ПОЛЯРИЗУ́ЕМОСТЬ РЕНТГЕ́НОВСКАЯ

ПОЛЯРИЗУ́ЕМОСТЬ РЕНТГЕ́НОВСКАЯ, спо­соб­ность ве­ще­ст­ва при­об­ре­тать ди­поль­ный мо­мент (по­ля­ри­зо­вать­ся) под дей­ст­ви­ем рент­ге­нов­ско­го из­лу­че­ния. Эф­фек­ты по­ля­ри­за­ции ве­ще­ст­ва, воз­ни­каю­щие при рас­про­стра­не­нии в нём элек­тро­маг­нит­ных волн, ко­ли­че­ст­вен­но опи­сы­ва­ют­ся по­ка­за­те­лем пре­лом­ле­ния $n$ сре­ды и оп­ре­де­ля­ют ср. ди­элек­трич. про­ни­цае­мость $ε$ ве­ще­ст­ва.

Рент­ге­нов­ский диа­па­зон из­лу­че­ния (с дли­ной вол­ны $λ⩽1$ нм) об­ла­да­ет ря­дом спе­ци­фич. осо­бен­но­стей. Для длин­но­вол­но­во­го из­лу­че­ния (вплоть до ви­ди­мо­го диа­па­зо­на) ха­рак­тер­ное зна­че­ние по­ка­за­те­ля пре­лом­ле­ния про­зрач­ных сред со­став­ля­ет 1–2 и оп­ре­де­ля­ет­ся сме­ще­ни­ем внеш­них элек­трон­ных обо­ло­чек ато­мов. Ес­ли энер­гия рент­ге­нов­ских кван­тов боль­ше энер­гии свя­зи элек­тро­нов в ато­ме, то элек­тро­ны ве­ще­ст­ва ве­дут се­бя как сво­бод­ные (плазма); при этом: $ε(ω)=1-4πNe^2/mω^2$, где $N$ – плот­ность элек­тро­нов, $e$ – за­ряд элек­тро­на, $m$ – его мас­са, $ω$ – уг­ло­вая час­то­та па­даю­ще­го из­лу­че­ния. По­ка­за­тель пре­лом­ле­ния в рент­ге­нов­ском диа­па­зо­не для всех ве­ществ мень­ше еди­ни­цы на ве­ли­чи­ну по­ряд­ка 10–6. Напр., при рас­про­стра­не­нии из­лу­че­ния с дли­ной вол­ны 0,0708 нм (спек­траль­ная ли­ния $\rm{K}_{α1}$ мо­либ­де­на) в алю­ми­нии $n$=1-1,68·10^–6. Т. о., в рент­ге­нов­ском диа­па­зо­не при сколь­зя­щем па­де­нии из­лу­че­ния на­блю­да­ет­ся яв­ле­ние пол­но­го внеш­не­го от­ра­же­ния. Ес­ли энер­гия рент­ге­нов­ско­го кван­та сов­па­да­ет с энер­ги­ей свя­зи од­но­го из внутр. элек­тро­нов, на­блю­да­ют­ся т. н. скач­ки по­гло­ще­ния. В этом слу­чае плаз­мен­ное при­бли­же­ние не­при­ме­ни­мо и для кор­рект­но­го опи­са­ния ре­зо­нанс­но­го по­ве­де­ния П. р. тре­бу­ет­ся точ­ный кван­то­во­ме­ха­нич. рас­чёт.

Ещё од­на осо­бен­ность П. р. свя­за­на с тем, что дли­на вол­ны рент­ге­нов­ско­го из­лу­че­ния срав­ни­ма с ха­рак­тер­ным раз­ме­ром элек­трон­ных обо­ло­чек. В свя­зи с этим ко­ге­рент­ное рас­сея­ние из­лу­че­ния не мо­жет быть опи­са­но в ди­поль­ном при­бли­же­нии, т. к. разл. об­лас­ти элек­трон­ных обо­ло­чек бу­дут рас­сеи­вать па­даю­щее из­лу­че­ние с за­мет­ным сдви­гом фа­зы. Уг­ло­вая за­ви­си­мость ин­тен­сив­но­сти рас­се­ян­но­го из­лу­че­ния в слу­чае П. р. оп­ре­де­ля­ет­ся атом­ным форм-фак­то­ром $f$, ве­ли­чи­на ко­то­ро­го для од­но­элек­трон­но­го ато­ма вы­ра­жа­ет­ся фор­му­лой $$f=\int N(\boldsymbol r) e^{i\boldsymbol q \boldsymbol r} d\boldsymbol r,$$ где $N(\boldsymbol r)$ – эф­фек­тив­ная элек­трон­ная плот­ность в точ­ке $\boldsymbol r$ элек­трон­ной обо­лоч­ки, $\boldsymbol q=\boldsymbol k-\boldsymbol k_0$ – из­ме­не­ние вол­но­во­го век­то­ра па­даю­ще­го из­лу­че­ния при рас­сея­нии (от на­прав­ле­ния $\boldsymbol k_0$ к на­прав­ле­нию $\boldsymbol k$). Квад­рат ве­ли­чи­ны $f$ оп­ре­де­ля­ет от­но­ше­ние ин­тен­сив­но­сти из­лу­че­ния, рас­се­ян­но­го ато­мом в на­прав­ле­нии $\boldsymbol k$, к ин­тен­сив­но­сти из­лу­че­ния в том же на­прав­ле­нии, ко­то­рое воз­ник­ло бы в ре­зуль­та­те рас­сея­ния па­даю­ще­го из­лу­че­ния элек­тро­ном, на­хо­дя­щим­ся в точ­ке, где рас­по­ло­жен центр ато­ма.