о
О
X
толщиной o^>i/u0 может проходить только излучение
с £>з21. Пролгедшее излучение имеет преимущественную s-поллризацию, так как для р-полярпзацпи
xf cos 2T>/xJ0> < 1 и А. п, э. выражен слабее. А. п. э.
существует во всей угловой области дифракционного отражения, однако при увеличении отстройки ДО от точного угла Брагга ∙&∙ он быстро ослабляется,
Пойнтннга лекторы полей £>s!'p2) в соответствии с (1) равны:
2} I / COS2 (gX/2) \ - Д<1' 2> Z/C05tf
* - . J *i *-* ' \\ л '.S-Fl f
и направлены вдоль атомных плоскостей, а их амплитуды в направлении, перпендикулярном атомным плоскостям, модулированы с периодом, равным межплоскостно-му расстоянию. Вследствие этого Р(1) принимает макс. значения на атомных плоскостях, а _Р{2> ≈ между ними (рис.). Т. к. осн. вклад в фотоялектрич. поглощение дают внутр. К- и //-оболочки, электронная плотность
У W М4 W М/ М/ M/ M/ M/ W'
Картина распределения вектора Пойнтинга для полей D* ' и D ' и совершенном кристалле, атомныо плоскости которого перпендикулярны поверхности, при точном выполнении условий Брэгга ≈ Вульфа. ft0 ≈ волновой вектор падающей плоской волны. Потоки анергии направлены вдоль атомных: плоскостей
и модулированы в напраюи-нии оси х так, что для поля Г/ ' максимумы интенсивности приходятся на атомные плоскости (я
поэтому они сильно поглощаются его атомами), а для поля Dt2' ≈ между ними (коэффициент поглощении аномально мал). Поскольку потоки энергии направлены вдоль атомных плоскостей, то разделенно полн на прошедшую и дифракционную волны происходит при выходе гго из кристалла. Пунктиром показано влияние несовершенства структуры кристалла и тепловых колебаний, которыг ведут к эффективному увеличению толщины (заштрихованные области) атомной плоскости и, следовательно, сглаживанию эффекта аномального прохождения.
90
к-рых сосредоточена вблизи атомных ядер, поло распространяется в области повышенной электронной плотности, взаимодействует со средой и поглощается более интенсивно, а поле />(2* распространяется в области пониженной электронной плотности и взаимодействует со средой менее интенсивно, чем в произвольном, не дифракционном направлении. Этим и обусловлены аиомально низкое поглощение в дифракц. направлении и появление рея ких максимумов на рентгенограмме . Тепловые колебания атомов в кристалле эффективно
увеличивают размеры атомов, так что fi'2' возрастает.
St J
Напр., при темп-ре Т
(2)
где ем ≈ Дебая≈Яаллера фактор. А. п. э. зависит также от структуры кристалла. Любые отклонения от идеальных условий (атомные плоскости не перпендикулярны кристаллографич. плоскостям, наличие отстройки от точного угла Ф, дефектов) уменьшают А. п, з-. При многолучевой дифракции могут существовать области, где А. п. э. проявляется още сильнее.
A, ir. э. используется для исследования совершенства строения кристаллов (см. Рентгеновская топография} и получения слаборасходящихся пучков монохроматич. поляризов. рентг. излучения. А. п. э. имеет место и для
др. излучений.
Лит, см. при ст. Дифракция рентгеновских лучей.
А. В. КоАпапов.
АНОМАЛЬНОЕ СОПРОТИВЛЕНИЕ п л а я и ы ≈ сопротивление, связанное с развитием разл. токовых неустойчивостей и возникающее, когда плотность тока в плазме превышает нек-рую критич. величину. А. с. плазмы связано только с гибридными электрон-ионными не устойчив остями и по величине существенно превышает обычное классич. сопротивление за сч╦т парных электрон-ионных соударений. Критич. плотность тока /, при к-рой возникает А. с., обычно выражают через пороговое значение дрейфовой скорости электронов Vtf≈j/ne (е ≈ заряд электрона, п ≈ их плотность). Наличие дрейфовой скорости у электронов означает, что электронное распределение по скоростям сдвинуто на величину v£ относительно ионного, что и приводит к неустойчивости. Вследствие этой неустойчивости электроны, кроме потери импульса при парных столкновениях, теряют его и при излучении колебаний (волн). Эти колебания поглощаются ионами и передают им спой импульс. Т. о., так же как и при парных столкновениях, происходит передача импульса от электронов к ионам, однако в данном случае она имеет коллективную природу, т. к, осуществляется посредством воз-буждаомьгх при неустойчивости колебании и волн. Иногда значение дрейфовой скорости, при к-рой возникают неустойчивость и А, с., чрезвычайно мало. Напр., в плазме без магн, поля миним. значение скорости у^, при к-рой возникает ионно-звуковая неустойчивость (см. Неустойчивости плазмы], существенно меньше тепловой скорости электронов и фактически совпадает со скоростью ионного звука в плазме vs ≈
= К Т JM (Те ≈ теми-pa электронов, М ≈ масса ионов^. Ионно-звуковая неустойчивость представляет собой рае-качку продольных эл.-статич. колебаний н плазме с «горячими» электронами и «холодными» ионами (Тгз> ~^>Т;), При приближении VA к тепловой скорости электронов ионно-звуковая неустойчивость плавно переходит в неустойчивость Бунемана,
П плазме, помещ╦нной в магн. поле, возможны токовые неустойчивости с очень низким порогом и#* значительно меньшим тепловой скорости ионов. Эти неустойчивости возникают, когда ток теч╦т попер╦к магн, поля (неустойчивость Драммонда≈Розснблюта. неустойчивость нпжнегибридных колебаний),
Осн. проблемой в теории А. с. является установление связи между линейной теорией токовых нсуетон-чшюстен к их разл. нелинейными характеристиками. Наиб, употребительной нелинейной характеристикой токовых неустойчивостей является офф. частота л^Фф рассеяния электронов колебаниями при нелинейном насыщении роста неустойчивости. Для моыно-знуколой неустойчивости, к-рая играет центральную роль в теории
А. с., Уэфф^Ю-^^^Туут-Т1/, где tdpe^ \\^/w^frn≈ плазменная электронная частота, v?≈ тепловая скорость электронов, m ≈ масса электронов. Величина аномальной проводимости связана с ^эфф обычной ф-лок электропроводности плазмы стА = п*в/'Я^Эфф.
Осн. трудности в теории А. с. связаны с тем, что вследствие квазилинейной деформации функций распределения электронов и ионов величины rd, Те, Т{ уже не имеют своего обычного смысла. При исследовании деформации ионного распределения весьма эффективным оказывается использование т. н. двухтемпсра-турного приближения, т.е. разбиения ионов на две группы ≈ «холодные» ионы, не меняющие своего распределения по скоростям, и «хвост» ионной ф-ции распределения, ускоряемый за сч╦т взаимодействия с колебаниями. Характерные скорости таких ионов v^s
")
}
