Демьянов В.В. Классическо-волновая экспериментальная основа фотоэффекта

Классическо-волновая экспериментальная основа фотоэффекта

Демьянов В.В.

Государственная Морская Академия им. В.Ф.Ушакова, Новороссийск e-mail: demjanov@nsma.ru

Показано, что ни падающему на фотокатод из дальней зоны световому потоку, ни волновым квантам "ближней" (планковской) зоны его взамодействия с электронами фотокатода, нет оснований приписывать признаки собственной корпускулярности. В первом случае это классическое гармоническое электромагнитное волнение эфира (исходно непрерывное или оптоимпульсное), во втором − это короткие волновые гармонические пакеты в эфире. В фотоэффекте мы сталкиваемся только с похожестью на "корпускулярность" проявлений электромагнитных волн. Внимательный анализ показывает, что эта похожесть обусловлена корпускулярной структурой не падающей волны, а акцептора − наблюдательного инструмента (детектора, фотокатода, отражателя, рассеивателя и т.п.), засоряющего при детектировании прерывных или непрерывных электромагнитных волн квантовопунктуальными реакциями частиц акцептора. Отсутствие корпускулярных проявлений у электромагнитных волн подтверждают все известные попытки "столкновения" потока волновых квантов света (т.е. прерывного волнового потока в эфире, не содержащем корпускул) с любыми пробными прерывными или непрерывными световыми потоками (исполняющими роль "волновых акцепторов"). В этих опытах, где одна волна является объектом наблюдения, а другая волна предназначается для детектирования первой, не обнаруживают никаких корпускулярных признаков и реакций в зоне встречи.

1.Постулаты интерпретации, а не опыта фотоэффекта

Вначале 20-го века возникло представление света как потока частиц − "фотонов" с энер-

гией Hνф (где H − постоянная Планка, а νф − частота световых волн), которые при бомбардировке поверхности фотокатода, выбивают из неё электроны. Такое представление казалось вполне вероятным, ибо оно было похоже на открытое в те годы явление выбивания вторичных электронов с поверхности анода первичным потоком ускоренных электронов в вакуумном тетроде. Уже в 1930-х годах были сформированы основные представления о фотоэффекте, как явлении, доказывающем корпускулярно-волновую структуру света [1]:

1.Безынерционность части фототока стали считать признаком корпускулярности падающего на фотокатод светового потока, поскольку акт мгновенной передачи каждому электрону энергии ~3÷5 эВ для вылета из фотокатода якобы возможен только при сосре-

доточенной передаче электронам энергии Hνф≈3÷5 эВ от частиц=фотонов. В начале 20-го века учёным казалось, что передача такой порции энергии электрону якобы классически необъяснима, если исходить из равномерного распределения по фронту квадраамплитудной энергии Fν, пропорциональной квадрату амплитуды волны;

2. Обнаруженный энергетический порог (Eкр.) начала фотоэмиссии электронов с облучаемой светом поверхности фотокатода спорно связали с неклассической (квантовой) характеристикой светового потока, имеющей лишь размерностное сходство с квадраамплитудной энергией Fν;

3. Классический энергетический параметр Fν волны стали считать мерой численности частицфотонов светового потока. Обнаруженный в опытах рост количества электронов, выбитых из фотокатода, пропорциональный Fν, стали считать доказательством адекватности классической меры интенсивности световой волны квантовой мере числа частиц-фотонов в световом потоке.

4. Следствием п.3 стал постулат независимости кинетической энергии выбитых фотоэлектронов от интенсивности Fν света и её зависимости только от Eф=Hνф. Поспешное признание этого свойства ограничило тщательность его экспериментальной проверки и заглушило попытки клас- сическо-волнового объяснения фотоэффекта, как следствия волнового действия света. Ниже будет показано, что в главных проявлениях этот постулат опытом не подтверждается.

1

В экспериментальной работе [2], посвящённой направленному изучению принципиальных отличий дифракции и интерференции волн и частиц (электронов), было показано вне связи с фотоэффектом, что при взаимодействии с волново-сингулярными препятствиями электромагнитные волны (ЭМВ), включая свет, не проявляют многих корпускулярных свойств, которые им приписывают по аналогии с взаимодействием классических частиц с сингулярностями. Целью настоящей работы является стремление показать, что и в экспериментах по безынерционному фотоэффекту обнаруживается некорпускулярный характер ответных реакций фотоактивных сред на наносекундно-импульсные воздействия световых (электромагнитных) волн. Там же, где наблюдается похожесть реакций на корпускулярные, источником такой похожести обычно становятся не детектируемые волны, а квантовые реакции от корпускулярного устройства детекторов волновых излучений (в частности, − от электронов фотокатодов). Ниже будет показано, что все перечисленные "свидетельства корпускулярного устройства" ЭМВ являются следствиями не фактуры опытов, а их спорной интерпретации. Рано или поздно, спорные моменты интерпретации всегда уточняются новыми экспериментальными наблюдениями.

2. Малоизвестные эффекты безынерционного фотоэффекта

Безинерционность фотоэффекта была замечена ещё в 1920-х годах [1] и с тех пор является одним из тонких, сложных и потому трудно осуществимых экспериментов. На рис.1 показана функциональная импульсная схема с наносекундным быстродействием наблюдения безынерционной части фототока, снимаемого с CSAU-фотокатода; с её помощью были мной сняты все описываемые здесь зависимости инерционного и безынерцыонного фотоэффекта. Основная особенность её конструкции состоит в том, что анодно-катодный контур фототоков наносекундной (10÷30 ns) длительности и контуры цепей соединения нагрузки Rн со входом логарифмического широкополосного усилителя (ЛШУ, называемый иногда усилителем с быстродействующей автоматической регулировкой усиления) должны иметь длину La контуров протекания фототока около La~λmin/100, где λmin − минимальная длина волны в спектре оптоимпульса, чтобы обеспечить высокое отношение сигнал/шум измерительной системы. В моих опытах длительности оптоимпульсов были ~10÷30 ns. Им соответствовала λmin=3 m. Из этого условия очевидны примерные размеры представленной на рис.1а планарной детекторной фото-головки с наносекундным быстродействием для наблюдения безынерционного фотоэффекта.

Рис.1. Функционоально-принципиальная схема измерения импульсов анодного фототока насыщения Ia=IνS(T), возбуждаемого потоком светоимпульсов наносекундной длительности (~10÷30 нсек) с квадра-амплитудной энергией интервала Fν=1÷45 эВ. Длина контура анодного тока фотоэлемента La не должна превышать 0.01λmin. На схеме обозначены:

ФК − фотокатод на малоиндуктивной подложке М; LвR~10−12 Гн − индуктивность вывода фотокатода и резистора нагрузки RН=1÷10 Ом; ЛШУ − логарифмический широкополосный усилитель с верхней граничной частотой полосы пропускания >300 МГц; нА − наноамперметр. На вставке (а) представлена принципиально-конструктивная схема реализации наноиндукционного CSAU-фотоэлемента, у которого паразитное влияние индуктивности вывода и сопротивления нагрузки на измеряемую величину IνS(T) при длительности светоимпульсов 10 нсек не превышает ~1%: ФС − фотослой CSAU; М − мелаллическая подложка; Rн − графитовый СВЧ-резистор; Ins и InsΣ − шумы фотокатода и всей измерительной установки соответственно.

2

На рис.2 кривыми 1 и 2 представлены зависимости инерционного (не мгновенного), а кривыми 3, 4 и 5 безынерционного (мгновенного) фототока CSAU-фотокатода, измеренные при непрерывном и прерывно-импульсном излучении источников света с квадра-амплитудной интенсивностью Fν~4 эВ при, соответственно, постоянно-токовом и наносекундно-импульсном режимах измерения анодного фототока. Измерения проведены на шести источниках света. Результаты рис.2 перекрывают область спектра излучения от Hν1~1,7 эВ до Hν6~10,2 эВ. Анализируя экспериментальные зависимости 1-5 на рис.2, обратим внимание на следующие парадоксальные закономерности, которые практически редко упоминаются в литературе, посвящённой фотоэффекту:

1.При непрерывном (не импульсном) облучении фотокатода (кривые 1 и 2 на рис.2) и измерении в анодной цепи фотоэлемента на постоянном токе пороговая энергия Eкр.=Hνкр.ф (граничная частота νкр.) возбуждения "инерционного" фототока с облучаемой поверхности фотокатода выявляется нечётко, если судить по снижению фототока до уровня шумов фотоэлемента. Это особенно хорошо видно при логарифмическом масштабе фототока на оси ординат, который в опыте удаётся реализовать только с помощью специальных логарифмических усилителей, улавливающих сигналы фототока вплоть до уровня собственных шумов усилителя;

2.Принятые в современной литературе значения пороговой энергии Eкр.=Hνкр.ф начала фотоэффекта (с граничной частотой νкр.) отчётливо выявляются только в опытах с безынерционным фотоэффектом (кривые 3 и 4 на рис.2), требующем облучения поверхности

фотокатода наносекундными оптоимпульсами интенсивностью Fν~ Hνгр и одновременно при наносекундном быстродействии детектора анодного тока фотокатода, собранного на специально-безынерционной детекторной фотоголовке с логарифмическим широкополосным усилителем ЛШУ (как показанно на рис.1);

3. Оказалось, что значение пороговой энергии по мере (на т.н. граничной частоте νкр.ф) не является сколь-нибудь устойчивым параметром фотоэффекта в данном материале, как это принято считать в современной литературе. При увеличении квадраамплитудной интенсивности Fν светового потока сверх Hνкр. (т.е. при Fν>Hνкр.) наблюдаемое из спектральных зависимостей IS(Hνф) безынерционного фототока (по кривым 3 и 4 на рис.2) значение пороговой энергии Eкр.=Hνкр. возникновения фототока уменьшается пропорционально росту Fν, могущего стать в разы меньше традиционного значения Hνкр., обычно указываемого для того или иного фотоактивного материала в справочнике (это видно по ходу кривой 3 и 4 на рис.2). С ростом квадра-амплитудной интенсивности Fν светового потока спектральная зависимость IS(Hνф) безынерционного фототока (кривая 3) смещается влево почти параллельно самой себе, например, в положение кривой 4 . При этом в области 4 эВ<Hνф<6 эВ фототок по кривым 3 и 4 практически не изменяется несмотря на то, что амплитудная интенсивности Fν светового потока для кривой 4 в два раза выше, чем для кривой 3. Таким образом, в области 4 эВ<Hνф<6 эВ выход безынерционного фототока не зависит от Fν, что не согласуется с постулатом пропорционального роста количества электронов, выбитых из фотокатода, при увеличении интенсивности Fν света;

4. Наконец, самое главное. При уменьшении квадра-амплитудной интенсивности Fν светового потока ниже уровня Hνкр. (т.е. при Fν<Hνкр.) наблюдаемый безынерционный фототок вообще исчезает полностью (кривая 6 на рис.2). Параметр квадра-амплитудной интенсивности Fν явно описывает энергетику светового потока, а не численность фотонов в потоке. Заметим, уровни интенсивности импульсного светового потока в интервале 0.1<Fν/Hνкр.<0.9, в которой безынерционный фотоэффект полностью исчезает, вовсе не означает измерения в темноте. Интенсивность 0.1 Fνкр. означает лишь замену потока света от лампы, например, в 1 кВт на поток от лампы в 0.1 кВт. Последний поток имеет интенсивность в ~107 раз (в миллионы раз!) превышающую шумовой порог чувствительности детекторной головки фототока, но безынерционного фототока не возбуждает (это видно по кривой 3 на рис.2).

3

рис.3а выходят из нуля в области Fνкр.~3.5 эВ). Роль же второго параметра (Hνф) сечения Fνкр.×Hνкр.ф запуска фотоэффекта всегда зависима от уже достигнутого условия Fν≥Fνкр..

Рис.3. Спектральные зависимости (1-4) кинетической энергии T(ν) безынерционных фотоэлектронов, выбитых с поверхности цезиевого (CsAu) фотокатода {ϕо(Т≈0)≈4 эВ} пятью источниками ЭМВ (SI) "ближнего" инфракрасного и видимого спектра с энергиями кван-

тов: Sкр.(Hν1=1,7 эВ; точки ° ); Sор.(Hν2=3,2 эВ; точки ☼ ); Sжёлт..(Hν3=4,1 эВ; точки♥ ); Sзел.(Hν4=5,5

эВ; точки ); Sсин.(Hν5=7,4 эВ; точки • ). Зависимости T(ν) сняты при четырёх разных интенсив-

ностях потоков ЭМВ: 1. FνM=3,5 эВ; 2. FνM=5,0 эВ; 3. FνM=7,5 эВ; 4. FνM=35 эВ.

На вставке а) приведена зависимость тока насыщения IS(νф, Fν) цезиевого фотокатода от интенсивности FνM светового потока источников: инфракрасного Sкр.(кривая 1); жёлтого Sжёлт.(кривая 2); синего Sсин.(кривая 3);. Добротность всехспектральных линий была не менее20.

Дело в том, что при достижении амплитудной интенсивности Fν≥Fνкр. необходимый фототок может быть легко получен при "докритических" значениях энергии квантов соответствующим увеличением амплитудной интенсивности Fν волн. Повышением в разы квадра-амплитудной интенсивности Fν волны, падающей на фотокатод, мож-

но во столько же раз снизить частоту света ниже справочного значения νкр. путём классической интенсификации этой волны. Здесь действует своеобразный закон энергетического обмена: при достижении энергетического порога запуска фотоэффекта Fν>Fνкр. для сохра-

пенсации снижения частоты источника Hνф<Hνкр.ф (рис.3а), но обратный обмен запрещён.

3. Обсуждение результатов.

Таким образом, фотоэмиссия электронов с фотокатодов, как и термоэмиссия электронов с термокатодов, является энергетически пороговым эффектом. Как в термокатодах классическим параметром запуска термоэмиссии является температура, аналогично первичным параметром запуска фотоэффекта выступает классическая квадрат-амплитудная интенсивность Fνкр. светового потока, а не энергия "квантов" Hνкр.ф (рис.3а). Ненулевая кинетическая энергия (T>0) фотоэмитированных электронов появляется в первую очередь после достижения квад- рат-амплитудной интенсивности Fν светового потока граничного уровня Fν≥Fνкр.. Только после достижения интенсивности потока уровня ≥Fνкр. кинетическая энергия эмитированных с фотокатода электронов начинает зависеть так же и от спектральной энергии Hνф излучения, ибо при Fν<Fνкр. безынерционного фототока (несмотря на освещение фотоэлемента) нет и говорить о какой-то зависимости фотоэффекта от спектральной энергии Hνф излучения при

5

Fν<Fνкр. бессмысленно. Сложно-составной характеристикой развития фотоэффекта является его энергетическое "квадратное сечение" Fνкр.×Hνкр.ф запуска фототока, имеющее классическоквантовое содержание интерпретации, но первичным (запускающим фототок) является классическое условие Fν≥Fνкр.. Именно классический энергетический параметр световой волны Fνкр. определяет граничную частоту νкр.ф светового излучения из условия квадратности (Fνкр.=Hνкр.ф) сечения фотоэффекта, а не наоборот, как принято считать, ибо до достижения квадрат-амплитудной интенсивности Fν уровня Fνкр., т.е. при Fν<Fνкр. безынерционный фотоэффект не возбуждается при любых частотах светового излучения.

Безынерционный фотоэффект возбуждается мгновенной передачей волновой энергии светового фронта электронам поверхности фотокатода. Элементарный подсчёт передачи энергии фронта волны на сечение σо≈10−26 см2 (для модели электрона в пустоте, 1920-е годы) показал, что на такое сечение падает только ~10−7 часть от энергии световой волны 3÷10 эВ, при которой наблюдается фотоэффект в большинстве фотоактивных веществах. Значит, при такой миллионократной недостаче, сделали тогда вывод, наблюдаемый безынерционный фотоэффект может возбуждаться только прямой "точечной" передачей дискретов энергии фотонов Hνф≈3÷5 эВ каждому электрону фотокатода для образования тока безынерционного фотоэффекта. Ни модели фотона, ни правдоподобной статистики разумной вероятности таких пико-точечных столкновений электронов сечением σо≈10−26 см2 с фотонами неизвестного сечения (модели-то нет) с тех пор никто не предложил, но логика такого спорно-косвенного "доказательства" фотонной корпускулярности световых потоков сохраняется по сей день.

Смомента выдвижения этого косвенного тезиса корпускулярности светового потока

вреакциях фотоэффекта прошло 90 лет [1]. Сегодня хорошо известно, что электроны во

6

взаимодействии с ЭМВ в обширном диапазоне частот от 106 до 1024 Гц (см. рис.3) ведут себя совершенно не так [2, 3] (не как "точки" сечением σе=10−26 см2), как казалось учёным в начале 20-го века [1]. Из рис.4 видно, что только на самых жёстких γ-лучах интервала частот ~1023÷1024 Гц электроны можно считать объектами с сечением рассеяния ~10−25÷10−26 см2. Но эти частоты не имеют отношения к проявлениям фотоэффекта, область спектрально-энергетических реализаций которого значительно мягче (на рис.4 она выделена голубым прямоугольником БЫ-ФЭ). Действительно, фотоэффект наблюдается на частотах ЭМВ (света) ~1013÷1015 Гц, т.е. в области чуть шире видимого спектра ЭМВ. На этих частотах сечения захвата энергии световой волны электроном лежат в области 10−19÷10−17 см2 (по шкале слева), т.е. в десятки миллионов раз больше сечения ~10−26 см2.

Приведённая на рис.4 зависимость σе кр.(ν) была выявлена учёными к 1960-м годам. Применительно к фотоэффекту на основе описанных выше опытов [4], выполненных в начале 1970-х годов, она выдвигает новую альтернативу классическо-волнового объяснения безынерционного фотоэффекта, о которой учёные начала 20-го века не догадывались. Согласно ней для реализации безынерционного фотоэффекта световой поток совсем не обязательно считать состоящим из фо- тонов-корпускул, т.к. электроны оказались не плотными телами с сечением 10−26 см2, а сложными структурами (я полагаю эфиродинамическими образованиями, рис.5), способными прямо (мгновенно) перехватывать на себя энергии (~3-10 эВ) волновых потоков в миллионы раз большими сечениями захвата σе. Мои экспериментальные точки ♥ на рис.4 не случайно совпали с фундаментальной частотной зависимостью сечения σе(ν) рассеяния ЭМВ для электронов (носящей имя Клейна-Нишины-Тамма [5]). Выведенная из более общих предпосылок она даёт естественное объяснение частных условий реализации безынерционного фотоэффекта.

На рис.5 представлена вытекающая из рис.4 классическая модель сечения захвата энергии ЭМВ на разных частотах волнового потока, падающего на электрон. Вместе с фундаментальным трендом 1 на рис.4, описывающим сечение рассеяния (а в фотоэффекте − сечение захвата) энергии световой волны, эта модель полностью объясняет классическо-волновой механизм мгновенной передачи энергий световой волны интервала 3-10 эВ электронам фотокатода. В начале 20-го века о существовании тренда 1 на рис.4, естественно, никто не догадывался.

Эфир

10−13

0

Рис.5. Эфиродинамическая модель электрона, объясняющая фундаментальную зависимость (рис.4) сечения рассеяния электронов от частоты падающей на него ЭМВ. С её помощью получает объяснение классический механизм прямой мгновенной передачи энергии (~3÷10 эВ) от фронта световой волны к каждому электрону поверхности фотокатода. Поверхностная плотность электронов фотокатодов ρ~1017 шт./см−2, следовательно, сечения перехвата энергии покрывают всю поверхность фотокатода, перехватывая всю энергию светового потока на каждый электрон: σeρ=1017 10−17=1. Существование этого классического механизма ставит под сомнение одно из квантовомеханических доказательств корпускулярно-фотонного устройства светового потока.

7

С точки зрения классической волновой модели мгновенной передачи энергии фронта волны электронам поверхности фотокатода становится понятной искусственность кванто- во-механического толкования квадра-амплитудной энергии Fν волны, как меры численности корпускул-фотонов в волновом потоке ЭМВ. На рис.6 приведён полупериод ЭМВ, квадрат амплитуды FνM которого как раз даёт классическое понятие энергии, переносимой ЭМВ. В описанных выше экспериментах было установлено, что существует граничное значение квадра-амплитудной энергии Fνкр. волны, при котором возбуждается фотоэффект. Как видно из рис.3а, при Fν<Fνкр. (рис.6а) мгновенный фотоэффект отсутствует при любых частотах ЭМВ. Безынерционный фотоэффект возбуждается только при Fν≈Fνкр.≥Hνкр. (рис.6б), а при Fν>>Fνкр. (рис.6в) становится возможным возбуждение мгновенного фототока при энергиях квантов ниже критической (Hν<Hνкр.).

Рис.6. Временные диаграммы полупериода изменения интенсивности (энергии Fν) потока ЭМВ, пропорциональной квадрату амплитуды Е2M ЭМВ: а) меньшей критической FνM<Hνкр.; б) равной критической FνM=Hνкр.; в) бóльшей критической FνM>Hνкр. в четыре с лишним раза. Крутизна~α нарастания интенсивности Fν потока ЭМВ: а) меньше критической; б) равна критической − αкр.≈tg(Fνкр./0,5Tν)~2Fνкр.×Hνкр.; в) бóльше критической. Время нарастания интенсивности Fν потока ЭМВ: а) больше критического; б) равно критическому; в) меньше критического. Параметры ЭМВ: Тν=1/ν − период; ν − частота; FνM − амплитудный максимум интенсивности потока ЭМВ.

Таким образом, квадра-амплитуда Fν является не мерой численности корпускулфотонов в волновом потоке света, а мерой числа N= FνM/Fνкр. критических энергетических уровней Fνкр. в квадра-амплитуде FνM падающей ЭМВ. С этой классической точки зрения становится понятной ступенчатая зависимость мгновенного фототока, представленная на рис.2 кривыми 3 и 4. Кинетическая энергия мгновенных фотоэлектронов и их ток быстро растут при достижении FνM и Hνф порогово-критических значений Fνкр.≈Hνф кр.=4 и 8 эВ (рис.2, кривая 3), а на интервале 4 эВ< Hνф<8 эВ этой ступени остаются неизменными. Это наводит на мысль, что энергетическое окно волны S1=Fνкр.×Hνф кр.=(4×4 эВ2) критической величины, накрывая поверхность фотокатода отдаёт всю свою энергию на эмиссию только первого верхнего слоя фотоэлектронов. Для активации второго слоя фотоэлектронов этого фотокатода энергии волны с Fνкр.=4 эВ энергии квантов на интервале 4 эВ< Hνф<8 эВ недостаточно (поэтому Т и Is на плато ступеньки не растут). При достижении величины энергетического окна S2=Fνкр.×2Hνф кр.=(4×8 эВ2) второго критического уровня мы вновь видим быстрый рост мгновенного фототока и кинетической энергии эмитированных электронов с выходом на вторую ступень "застоя" этих процессов. Важным детерминистским следствием хода этих лавинообразных процессов является возможность качественного обмена энергетического окна, например, S1-1=Fνкр.×Hνф кр.=(4×4 эВ2) на S2-0.5=2Fνкр.×0.5Hνф кр.=(8×2 эВ2), см. кривую 4 на рис.2, и запрет на обратный обмен типа S0.5-2=0.5Fνкр.×2Hνф кр.=(2×8 эВ2), см. кривую 5 на рис.2.

8

4. Заключение

Представление о корпускулярно-фотонной чисто квантовой структуре потоков ЭМВ, выдвинутые в начале 20-го века на основе спорной интерпретации экспериментов с безынерционным фотоэффектом, с помощью более тонких экспериментальных наблюдений этого явления получило объяснение на классической волновой основе, в которой не требуется гипотеза о дискретно-фотонной локализации энергии в потоке ЭМВ. Фундаментальные опытные данные о частотных зависимостях сечений рассеяния электронов, которые как бы самоподстраиваются своими сечениями в широком интервале 10−26 см2 < σe < 10−6 см2 под перехват потоков ЭМВ практически всего известного спектра энергий, свидетельствуют о гораздо более сложной структуре устройства электрона и его микроскопических окрестностей, чем представление о плотной точке отрицательного заряда в пустоте. Электрон сам по себе сечения перехвата энергии ЭМВ в таком гигантски широком интервале вариативности (20 порядков!) порождать не может. В силу того, что мной уверенно обнаружен "эфирный ветер" величиной не менее 500 км/с, [6, 7], рассмотренная выше эфиродинамическая модель электрона с градиентно-волновым окружением поляризуемого эфира, порождающего вокруг него уникально-адаптивное сечение рассеяния, получает веское экспериментальное обоснование. Она даёт классическое объяснение безынерционного фотоэффекта, снимая весьма спорное квантово-механическое предположение о то- чечно-фотонной концентрации энергии в потоках ЭМВ, без которого мгновенность проявления фототока до сих пор якобы не получала хоть какое-то объяснение.

Литература

[1]M.Born, Atomic physics, 7-th ed., Blackie and Son Ltd, London (1963).

[2]V.V. Demjanov, Experiments performed in order to reveal fundamental diferences between the diffraction and interference

of waves and electrons. arXiv:1002.3880v1 [physics.gen-ph], p.p.13 (20 Feb, 2010).

[3] V.V.Demjanov, The aetherodynamic determinism of the Primodials, Ushakov State Maritime Academy, Novorossyisk, 2004,

568p (in Russian).

[4]Х. Мейнке, Ф.В. Гундлах, Радиотехнический справочник, т.1 (М.-Л.: "Госэнергоиздат", 1961) 416 с.

[5]Б.М.Яворский, А.А.Детлаф, Справочник по физике (М.: "Наука", 1977).

[6]V.V.Demjanov, Physical interpretation of the fringe shift measured on Michelson interferometer in optical media,

Phys.Lett.A 374, 1110-1112 (2010).

[7] V.V.Demjanov, What and how does a Michelson interferometer measure? arXiv:1003.2899v2.

9