^) – у),                                    

    ι(у, t^) = q v(t´) δ(у*(t^) – у). 

    В результате такой замены получаются выражения:

   A(x, t) = (4π) ^{– 1}μ₀ q d_ху*(t^) ^–1 v(t^),                                                     (28)               

   Ф(x, t) =  (4πε₀) ^{– 1} q d_ху*(t^) ^–1.                                                             (29)               

    После этого для определения генерируемых отдельным микрозарядом электрического и магнитного поля остаётся воспользоваться формулами (8) и (9).

    При определении ротора правой части (28) и градиента правой части (29) получаются аналогичные соотношениям (14) и (15) выражения:  

   rot_х[d_ху*(t^) ^–1 v(t´)] =                                                                          (30)    

       = d_ху*(t^) ^–2 v(t^)× s + с ^{– 1} d_ху*(t^) ^–1 а(t´)×s;

   grad_х[d_ху*(t^) ^–1] =                                                                               (31)

       =  – d_ху*(t^) ^–2 s.

    Выражение для частной производной по времени от правой части (28) при этом несколько усложняется из-за зависимости от времени положения источника у*(t´):

   ∂/∂t [d_ху*(t^) ^–1 v(t^)] =       

                                                                (32)

          = [d_ху*(t^) ^–2 (v(t^)∙s) v(t^) + d_ху*(t^) ^–1 а(t^)] dt^/dt.               

    Согласно правилу дифференцирования неявной функции

   dt^/dt = [1– (v(t^)∙s) с ^–1]^–1 .                                                               (33)      

    Использование (8)-(9) и (28)-(33) приводит к выражениям для полей В^МС и Е^МС, создаваемых микрозарядом:

   Е^МС(x, t) = Е_С(x, t) + Е_V(x, t) + Е_А(x, t),                                            

   В^МС(x, t) = В_BS(x, t) + В_А(x, t),                                                             

где                     

   Е_С(x, t) = (4π) ^{– 1} μ₀ q с² d_ху*(t^) ^–2 s ,                                                  

   Е_V(x, t) =                                                                                             

         =  (4π) ^{– 1} μ₀ q d_ху*(t^) ^–2 (v(t^)∙s) v(t´)[1– (v(t^)∙s) с ^–1]^–1,             

   Е_А(x, t) =  – (4π) ^{– 1} μ₀ q d_ху*(t^) ^–1 а(t^),                                             (34)                                

   В_BS(x, t) = (4π) ^{– 1} μ₀ q d_ху*(t^) ^–2 v(t^)×s,                                                                   

   В_А(x, t) = (4π) ^{– 1} μ₀ q с ^–1 d_ху*(t^) ^–1 а(t^)×s.                                       (35)                 

   В случае нерелятивистских скоростей

    | v(t^)| << с.                                                                                        

  При выполнении этого условия «скоростное» поле Е_V(x, t) пренебрежимо мало по сравнению с кулоновским полем Е_С(x, t).

  Зарядо-ускорительное электрическое поле Е_А(x, t) преобладает над кулоновским на расстояниях от источника, удовлетворяющих условию

    d_ху*(t^) >> с²/а,                                                                                    (36)

а зарядо-ускорительное поле магнитной индукции В_А(x, t) преобладает над полем Био-Савара В_BS(x, t) при более слабом условии

    d_ху*(t^) >> сv /а.                                                                                                                             

·        В нерелятивистском случае микрозаряд q, находящийся в момент времени t в точке у* и движущийся со скоростью v и ускорением а, создаст в точке х в момент t´ электрическое поле Е и поле магнитной индукции В, представляющиеся в виде

  Е = Е_С + Е_А,    

  В = В_BS + В_А,   

где

  Е_С =  (4πε₀) ^{– 1}q d_ху*(t´) ^–2 s = μ₀ (4π) ^{– 1}q с ² d_ху*(t´) ^–2 s,    Е_А =   – μ₀ (4π) ^{– 1}q d_ху*(t´) ^–1 а.     

  В_BS = μ₀ (4π) ^{– 1}q d_ху*(t´) ^–2 v×s,                             

  В_А = μ₀ (4π) ^{– 1}q с ^{– 1} d_ху*(t´) ^–1 а×s,

если на всём пути распространения поля от точки у* к точке х выполнялись условия (6) и (7).                         

    При выполнении условия (36) как электрическое поле, так и поле магнитной индукции, создаваемые микрозарядом, сводятся к зарядо-ускорительным полям Е_А и В_А, убывающим как d_ху*(t^) ^–1 при увеличении расстояния от источника.                                        

·        При любой длине волны выражения (34), (35) для зарядо-ускорительных полей определяют электромагнитные волны, генерируемые отдельным микрозарядом. 

    Ионы, входящие в состав молекул или кристаллов, совершают колебания на частотах, соответствующих спектру собственных колебаний. Собственные частоты ограничены сверху величиной, пропорциональной (κ/т)^½, где κ – жёсткость связи между соседними ионами; т – масса иона. Граница снизу для спектра колебаний ионов определяется тем, что длина волны колебаний не может превосходить размеры кристалла (обычно ≈ 1 мкм). 

    Свободные электроны в ионизированном газе, как следует из результатов раздела Стохастические характеристики движения заряженной частицы в поле электромагнитной радиации, совершают хаотическое движение со значительно большими, чем тяжёлые ионы, средними скоростями и частотами, включающими рентгеновскую часть спектра.

    Наконец, самая коротковолновая часть спектра – гамма-излучение – определяется колебаниями заряженных нуклонов в процессе ядерных реакций, собственные частоты которых выше рентгеновских благодаря высокой жёсткости внутриядерных связей.  

·        Электромагнитное излучение в диапазонах от инфракрасного до ультрафиолетового включительно представляет собой зарядо-ускорительное поле, порождённое колебаниями ионов, входящих в состав молекул или кристаллов, рентгеновское излучение – хаотическим движением свободных электронов, а гамма-излучение – движением заряженных нуклонов в процессе ядерных реакций.

 

Дата последнего обновления:  2011/04/25

Главная страница

 

Кое-что из реальной физики