ответы. 1. Энергетические величины. Поток излучения Фе величина, равная отношению энергии w излучения ко времени t, за которое излучение произошло Единица потока излучения ватт (Вт. Энергетическая светимость (излучательность) R
 Скачать 4.74 Mb.
|
|
субтрактивный синтез », те. синтез, основанный на принципе вычитания. 37. Колебания многоатомных молекул. Нормальные колебания Сонограмма: сопрано с вибрато в оркестровой фактуре Нормальные колебания многоатомных молекул принято подразделять на валентные и деформационные. Иными словами, для валентных колебаний коэффициенты формы Сц при естественных колебательных координатах, соответствующих изменениям длин связей, велики, а коэффициенты формы с при естественных координатах, отвечающих изменению углов, малы, тогда как для деформационных колебаний имеет место обратная картина. Обычно трудно представить нормальные колебания многоатомной молекулы [2] В молекулярной спектроскопии нормальные колебания многоатомных молекул классифицируются по форме и симметрии. Числа, степени вырождения и активность в спектрах нормальных колебаний многоатомных молекул с разнообразными типами симметрии уже давно исследованы математически и сведены в таблицы. Если известна формула молекулы и если можно достаточно надежно определить число основных частот, активных в инфракрасном спектре и спектре комбинационного рассеяния, то достаточно посмотреть эти таблицы, чтобы решить, к какой точечной группе принадлежит молекула. Пример такого определения симметрии рассматривается подробно в разд. Движение сложной системы, которое возникает при гармоническом колебании одной из нормальных координат, называется нормальным колебанием многоатомной молекулы, а совокупность соответствующих коэффициентов / столбца матрицы L, которые характеризуют изменения геометрических параметров молекулы, принятых за колебательные координаты, называется формой ( иногда коэффициентами формы) нормального колебания. В разделе 1, было указано, что ЗА / - 6 или ЗЛ / - 5, частоты нормальных колебаний многоатомной молекулы могут быть однозначно определены из векового уравнения ( 2 11), если известны силовые постоянные. Но даже ив этом случае фактическое нахождение нормальных колебаний представляет собой весьма трудоемкий процесс, так как вековое уравнение обычно является уравнением весьма высокого порядка. Если, однако, молекула обладает из-вэстными элементами симметрии, тов соответствии с изложенным в предыдущем разделе мы можем определить возможные типы нормальных колебаний. При наличии одного колебания данного типа симметрии его форма полностью определяется без точного решения векового уравнения даже ив том случае, когда мы имеем два колебания данного типа симметрии, вообще говоря, нетрудно составить достаточно полное представление о форме этих колебаний. Аналогичные рассуждения применимы к более сложным нормальным колебаниям многоатомных молекул. Как правило, оба условия выполняются для неорганических молекул первое - для связей тяжелый металл - металл и для связей металл - лиганд второе - для относительно слабых связей в донорно-акцепторных комплексах различных типов. Факторы ( аи б) взаимосвязаны, однако, как показано в табл. 1.4, можно выделить случаи, когда низкочастотные валентные колебания обусловлены главным образом большими массами атомов. Рассмотрим происхождение ИК-спектра поглощения и СКР, основываясь на модели гармонического осциллятора двухатомной молекулы. Теория может быть применена также для какого-либо нормального колебания многоатомной молекулы, совершаемого по гармоническому закону. В случае упругого стержня нормальные колебания всегда будут совершаться перпендикулярно друг другу, независимо оттого, является ли сечение стержня прямоугольным. До известной степени аналогичные соотношения получаются и для нормальных колебаний многоатомной молекулы, хотя смещения одного итого же атома при двух различных нормальных колебаниях необязательно перпендикулярны между собой ( ср. [9] I были обсуждены вопросы определения элементов симметрии и точечной группы симметрии данной молекулы. Однако для понимания связи симметрии с правилами отбора для нормальных колебаний многоатомных молекул требуется знание теории групп. Для определения активности колебаний в инфракрасном спектре ив спектре комбинационного рассеяния к каждому нормальному колебанию следует применить правило отбора. С квантовомеханической точки зрения [1-4] колебание активно в инфракрасном спектре, если при колебании изменяется дипольный момент молекулы, и колебание активно в спектре комбинационного рассеяния, если при колебании изменяется поляризуемость молекулы. Из рассмотрения форм нормальных колебаний многоатомных молекул непосредственно не следует вывод об изменении дипольного момента или поляризуемости. Как будет показано ниже, однозначное решение этого вопроса дает применение теории групп. Колебания молекул могут менять как взаимные расстояния между ближайшими атомами, таки углы между направлениями валентностей. Например, в молекуле СО, имеющей прямолинейную равновесную форму ОС - О, существуют колебания, при которых изменяются расстояния между ядрами О и С, а также другие колебания, выводящие ядро Сиз прямолинейного расположения. Первый тип колебаний называется валентным, второй - деформационным. Оцейка / ш - 0 1 эв относилась к валентным колебаниям. В сложных нормальных колебаниях многоатомных молекул могут участвовать оба типа смещений ядер. [12] 38. Колебательно-вращательные спектры линейных молекул. Вращательные спектры - молекулярные спектры, обусловленные квантовыми переходами между дискретными вращательными энергетическими состояниями молекул. Наряду с колебательными спектрами и электронными спектрами возникают в результате взаимодействия молекул с электромагнитным излучением. Вращательные спектры экспериментально наблюдаются для достаточно легких молекул веществ в газовой фазе в длинноволновом и микроволновом диапазонах, а также методом спектроскопии комбинационного рассеяния. Так называемые чисто вращательные спектры связаны с вращательными переходами между уровнями Евр и Евр при фиксированных электронном и колебательном состояниях молекулы. Они характеризуются частотами в диапазоне 10 4 -10 6 МГц или волновыми числами ω = v/c, соответственно от единиц до сотен см -1 (h- постоянная Планка, с - скорость света. Чисто вращательные спектры наблюдаются при облучении молекул видимым или УФ-излучением с частотой v 0 ; соответствующие разности волновых чисел Δω, отсчитываемые от линии рэлеевского рассеяния ω 0 , имеют те же значения, что и волновые числа в чисто вращательных спектрах инфракрасного и микроволнового диапазонов. При изменении электронного и колебательных состояний молекул всегда меняются и вращательные состояния, что приводит к появлению так называемой вращательной структуры электронных и колебательных спектров в УФ, ИК-областях ив колебательно-вращательных спектрах комбинационного рассеяния. Для приближенного описания вращательного движения молекулы можно принять модель жестко связанных точечных масс, то есть атомных ядер, размеры которых ничтожно малы по сравнению с самой молекулой. Массой электронов можно пренебречь. В классической механике вращение жесткого тела характеризуется главными моментами инерции А, I B , I C относительно трех взаимно перпендикулярных главных осей, пересекающихся в центре масс. Момент инерции равен где точечная масса, ее расстояние от оси вращения. Полный момент количества движения G связан с проекциями момента на главные оси соотношением Энергия вращения Евр, являющаяся кинетической энергией (Т вр ), в общем случае выражается через проекции полного момента количества движения и главные моменты инерции соотношением Согласно квантовомеханическим представлениям, момент количества движения молекулы может принимать только определенные дискретные значения. Условия квантования имеют вид где G z - проекция момента на некоторую выделенную ось z; J = 0, 1, 2, 3, ... - вращательное квантовое число К - квантовое число, принимающее при каждом J(2J + 1) значений 0, ± 1, ±2, ±3, ... ±J. Выражения для Евр различны для четырех основных типов молекул 1) линейных, например О— С—О, НС, Н—СС—Н; частный случай - двухатомные молекулы, например N 2 ; 2) молекул типа сферического волчка, например SF 6 ; 3) молекул типа симметричного волчка, например NH 3 , СН 3 С, С 6 Н 6 ; 4) молекул типа асимметричного волчка, например НО, СН 2 С 12 . Рассмотрим соответствующие типы вращательных спектров. Линейные молекулы. Для них Евр = G 2 /2IB, так как в этом случае один из главных моментов инерции равен нулю, а два других - для вращения относительно осей, перпендикулярных оси молекулы, - равны между собой (обозначаются I B ). Такие молекулы описываются моделью так называемого жесткого ротатора - материальной точки с массой m, вращающейся по окружности радиуса r. В квантовомеханическом описании где F(J) = в (в см -1 ) вращательный терм, так называемая вращательная молекулярная постоянная. В частном случае двухатомной молекулы I B = μr 2 , где расстояние между атомными ядрами с массами m 1 и m 2 , μ= m 1 m 2 /(m 1 + m 2 ) - приведенная масса. Обычно молекулы характеризуют равновесными значениями параметров r . На рис. 1 показана система вращательных термов двухатомной молекулы. рис Вращательные термы двухатомной молекулы, а также схемы образования чисто вращательных спектров поглощения (аи спектров комбинационного рассеяния (б) Если линейная молекула полярна, то есть обладает отличным от нуля электрическим дипольным моментом (например HCN), возможны переходы между соседними термами, для которых ΔJ = 1. Микроволновые вращательные спектры линейных молекул (риса и 2) представляют собой серию примерно равноотстоящих линий общее выражение для их волновых чисел при указанном правиле отбора имеет вид рис Вращательный спектр поглощения молекулы НС. Над пиками указано соответствующее квантовое число J уровня, с которого происходит переход Спектры комбинационного рассеяния образованы переходами, для которых ΔJ= 2 (рис. 1, б. В этом случае |Δω| = В + 6), причем J, как ив случае спектров поглощения, относится к нижнему из двух уровней, между которыми происходит переход. Такие спектры характерны как для полярных, таки для неполярных молекул. Таким образом по расстоянию между линиями вращательных спектров, равному в спектрах поглощения В, а в спектрах комбинационного рассеяния - В, определяют В, I B и вращательные термы. Для двухатомных молекул из значений I B находят межъядерное расстояние. В случае многоатомных молекул для определения всех межъядерных расстояний исследуют вращательные спектры изотопных разновидностей молекулы. При этом в хорошем приближении считается, что при изотопном замещении меняются только массы ядер и, следовательно , значения I B и В, а межъядерные расстояния остаются неизменными. Реальные молекулы не являются жесткими системами, при их вращении происходит, в частности, центробежное искажение структуры. Интенсивность линий вращательных спектров определяется вероятностью квантовых переходов (зависит от волновых функций состояний и операторов электрических моментов) и заселенностью состояний, то есть долей N J молекул, находящихся в данном состоянии, относительно общего числа молекул N 0 . Если при рассмотрении волновых функций состояний учитывать влияние спинов ядер, то оказывается возможным объяснить особенности вращательных спектров комбинационного рассеяния центросимметричных линейных молекул (НО, СО. Если ядерный спин равен нулю, каждый второй вращательный уровень не может быть заселен, например у молекулы О - каждый уровень счетными в спектре не будет половины (через одну) линий. При ядерном спине, неравном нулю, наблюдается чередование интенсивностей линий спектров комбинационного рассеяния. Например, в случае Н (спин протона равен 1/2) отношение интенсивностей "четных" линий к "нечетным" равно 1:3, что соответствует соотношению пара- и орто-модификаций Н 2 Молекулы типа сферического волчка. В таких молекулах все главные моменты инерции одинаковы (обозначаются I B ); выражения для Евр в классической теории ив квантовомеханическом описании такие же, как для линейных молекул. Однако чисто вращательных спектров у молекул рассматриваемого типа нет, поскольку они изотропны (обладают сфероидом поляризуемости) и не имеют дипольного момента. В таком случае переходы между вращательными термами запрещены как в спектрах поглощения, таки в спектрах комбинационного рассеяния. Однако соответствующие молекулярные параметры можно получать, изучая вращательную структуру колебательных и электронных спектров веществ в газовой фазе. Молекулы типа симметричного волчка. В таких молекулах один главный момент инерции отличается от двух других, которые равны между собой I A ≠ I B = предельный частный случай - линейные молекулы. Выражение для вращательного терма имеет вид где вращательная постоянная Различают вытянутый симметричный волчок, когда Аи сплюснутый, когда I A > I B = В первом случае А - Вт. е. приданном с ростом абсолютного значения К энергия уровней растет, а во втором случае А - В) < 0 и энергия с ростом K уменьшается. Поскольку по правилам отбора для таких молекул переходы возможны только без изменения квантового числа Кто из вращательных спектров определяется лишь одна вращательная постоянная В и момент инерции I B = I C , а для определения I A и геометрических параметров необходимы дополнительные данные, например по изотопнозамещенным молекулам. Молекулы типа асимметричного волчка. В этом случае все моменты инерции различны I A ≠I B ≠I C , точного аналитического выражения для вращательного терма как функции квантовых чисел нет, а система энергетических уровней может быть представлена как нечто промежуточное между случаями вытянутого и сплюснутого симметричных волчков. Сложность системы уровней и правил отбора приводит и к усложнению наблюдаемых спектров. Тем не менее для ряда молекул рассматриваемого типа, например SO 2 , CH 2 C 12 , этиленоксида и, проведен полный анализ вращательных спектров и определены длины связей и валентные углы. 39. Принцип Франка-Кондона. Диаграммы Фортра ФРАНКА -КОНДОНА ПРИНЦИП -утверждает, что электронные переходы в молекулах происходят очень быстро по сравнению сдвижением ядер, благодаря чему расстояние между ядрами и их скорости при электронном переходе не успевают измениться. Ф- К. п. соответствует адиабатическому приближению и основан на приближённом разделении полной энергии молекулы на электронную энергию и энергию движения ядер (колебательную и вращательную, согласно Борна - Оппенгеймера теореме. По Ф- К. п. в простейшем случае двухатомной молекулы наиб. вероятны электронные переходы, изображаемые вертикальными линиями на диаграмме зависимости потенц. энергии от межъядерного расстояния для двух комбинирующих электронных состояний (см. рис. 3 при ст. Молекулярные спектры Впервые Ф- К. п. сформулирован Дж. Франком (1925) на основе полуклассич. представлений, а Э. Кондон дал (1926) его квантовомеханич. трактовку. Рис. 4.3. Связь между Р, Q- и -ветвями, изображенная в виде диаграммы Фортра. Рис. 77. Схема Р и 7 ветвей (аи диаграмма Фортра вращательной структуры колебательновращательной полосы двухатомной молекулы (б. Вращательные линии в полосе часто представляются в виде диаграммы Фортрана которой значения У (или N) или т отложены в зависимости от V. Такая диаграмца для полосы СМ (рис. 41) изображена на рис. 42. Этот рисунок показывает, как образуется кант полосы в Р-ветви при N=28 и как линии Р-ветви с высокими значениями N образуют возвратную часть ветви, которая переплетается с линиями Р- и ветвей, соответствующими низким значениям N. [c.75] Для полос, связанных с электронным переходом Щ — 2, помимо Р- и / -ветвей, соответствующих А = ih 1, характерно наличие интенсивной ветви с А = 0. Эта Q- ветвь описывается уравнением (85). На диаграмме Фортра, аналогичной той, которая изображена на рис. 42, ветвь будет иметь вид отдельной параболы, проходящей через V(j, с вершиной, расположенной несколько [c.79] В линейных многоатомных молекулах (для которых полученные выше уравнения также пригодны) ив двухатомных молекулах, где одновременно происходит электронный переход, момент инерции в возбужденном состоянии необязательно превосходит момент инерции основного состояния могут иметь место соотношения Г < I" и В > В. В этом случае голова появится в ветви Р, но она будет спадать к фиолетовой области, тогда как ветви Q и Я будут содержать линии с монотонно возрастающей частотой. Эти соотношения иллюстрируются так называемыми диаграммами Фортра, представленными на рис. 4.3. [c.72] Изображения ветвей Р, Р, Р в виде диаграммы Фортра для двух типичных случаев (В-у — Вй" < О и (й — В -) >0 приведен на рис. 80. Как видно из риса, при (В — В ")<0 волновые числа гн(7) линий в ветви Р проходят через максимум при некотором значении I. Вблизи значения Ун(/)шах в ветви Я получается тесное скопление линий, называемое кантом. Из рис. 80,6 видно, что при (Во — Во) > О кант наблюдается в ветви Р полосы. [c.355] Рис. 80. Схемы вращательной структуры (ветвей Р, Q, Я) электронно-колебательно- вращательной полосы и диаграммы Фортра а — для случая В, — Ву, <0 б — для случая В , — В" > 0. 40. Точность и чувствительность фотометрических измерений. Абсолютные измерения фотометрических величин путем сравнения с излучением эталонных источников Проводя фотометрические измерения, аналитики, как правило, не очень задумываются над тем, с какой точностью проводятся измерения. Понять такое положение дел несложно, так как погрешность измерений не составляет главную задачу фотометрии. Однако в некоторых случаях умение оценить ошибку бывает очень полезным Широко известным является тот факт, что случайная погрешность фотометрических измерений почти полностью определяется случайной абсолютной погрешностью измерения коэффициента светопропускания ( α ). Коэффициентом светопропускания называется доля не поглощенного потока света, проходящего через исследуемый раствор. Если исследуемый раствор не поглощает света, то α=1. Поглощение потока света вызывает снижение α. Но коэффициент светопропускания не используется в фотометрическом анализе, поскольку закон Бугера-Ламберта-Бера предполагает использование другой оптической характеристики - оптической плотности. Напомним, что закон Бугера-Ламберта-Бера говорит о том, что оптическая плотность раствора прямопропорциональна концентрации анализируемого вещества. Оптической плотностью называется отрицательный логарифм коэффициента светопропускания, те. D = - lg α. (1) Исходя из этого, несложно вычислить погрешность измерения оптической плотности. Для этого надо вычислить производную по α: ΔD = (0,4343/10 -D ) Δα, (2) ΔD - погрешность измерения оптической плотности Δα - погрешность измерения коэффициента светопропускания. Из этого выражения видно, что погрешность оптической плотности неравномерно распределена по шкале. Чем больше оптическая плотность исследуемого раствора, тем больше абсолютная погрешность Особый интерес представляет относительная погрешность измерения оптической плотности ( δ ). δ = (0,4343/D10 -D ) Δα. (3) Анализ закономерности (3) показывает, что есть область оптической плотности, где относительная погрешность минимальна. На рис (синяя линия) показана закономерность изменения погрешности для самого распространенного случая Δα=0,0005. Из рисунка видно, что минимальная относительная погрешность может быть достигнута при D=0,434. Из этого следует, что планировать эксперимент лучше таким образом, чтобы измеряемая величина была в области D=0,4-0,5. Рис. Однако использование шкалы оптической плотности не позволяет в полной мере достичь той точности, которая была оценена выше. Дело в том, что в некоторой области оптической плотности минимальное деление шкалы огрубляет получаемый результат. Использование же шкалы светопропускания в этой области позволяет производить измерения точнее. На рис (красная линия) показан вклад цены деления шкалы в общую погрешность измерения оптической плотности. Две кривые, изображенные на рисунке, пересекаются. Точка пересечения отражает то значение оптической плотности, после которого цена деления шкалы меньше случайной погрешности измерения. Таким образом, в интервале оптической плотности 0 - 0,36 лучше пользоваться шкалой светопропускания, так как получаемый результат будет точнее (Считаю нужным еще раз напомнить, что вышеприведенные расчеты выполнены для самого распространенного случая Δα=0,0005, ΔD=0,0005.) Одним из самых важных этапов фотометрического определения является калибровка. Небрежно проведенная калибровка существенно будет влиять на точность определения. В связи с этим мы рассмотрим одно обстоятельство, которое обычно не рассматривается в общеобразовательной литературе, посвященной фотометрическим измерениям. Согласно закону Бугера-Ламберта-Бера калибровочная прямая должна выходить строго из нуля координат графика, отражающего зависимость оптической плотности от концентрации определяемого вещества. На практике часто бывает так, что прямая не выходит из нуля. Счем это может быть связано Такое положение дел может быть вызвано 3- мя причинами. Во-первых, различием оптических характеристик кювет, которые используются для анализируемого раствора и раствора сравнения. Выходом из положения является вычисление поправки. Для этого обе кюветы заполняются раствором сравнения, и измеряется оптическая плотность одного раствора относительно другого при той длине волны светы, при которой в дальнейшем будет проводиться анализ. Измеренная оптическая плотность является поправкой, которую в дальнейшем следует вычитать из результатов измерения. Кюветы помечаются карандашом для того, чтобы не перепутать кювету, которая заполняется раствором сравнения стой, что заполняется анализируемым раствором. Во-вторых, случайным сочетанием положения точек калибровочной прямой. Против этого есть только один способ - воспроизвести процесс калибровки еще раз. В-третьих, побочной реакцией продукта разложения реагента, что образует с анализируемым веществом окрашенное соединение. В зависимости от индивидуальных свойств этой побочной реакции, калибровочная прямая может пересекать ось оптической плотности либо выше нуля, либо ниже. Чаще встречается вариант, когда прямая располагается выше нуля. Некоторые исследователи совершенно напрасно не придают значения положению калибровочной прямой. Опыт показывает, что всегда нужно стремиться к тому, чтобы прямая выходила из нуля. В противном случае может быть значимой систематическая погрешность анализа в связи с непредсказуемыми свойствами побочной реакции. Никому неизвестно как будет себя вести побочное соединение при изменении состава примесей от пробы к пробе. Если же состав пробы постоянен, то можно мириться стем, что калибровочная прямая не выходит изначала координат. 41. Голографическая интерферометрия ГОЛОГРАФИЧЕСКАЯ ИНТЕРФЕРОМЕТРИЯ - получение и интерпретация интерференционных картин, образованных волнами, из к-рых, по крайней мере, одна записана и восстановлена голографически. Взаимодействие восстанавливающей волны со структурой, записанной на голограмме, приводит к восстановлению объектной волны. Если восстанавливающая волна - точная копия опорной, то точно восстанавливаются и фазовая и амплитудная структуры объектной волны. Если осветить голограмму, убрав объект, мы увидим его изображение на том же месте ив том же состоянии, в к-ром он был вовремя записи голограммы (см. Голография )Если не убирать объекта, то за голограммой будет одновременно распространяться две волны одна - восстановленная голограммой, другая - непосредственно рассеянная объектом. Эти волны когерентны ц могут интерферировать. T. к. восстановленная волна сдвинута по фазе на относительно объектной волны, то, если объект полностью стационарен, волны будут гасить друг друга и наблюдатель не увидит объекта. Если же объект или среда, в крой он находится, подверглись между экспозициями возмущению, тона голографич. изображении появятся интерференц . полосы. Интерференц. картина будет характеризовать те изменения, к-рые произошли с объектом за промежуток времени между записью голограммы и наблюдением интерференц. картины. При изменении состояния объекта вовремя наблюдения, напр. при его деформации или смещении, или же при изменении показателя преломления прозрачного (фазового) объекта интерференц. картина будет изменяться одновременно (метод реального времени. В др. методе Г. и. на одной фотопластинке последовательно регистрируют две или неск.) голограммы, соответствующие разным состояниям одного итого же объекта. Одновременно восстанавливаясь, волны, являющиеся копиями объектных волн, существовавших в разное время, интерферируют (метод многих экспозиций. В этом случае восстановленные волны при отсутствии изменений состояния объекта складываются и дают яркое изображение объекта. Предельный случай метода многих экспозиций - метод усреднения во времени, когда голограмма изменяющегося во времени объекта (напр, деформируемого, движущегося поступательно или колебательно) экспонируется непрерывно. При этом на голограмме будут зарегистрированы волны, рассеянные объектом во всех промежуточных состояниях, к-рые он последовательно проходит вовремя экспозиции. Восстановленные такой голограммой волны образуют интерференц. картину, дающую представление о характере смещения различных точек объекта в течение экспозиции. Особенности Г. и. Как в обычной интерферометрии (см. Интерферометр таки в Г. и. осуществляется сравнение фазового рельефа двух или неск. волн. В интерферометрии сравниваемые волны формируются одновременно, но распространяются по разным путям. Временная задержка между этими волнами, обусловленная различием их оптич. путей, не должна превышать времени когерентности, а оптич. каналы, по к-рым они распространяются, должны быть тождественны (иначе интерференц. картина будет характеризовать не только исследуемый объектно и различие формы оптич. деталей в разных плечах интерферометра. В Г. и. интерферируют волны, проходящие по одному и тому же пути, нов разные моменты времени. Вид интерференц. картины обусловлен лишь изменениями, произошедшими с объектом за время между записью голограммы и моментом наблюдения (либо за время между экспозициями, и однозначно связан с этими изменениями. T. о, метод Г. и. является дифференциальным. Поэтому в Г. и. могут сравниваться последовательные состояния одного итого же объекта. Записанная и восстановленная голограммой объектная волна характеризует структуру объекта во всех мельчайших подробностях. Благодаря этому можно исследовать объекты неправильной формы и даже шероховатые, диффузно отражающие свет. Необходимо только, чтобы при переходе объекта из одного состояния в другое его микроструктура не претерпела существенных изменений. В обычной интерферометрии волна сравнения может воспроизвести все детали объектной волны лишь в том случае, если она имеет достаточно простую форму. Поэтому в обычной интерферометрии могут исследоваться только объекты простой формы, имеющие полированную оптич. поверхность. В Г. и. требования к качеству оптич. деталей проще, т. к. сравниваются волны, прошедшие по одному и тому же каналу и одинаково искажённые дефектами. Это же позволяет проводить исследования объектов практически неограниченно больших размеров. Если на голограмме записана объектная волна в пределах большого телесного угла, то се помощью можно восстановить картину интерференции световых волн, рассеянных объектом в разных направлениях, что необходимо, напр, для исследования пространственно неоднородных распределений показателя преломления прозрачных объектов, а также при изучении деформаций тел сложной формы. Г. и. позволяет получить интерференционную картину, образованную световыми волнами разной частоты. Для этого голограмму экспонируют в свете многочастотного источника. При её освещении восстанавливаются копии записанных на ней волн разной частоты, к-рые могут интерферировать, т. кони восстановлены одними тем же монохроматич. пучком света. Многочастотные методы используются для изменения чувствительности Г. и, исследования рельефа поверхностей, изучения дисперсии фазовых объектов (см. ниже. Большинство методов Г. и. связано с изучением формы полос на интерференц. картине. Контраст полос на голографич. интерферограммах и расположение области локализации полос также характеризуют изменения, произошедшие с объектом. По контрасту полос можно судить об изменениях микроструктуры голографируемой поверхности (напр, при коррозии, износе и т. да по характеру и локализации полос - о перемещениях объекта. Исследование деформации и смещений осуществляется обычно методом двух экспозиций (рис. 1). Интерпретация полос (определение по положению полос трёхмерного вектора смещения в каждой точке исследуемой поверхности) осуществляется путём получения картины полос при разных направлениях наблюдения, либо при съёмке трёх голограмм (многоголограммный метод Энноса), либо при сканировании одной голограммы от точки к точке (одноголограммный метод Александрова - Бонч-Бруевича), или с помощью др вариантов этих методов. Часто интерпретация полос облегчается наличием априорных данных о характере смещений. Рис. 1. Голографическая интерферограмма деформируемой пластины (метод двух экспозиций) Исследование вибраций. Голограмма объекта экспонируется в течение промежутка времени, охватывающего, по крайней мере, неск. периодов колебаний (усреднение во времени. Интенсивность полос при этом быстро спадает с ростом амплитуды колебаний. Наиболее яркая полоса соответствует узловым линиям. По таким интерферограммам можно изучать распределение амплитуды колебаний по поверхности объекта (рис. 2). Для расширения диапазона измеряемых амплитуд используется т. н. стробоголографич. метод, в к-ром голограмма экспонируется не непрерывно, а лишь в определённые моменты времени, синхронизованные с выбранной фазой колебаний. При этом яркость полос практически не зависит от амплитуды. Рис. 2. Голографические интерферограммы вибрирующей на равных частотах турбинной лопатки. Контуры рельефа. Методы Г. и. позволяют получить голографич. контурную карту на изображении поверхности трехмерного объекта или его мнимого изображения Каждый контур - геометрич. место точек поверхности с постоянной высотой h над фиксированной плоскостью. Контуры рельефа получают двухдлинно-волновым или иммерсионным методом либо методом двух источников. В первом случае запись голограммы исследуемой поверхности осуществляется в свете двухчастотного источника. Исследуемая поверхность оказывается покрытой полосами равной высоты, причём цена одной полосы (изменение высоты) , соответствующая переходу от одной полосы к другой (рис. 3), равна В иммерсионном методе исследуемая деталь погружается в кювету с плоским окном и голограмма экспонируется дважды при изменении показателя преломления п иммерсионной жидкости или газа. При этом цена полосы В методе двух источников голограмму также экспонируют дважды при изменении направления ( ) пучка, освещающего объект. В этом случае Возможно также непосредственное сравнение контуров рельефа исследуемой и эталонной поверхностей. Рис. 3. Голографические контуры рельефа (двухдлинноволновый метод, =1,8 , Dh=23 мм. Голографическая дефектоскопия. Регулярная интерференционная картина, образованная при "нагружении" исследуемой детали, искажается в дефектных местах (трещины, раковины, непроклеенные участки многослойных конструкций. Напр, в случае трещины интерференц. полосы на разл. её "берегах" испытывают излом или сдвиг. Нагружение исследуемой детали при Г. и. дефектов может быть статическим или вибрационным. Иногда деталь подвергают локальному нагреву или охлаждению Фазовые объекты (ударные волны в газах ив жидкостях, пламена, взрывы, плазма) исследуют, просвечивая их объектным пучком. Г. и. позволяет изучать пространств. распределение показателя преломления п, к- |