Изло'м минера'лов, характер поверхностей, образующихся при расколе кристаллов или зёрен минерала. Вид излома зависит от ряда механических свойств минерала (хрупкость, ковкость и др.), его кристаллической структуры (наличие или отсутствие спайности, степень её совершенства и др.), характера агрегатных срастаний в агрегатах минералов, величины формы зерен в них и т. д. Кристаллы минералов с совершенной или хорошей спайностью образуют ровные с блестящими поверхностями изломы (слюда, каменная соль, свинцовый блеск и др. ). Некоторые минералы с совершенной спайностью по отдельным направлениям могут давать изломы, не обнаруживающие плоскостей спайности (например, раковистый излом в кальците). В скрытокристаллических агрегатах и минералах, характеризующихся несовершенной спайностью или её отсутствием, различают изломы занозистые (роговик, кремень), раковистые (кварц), землистые (мел, глина), шестоватые (например, агрегат призматических кристаллов актинолита) и др. Ковкие самородные металлы (медь, серебро, золото и др.) дают так называемые крючковатые изломы. Излом может служить одним из качественных признаков при диагностике минералов.

Излуче'ние электромагнитное, процесс образования свободного электромагнитного поля. (Термин «И.» применяют также для обозначения самого свободного, т. е. излученного, электромагнитного поля — см. Максвелла уравнения , Электромагнитные волны .) Классическая физика рассматривает И. как испускание электромагнитных волн ускоренно движущимися электрическими зарядами (в частности, переменными токами). Классическая теория объяснила очень многие характерные черты процессов И., однако она не смогла дать удовлетворительного описания ряда явлений, особенно теплового излучения тел и И. микросистем (атомов и молекул). Такое описание оказалось возможным лишь в рамках квантовой теории И., показавшей, что И. представляет собой рождение фотонов при изменении состояния квантовых систем (например, атомов). Квантовая теория, более глубоко проникнув в природу И., одновременно указала и границы применимости классической теории: последняя часто является очень хорошим приближением при описании И., оставаясь, например, теоретической базой радиотехники (см. Излучение и прием радиоволн ).

  Классическая теория излучения (теория Максвелла). Физические причины существования свободного электромагнитного поля (т. е. поля самоподдерживающегося, независимого от возбудивших его источников) тесно связаны с тем, что электромагнитные волны распространяются от источников — зарядов и токов — не мгновенно, а с конечной скоростью c (в вакууме c @ 3·10¹⁰см/сек ). Если источник И. (например, переменный ток) в какой-то момент исчезнет, это не приведет к мгновенному исчезновению поля во всем пространстве: в отдалённых от источника точках оно исчезнет лишь через конечный промежуток времени. Из теории Максвелла вытекает, что изменение во времени электрического поля Е порождает магнитное поле Н , а изменение Н — вихревое электрическое поле. Отсюда следует, что самоподдерживающимся может быть лишь переменное электромагнитное поле, в котором обе его компоненты — Е и Н , непрерывно изменяясь, постоянно возбуждают одна другую.

  В процессе И. электромагнитное поле уносит от источника энергию. Плотность потока энергии этого поля (количество энергии, протекающей за единицу времени через единичную площадку, ориентированную перпендикулярно направлению потока) определяется Пойнтинга вектором П , который пропорционален векторному произведению [ЕН ].

  Интенсивность И. E_изл есть энергия, уносимая полем от источника в единицу времени. Порядок её величины можно оценить, вычислив произведение площади замкнутой поверхности, охватывающей источник на среднее значение абсолютной величины плотности потока П на этой поверхности (П ~ EH ). Обычно поверхность выбирают в форме сферы радиуса R (её площадь ~ R ) и вычисляют E_изл в пределе R ® ¥:

(Е и Н — абсолютные величины векторов Е и Н ).

  Для того чтобы эта величина не обращалась в ноль, т. е. чтобы вдали от источника существовало свободное электромагнитное поле, необходимо, чтобы и Е , и Н убывали не быстрее, чем 1/R . Это требование удовлетворяется, если источниками полей являются ускоренно движущиеся заряды. Вблизи от зарядов поля' — кулоновские, пропорциональные 1/R², но на больших расстояниях основную роль начинают играть некулоновские поля Е и Н , имеющие закон убывания 1/R .

  И. движущегося заряда. Простейшим источником поля является точечный заряд. У покоящегося заряда И. отсутствует. Равномерно движущийся заряд (в пустоте) также не может быть источником И. Заряд же, движущийся ускоренно, излучает. Прямые вычисления на основе уравнений Максвелла показывают, что интенсивность его И. равна

где е — величина заряда, a — его ускорение. (Здесь и ниже используется Гауссова система единиц, см. СГС система единиц .) В зависимости от физической природы ускорения И. иногда приобретает особые наименования. Так, И., возникающее при торможении заряженных частиц в веществе в результате воздействия на них кулоновских полей ядер и электронов атомов, называется тормозным излучением . И. заряженной частицы, движущейся в магнитном поле, искривляющем её траекторию, называется синхротронным излучением (или магнитотормозным И.). Оно наблюдается, например, в циклических ускорителях заряженных частиц .

  В частном случае, когда заряд совершает гармоническое колебание, ускорение а по величине равно произведению отклонения заряда от положения равновесия (х = x₀ sin wt , x — амплитуда отклонения х ) на квадрат частоты w. Усреднённая по времени t интенсивность И.

очень быстро (пропорционально w⁴ ) растет при увеличении частоты.

  Электрическое дипольное И. Простейшей системой, которая может быть источником И., являются два связанных друг с другом колеблющихся, равных по величине, разноимённых заряда. Они образуют диполь с переменным моментом. Если, например, заряды диполя совершают гармонические колебания навстречу друг другу, то дипольный электрический момент изменяется по закону d = d sin wt (w — частота колебаний, d — амплитуда момента d ). Усреднённая по времени t интенсивность И. такого диполя

  И., расходящееся от колеблющегося диполя, неизотропно, т. е. энергия, испускаемая им в различных направлениях, неодинакова. Вдоль оси колебаний И. вообще отсутствует. Под прямым же углом к оси колебаний И. максимально. Для всех промежуточных направлений угловое распределение И. меняется пропорционально sin² J, где угол J отсчитывается от направления оси колебаний. Если направление оси колебаний диполя меняется со временем, то усреднённое угловое распределение становится более сложным.

  Реальные излучатели, как правило, включают множество зарядов. Точный учёт всех деталей движения каждого из них при исследовании И. излишен (а зачастую и невозможен). Действительно, И. определяется значениями полей вдали от источника, т. е. там, где детали распределения зарядов (и токов) в излучателе сказываются слабо. Это позволяет заменять истинное распределение зарядов приближённым. Самым грубым, «нулевым» приближением является рассмотрение излучающей системы как одного заряда, по величине равного сумме зарядов системы. У электронейтральной системы, сумма зарядов которой равна нулю, И. в этом приближении отсутствует. В следующем, первом, приближении положительные и отрицательные заряды системы по отдельности мысленно «стягиваются» к центрам своего распределения. Для электронейтральной системы это означает мысленную замену её электрическим диполем, излучающим согласно (4). Такое приближение называется дипольным, а соответствующее И. — электрическим дипольным И.