Дифракция на одной щели

Дифракция от одной щели

Рассмотрим узкую щель шириной АВ = а, освещенную пучком параллельных монохроматических лучей с длиной волны λ (рисунок 12). Согласно принципу Гюйгенса – Френеля каждая точка щели, до которой дошел свет, становится источником вторичных волн, распространяющихся за щелью во всех направлениях. Дифрагирующие волны когерентны и при наложении интерферируют. Результат интерференции в виде периодического распределения интенсивности наблюдается на экране Э, расположенном в фокальной плоскости линзы Л, поставленной за щелью.

Все дифрагирующие волны, идущие от щели, можно мысленно разделить на системы параллельных лучей. Лучи каждой системы образуют с нормалью угол α и собираются на экране в побочном фокусе линзы Л. Результат наложения волн зависит от фазы колебаний, приходящих от каждой точки щели (см. раздел 1). Его можно оценить по оптической разности хода лучей, исходящих из крайних точек щели А и В (рисунок 12).


Рисунок 12

Для нахождения оптической разности хода построим фронт волны, дифрагирующей под углом α, т.е. в данном случае опустим перпендикуляр ВС из точки В на луч АС. Тогда оптическая разность хода крайних лучей будет равна:

,

так как по построению.

Пусть разность хода между крайними лучами равна длине волны λ, т.е.

(50)

Можно показать, что в этом случае разность хода между лучом I, исходящим из крайней точки щели А, и лучом I¢, исходящим из средней точки щели О¢ (рисунок 13), равна , т.е. лучи I и I¢ встречаются на экране в противофазах и гасят друг друга:

.


Рисунок 13

Для любого другого произвольного луча 2 левой половины пучка можно найти луч 2¢ правой половины такой, что разность хода между ними будет равна .

Построим произвольный луч 2, исходящий из точки D¢ щели. Он пересечет волновой фронт в точке D. Отложим от вершины угла В отрезок ВЕ, равный ОD, на фронте волны ВС и проведем через точку Е луч 2¢, параллельный лучу 2, а из точки О, лежащей посередине фронта волны ВС, прямую ОС¢, параллельную щели. Разность хода между лучами 2 и 2¢ будет равна:

Из равенства треугольников ВЕЕ¢ и ОDF следует, что ЕЕ¢ = FD, а OO¢ = D¢F по построению. Следовательно,

Таким образом, все лучи левой половины пучка погасят лучи правой половины, и соответствующее место экрана будет темным (минимум), т.е. условие (50) является условием первого минимума. Можно показать, что если

, (51)

где k = 1, 2… kmax, то в соответствующих точках экрана будет также наблюдаться минимум. Число “k” называют порядком минимума. kmax – наибольший порядок минимума, он определяется из условия: . Первый дифракционный максимум наблюдается при разности хода между крайними лучами, равной

. (52)

В этом случае щель следует разделить на три части (рисунок 14). пучка, исходящего из щели под углом α, погасятся, а остается, появится максимум. Максимум последующих порядков наблюдается при условии:

, (52a)

Рисунок 14

что соответствует

, (53)

где k = 1, 2, 3 … kmax.

Этот вывод можно получить и пользуясь методом векторных диаграмм. Разобьем щель на узкие участки, параллельные краям щели (рисунок 15), такие, что можно считать каждый участок элементарным вторичным источником. Суммарное колебание от каждого участка имеет одинаковую амплитуду и отстает по фазе на одну и ту же величину от колебаний соседних участков, зависящую от угла дифракции α.

Рисунок 15

При α = 0 разность фаз колебаний соседних участков равна 0, и векторная диаграмма примет вид, соответствующий рисунку 16, а.

Рисунок 16

Амплитуда результирующего колебания Ао в этом случае равна алгебраической сумме амплитуд складываемых колебаний. Получаем максимум нулевого порядка.

Если разность фаз колебаний, соответствующая краям щели, равна p, то векторы располагаются на полуокружности длиной Ао. Результирующая амплитуда будет равна: (см. рисунок 16, б). Получаем ослабление колебаний.

При разности фаз Dj между колебаниями от крайних точек щели, равной 2p, (разность хода ) амплитудные вектора располагаются на окружности длиной Ао, и результирующая амплитуда оказывается равной 0, что соответствует минимуму первого порядка (рисунок 16, в). Минимумы последующих порядков наблюдаются при условии: или , где k = 1, 2, 3 … kmax, что соответствует условию (51.). Максимум первого порядка наблюдается при разности фаз между колебаниями от крайних точек щели 3p (разность хода ). Амплитудные вектора при последовательном их построении расположатся на полутора окружностях, общей длиной Ao, и диаметром, равным результирующей амплитуде колебаний:

(54)

(рисунок 16, г), т.е. амплитуда максимума первого порядка отличается от амплитуды максимума нулевого порядка в раза, а интенсивность в раза и составляет приблизительно 0,045 интенсивности максимума нулевого порядка.

Максимумы последующих порядков наблюдаются при условии: (52) и . (53)

Амплитуда, соответствующая максимуму k порядка, определяется из соотношения:

, (55)

поэтому интенсивность отличается от интенсивности максимума нулевого порядка в раз.

График распределения интенсивности на экране, расположенном в фокальной плоскости линзы, стоящей за щелью, имеет вид, приведенный на рисунке 17.

Расположение максимумов и минимумов зависит от соотношения между длиной волны падающего на щель света и шириной щели. Если а < l, то ни одного дифракционного минимума не наблюдается. Экран будет весь освещен: в середине освещенность больше, к краям меньше. Если а >> l, то дифракционные максимумы расположатся очень близко друг от друга, и дифракция практически не обнаруживается. Наиболее отчетливо дифракционная картина наблюдается при а > l, но сравнимой с длиной волны.

Рисунок 17

Примечание: более точный расчет дает такие соотношения:

До сих пор мы рассматривали дифракцию сферических волн, изучая дифракционную картину в точке наблюдения, лежащей на конечном расстоянии от препятствия (дифракция Френеля).

Тип дифракции, при котором дифракционная картина образуется параллельными пучками, называется дифракцией Фраунгофера. Параллельные лучи проявятся, если источник и экран находятся в бесконечности. Практически используется две линзы: в фокусе одной – источник света, а в фокусе другой – экран.

Хотя принципиально дифракция Фраунгофера не отличается от дифракции Френеля, но практически именно этот случай важен, так как именно этот тип дифракции используется во многих дифракционных приборах (дифракционная решетка, например). Кроме того, здесь математический расчет проще и позволяет решать количественную задачу до конца (дифракцию Френеля мы рассматривали качественно).

Дифракция света на одной щели

Пусть в непрерывном экране есть щель: ширина щели , длина щели (перпендикулярно плоскости листа) (рис. 9.5). На щель падают параллельные лучи света. Для облегчения расчета считаем, что в плоскости щели АВ амплитуды и фазы падающих волн одинаковы.

Рис. 9.5

Разобьем щель на зоны Френеля так, чтобы оптическая разность хода между лучами, идущими от соседних зон, была равна .

Если на ширине щели укладывается четное число таких зон, то в точке (побочный фокус линзы) будет наблюдаться минимум интенсивности, а если нечетное число зон, то максимум интенсивности:

– условие минимума интенсивности; (9.4.1)
– условие максимума интенсивности (9.4.2)

Картина будет симметричной относительно главного фокуса точки . Знак плюс и минус соответствует углам, отсчитанным в ту или иную сторону.

Интенсивность света . Как видно из рис. 9.5, центральный максимум по интенсивности превосходит все остальные.

Рассмотрим влияние ширины щели.

Т.к. условие минимума имеет вид , отсюда

. (9.4.3)

Из этой формулы видно, что с увеличением ширины щели b положения минимумов сдвигаются к центру, центральный максимум становится резче.

При уменьшении ширины щели b вся картина расширяется, расплывается, центральная полоска тоже расширяется, захватывая все большую часть экрана, а интенсивность ее уменьшается.

Дифракция света на дифракционной решетке

Одномерная дифракционная решетка представляет собой систему из большого числа N одинаковых по ширине и параллельных друг другу щелей в экране, разделенных также одинаковыми по ширине непрозрачными промежутками (рис. 9.6).

Дифракционная картина на решетке определяется как результат взаимной интерференции волн, идущих от всех щелей, т.е. в дифракционной решетке осуществляется многолучевая интерференция когерентных дифрагированных пучков света, идущих от всех щелей.

Обозначим: b – ширина щели решетки; а – расстояние между щелями; – постоянная дифракционной решетки.

Линза собирает все лучи, падающие на нее под одним углом и не вносит никакой дополнительной разности хода.

Рис. 9.6 Рис. 9.7

Пусть луч 1 падает на линзу под углом φ (угол дифракции). Световая волна, идущая под этим углом от щели, создает в точке максимум интенсивности. Второй луч, идущий от соседней щели под этим же углом φ, придет в ту же точку . Оба эти луча придут в фазе и будут усиливать друг друга, если оптическая разность хода будет равна mλ:

Условие максимума для дифракционной решетки будет иметь вид:

, (9.4.4)

где m = ± 1, ± 2, ± 3, … .

Максимумы, соответствующие этому условию, называются главными максимумами. Значение величины m, соответствующее тому или иному максимуму называется порядком дифракционного максимума.

В точке F0 всегда будет наблюдаться нулевой или центральный дифракционный максимум.

Так как свет, падающий на экран, проходит только через щели в дифракционной решетке, то условие минимума для щели и будет условием главного дифракционного минимума для решетки:

. (9.4.5)

Конечно, при большом числе щелей, в точки экрана, соответствующие главным дифракционным минимумам, от некоторых щелей свет будет попадать и там будут образовываться побочные дифракционные максимумы и минимумы (рис. 9.7). Но их интенсивность, по сравнению с главными максимумами, мала (≈ 1/22).

При условии ,

волны, посылаемые каждой щелью, будут гаситься в результате интерференции и появятся дополнительные минимумы.

Количество щелей определяет световой поток через решетку. Чем их больше, тем большая энергия переносится волной через нее. Кроме того, чем больше число щелей, тем больше дополнительных минимумов помещается между соседними максимумами. Следовательно, максимумы будут более узкими и более интенсивными (рис. 9.8).

Рис. 9.8

Из (9.4.3) видно, что угол дифракции пропорционален длине волны λ. Значит, дифракционная решетка разлагает белый свет на составляющие, причем отклоняет свет с большей длиной волны (красный) на больший угол (в отличие от призмы, где все происходит наоборот).

Это свойство дифракционных решеток используется для определения спектрального состава света (дифракционные спектрографы, спектроскопы, спектрометры).

Щель представляет собой прямоугольное отверстие, у которого длина во много раз больше его ширины. Рассмотрим случай, когда на щель падает нормально пучок параллельных лучей. Фронт волны у такого пучка плоский. Практический интерес представляет средняя часть дифракционной картины, где не сказывается дифракция от коротких сторон (торцов) щели, так как расстояние между ними велико. Дифракционная картина здесь полностью обусловлена действием длинных сторон щели. Поэтому для построения зон Френеля для данной точки наблюдения вдоль щели проводят линии так, чтобы кратчайшие расстояния от соседних линий до точки наблюдения отличались на . Следовательно, зоны Френеля представляют собой полосы, проведенные на фронте волны вдоль щели. Дифракционная картина, образующаяся на экране от щели, представляет собой чередование темных и светлых полос, параллельных щели. В центре полоса может быть как темной, так и светлой, в зависимости от числа зон Френеля, укладывающихся в щели.

Если между щелью и экраном на пути дифрагирующих лучей поместить собирающую линзу, то дифракционная картина тоже будет представлять чере­дующиеся светлые и тёмные полосы, параллельные щели. Но в этом случае центральная полоса всегда будет светлой. Пусть свет падает параллельным пучком лучей, перпендикулярных к плоскости щели (рис. 2.6). Фронт у такой волны плоский, и в момент прохождения совпадает с плоскостью щели. АА1 –ширина щели, её длина перпендикулярна плоскости чертежа.

По принципу Гюйгенса, от каждой точки щели лучи идут во все стороны. Линза Лсобирает параллельные лучи в одну

точку на экране Эв фокальной плоскости. Лучи, идущие после щели параллельно главной оптической оси линзы, собираются в главном фокусе линзыF. Оптическая длина пути этих лучей одинакова. Очевидно, разность хода любой пары лучей равна нулю. Эти лучи, попав в фокус линзы, усиливают друг друга, и в точкеFобразуется максимум интер­ференции, так называемый нулевой максимум.

Чтобы найти на фокаль­ной плоскости точку, в кото­рой соберутся лучи, дифрагированные под угломφ, нужно через оптический центрОлинзы провести прямую (побочную оптическую ось), параллельную данным лучам. В точкеМ1, где побочная ось пересекается с фокальной плоскостью, соберутся лучи данного направления. Чтобы определить, что будет наблюдаться в этой точке, минимум или максимум интерференции, нужно разбить фронт волны, проходящей через щель, на зоны Френеля. Для этого из точкиАопускаем перпендикуляр на луч, идущий от противоположной точки щелиА1 (рис. 2.7). Делим отрезокА1В(разность хода крайних лучей) на отрезки, равныеλ/2,затем через полученные точки проводим отрезки, параллельныеАВ, до пересечения с фронтом волны на щели. Оптические длины путей параллельных лучей, измеренные от линииАВ, перпендикулярной лучам, до точки встречи лучей на фокальной плоскости, одинаковы для всех параллельных лучей (свойство сферической линзы). На фронтеААколебания во всех точках происходят в одинаковых фазах. Следовательно, оптическая разность хода любой пары параллельных лучей равна разности отрезков, лежащих между фронтом волныАА1и перпендикуляромАВ. На рис. 2.7 разность хода между лучами1и2представляет отрезокА’В’.По построению, он равенλ/2. Следовательно,АА’ –ширинапервойзоны Френеля. Разность ходаА»В»между лучами1и3равна2λ/2, поэтомуА’А» –ширинавторойзоны Френеля и т. д. Число, показывающее, сколько разλ/2укладывается в отрезкеА1В, равном разности хода крайних лучей, равно числу зон Френеля, укладывающихся в щели. Разность ходаΔкрайних лучей можно определить из треугольникаАА1В:

Δ = АА1 ·sin φ

где АА1 = а– ширина щели.

Если число зон, укладывающихся в щели, чётное, то в рассматриваемой точке фокальной плоскости наблюдается минимум освещённости, если нечётное, то наблюдается максимум:

а·sin φ = 2m·λ/2 –условие минимума;m = 1, 2, 3, … – номер минимума;

а·sin φ = (2m – 1)·λ/2 –условие максимума;m = 1, 2, 3, …–номер максимума.

Для лучей, попадающих в главный фокус, разность хода равна нулю. Здесь об­разуется нулевой максимум. Интенсивность этого максимума самая большая. Далее расположены минимумы и максимумы, интенсивность которых убывает с удалением от центра картины. График распределения интенсивности света изображен в нижней части рис. 2.6.

Пример 2.2

На щель шириной 0,06 ммпадает нормально параллельный пучок света с длиной волныλ = 6·10 -7 м. Найти ширину изображения щели, полученного на экране, лежащем в фокальной плоскости линзы с фокусным расстоянием30 см. Шириной изображения считать расстояние между первыми минимумами, рас­положенными по обе стороны от нулевого максимума освещённости.

Дано: Анализ и решение

а =0,06 мм = 6·10 -5мЧтобы определить ширину изображения щели,

F = 0В = 30 см = 0,3 мнужно найти расстояние между минимумами перво-λ = 6·10 -7мго порядка. На рис. 2.8:

m = 1 h= 2BC, BC = OB·tg φ = F·tg φ.

—————————— В точке Срасположен первый минимум. ЧтобыОпределить: h = СС1найти, какие лучи образуют этот минимум, нужно

точку Ссоединить с оптическим центром линзыО. Лучи, параллельные побочной осиОС, соберутся в точкеС.

Угол между побочной и главной оптическими осями равен углу дифракции φ(видно из чертежа). Для этих лучей выполняется условие минимума:

  • ЧАСТЬ ЧЕТВЕРТАЯ. ОПТИКА
  • § 2. Электромагнитная теория света
  • § 3. Скорость света
  • § 4. Опыт Майкельсона
  • § 5. Отрицательный результат опыта Майкельсона и теория относительности
  • § 6. Некоторые замечания о теории относительности
  • § 7. Явление Доплера для световых волн
    ГЛАВА II. ГЕОМЕТРИЧЕСКАЯ ОПТИКА
  • § 8. Законы отражения и преломления света
  • § 9. Линза
  • § 10. Оптические системы
  • § 11. Глаз как оптическая система
  • § 12. Приборы, вооружающие глаз
  • § 13. Фотоаппарат и проекционный аппарат
  • § 14. Принцип Ферма
  • § 15. Электронная оптика
    ГЛАВА III. ИНТЕРФЕРЕНЦИЯ СВЕТА
  • § 16. Принцип суперпозиции. Когерентность
  • § 17. Зеркала Френеля
  • § 18. Цвета тонких пленок. Полосы равной толщины
  • § 19. Полосы равного наклона. Просветленная оптика
  • § 20. Интерферометры
  • § 21. Интерференционное измерение технических мер длины
  • § 22. Интерференция многих колебаний
  • § 23. Интерференционная спектроскопия
    ГЛАВА IV. ДИФРАКЦИЯ СВЕТА
  • § 24. Явление дифракции. Опыт Френеля
  • § 25. Принцип Гюйгенса-Френеля
  • § 26. Метод зон Френеля
  • § 27. Дифракция от узкой щели
  • § 28. Дифракционная решетка
  • § 29. Дифракционный спектр. Решетки Роуланда и эшелон Майкельсона
  • § 30. Плоскостные решетки. Пространственная решетка
  • § 31. Структурный рентгеновский анализ
  • § 32. Дифракция света на ультразвуковых волнах
  • § 33. Дифракция от мелких частиц
  • § 34. Разрешающая способность оптических инструментов. Звездный интерферометр
    ГЛАВА V. ПОЛЯРИЗАЦИЯ СВЕТА
  • § 35. Поляризация света
  • § 36. Двойное лучепреломление
  • § 37. Интерференция поляризованного света
  • § 38. Оптический метод исследования упругих натяжений. Эффект Керра
  • § 39. Вращение плоскости поляризации. Эллиптическая поляризация
    ГЛАВА VI. ДИСПЕРСИЯ, ПОГЛОЩЕНИЕ И ИЗЛУЧЕНИЕ СВЕТА
  • § 40. Отражение света
  • § 41. Давление света. Опыты Лебедева
  • § 42. Дисперсия. Опыты Ньютона
  • § 43. Молекулярная теория дисперсии
  • § 44. Хроматическая аберрация. Спектрограф
  • § 45. Поглощение света
  • § 46. Закон Бугера. Опыты Вавилова
  • § 47. Атом как элементарный излучатель света
  • § 48. Эффект Вавилова — Черенкова
    ГЛАВА VII. ТЕРМОДИНАМИКА ИЗЛУЧЕНИЯ И СВЕТОВОЙ ПОТОК
  • § 49. Излучение черного тела. Формула Планка. Закон Вина
  • § 50. Излучение нечерных тел. Законы Кирхгофа
  • § 51. Приемники излучения
  • § 52. Световые величины и их измерения
  • § 53 Температурные излучатели как источники света
    ЧАСТЬ ПЯТАЯ. АТОМНАЯ ФИЗИКА
  • ГЛАВА VIII. СТРОЕНИЕ АТОМА И ТЕОРИЯ БОРА
  • § 55. Опыты, обнаружившие ядерное строение атомов
  • § 56. Противоречие между фактическим строением атомов и выводами классической электродинамики. Строение линейчатых спектров
  • § 57. Опытные основания теории квантов в первые годы ее развития
  • § 58. Теория Бора. Происхождение спектра водорода
  • § 59. Квантовые числа
  • § 60. Принцип Паули. Строение электронных оболочек атомов
  • § 61. Общая картина возникновения спектров
    ГЛАВА IX. ОСНОВЫ КВАНТОВОЙ (ВОЛНОВОЙ) МЕХАНИКИ
  • § 62. Волновые свойства частиц. Формула де Бройля. Дифракция электронов
  • § 63. Уравнение Шредингера. Просачивание через энергетический барьер. Нулевая энергия
  • § 64. Волномеханическая теория атома водорода
  • § 65. Соотношение неопределенностей и его разные трактовки
    ГЛАВА X. КВАНТОВАЯ ОПТИКА
  • § 66. Развитие квантовой оптики
  • § 67. Спектр щелочных металлов. Спин электрона
  • § 68. Спектр гелия. Символика спектральных термов
  • § 69. Сверхтонкая структура спектральных линий
  • § 70. Атом в силовом поле
  • § 71. Молекулярные спектры и строение молекул
  • § 72. Комбинационное рассеяние света
  • § 73. Квантовая картина испускания света атомами и молекулами
  • § 74. Люминесценция
  • § 75. Возбуждение люминесценции ударами частиц вещества
  • § 76. Применения люминесценции
  • § 77. Фотохимические реакции
    ГЛАВА XI. ЗАКОН ПРОПОРЦИОНАЛЬНОСТИ МАССЫ И ЭНЕРГИИ И РЕЛЯТИВИСТСКИЕ СООТНОШЕНИЯ
  • § 78. Закон пропорциональности массы и энергии
  • § 79. Предварительные замечания о релятивистских эффектах. Зависимость массы от скорости
  • § 80. Корпускулярные свойства фотонов. Явление Комптона
  • § 81. Вывод закона Эйнштейна сложения скоростей из закона пропорциональности массы и энергии и законов сохранения энергии или количества движения
  • § 82. Две трактовки закона пропорциональности массы и энергии и уточнение закона тяготения
  • § 83. Красное смещение спектральных линий. Поперечный эффект Доплера
  • § 84. Влияние гравитационного поля на скорость света в вакууме и показатель преломления вакуума
    ЧАСТЬ ШЕСТАЯ. ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА
  • § 85. Заряд и масса ядра. Масс-спектральный анализ
  • § 86. Состав ядер. Изотопы. Атомные единицы массы и энергии
  • § 87. Радиоактивный распад ядер. Закон радиоактивного смещения. Изомеры
  • § 88. Альфа-лучи. Потери энергии на ионизацию. Квантовомеханическое объяснение альфа-радиоактивности
  • § 89. Бета- и гамма-лучи
  • § 90. Искусственное расщепление ядер. Открытие нейтрона
  • § 91. Открытие позитрона. Взаимопревращение фотонов определенной энергии и электронно-позитронных пар
  • § 92. Индуцированная позитронная и электронная радиоактивность. Фоторасщепление ядер, K-захват
  • § 93. Энергетические уровни ядер. Внутренняя конверсия. Нейтрино
  • § 94. Капельная теория строения ядер
  • § 95. Деление ядер и развитие капельной теории строения ядер
    ГЛАВА XIII. КОСМИЧЕСКИЕ ЛУЧИ
  • § 96. Методы исследования и первые итоги изучения космических лучей
  • § 97. Каскадное образование электронно-позитронных пар в космических лучах. Потери энергии электронами на тормозное излучение
  • § 98. «мю»-мезоны. Зависимость времени жизни неустойчивых частиц от скорости движения
  • § 99. «пи»-мезоны
  • § 100. Взрывные ядерные ливни и их каскадное развитие в космических лучах
  • § 101. Корпускулярный и энергетический спектр космических лучей. Происхождение космического излучения
    ГЛАВА XIV. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ СРЕДСТВА ЯДЕРНОЙ ФИЗИКИ
  • § 102. Циклотроны
  • § 103. Фазотроны
  • § 104. Бетатроны
  • § 105. Синхротроны и синхрофазотроны
  • § 106. Линейные ускорители электронов и ионов
  • § 107. Лабораторные источники нейтронов. Замедлители нейтронов в ядерных реакторах
  • § 108. Усовершенствование методов наблюдения и счета частиц
    ГЛАВА XV. ЯДЕРНЫЕ РЕАКЦИИ И АТОМНАЯ ЭНЕРГИЯ
  • § 109. Основные виды и обозначения ядерных реакций. Конкурирующие процессы в ядерных реакциях
  • § 110. Энергетический эффект, энергия возбуждения и порог ядерных реакций
  • § 111. Превращения элементарных частиц
  • § 112. Ядерные силы
  • § 113. Энергия связи ядер и средняя энергия связи нуклона
  • § 114. Полуэмпирическая формула для энергии ядерной связи и для атомных энергий и масс
  • § 115. Взаимосвязь энергии и строения ядер. Внутриядерное движение нуклонов и нуклонные оболочки. Спины и магнитные моменты ядер
  • § 116. Энергия отделения частиц и анализ возможного хода ядерной реакции
  • § 117. Выход продуктов ядерной реакции. Эффективные сечения. Резонансные явления
  • § 118. Цепной процесс деления ядер. Активно делящиеся вещества. Ядерные реакторы
  • § 119. Термоядерные реакции
  • § 120. Применение ядерных реакций
  • § 121. Ядерные реакции в звездах

Добавить комментарий

Ваш e-mail не будет опубликован. Обязательные поля помечены *