Файл: 1. Свет. Интерференция света. Условие максимума и минимума интерференции.docx

ВУЗ: Не указан

Категория: Не указан

Дисциплина: Не указана

Добавлен: 07.11.2023

Просмотров: 245

Скачиваний: 3

ВНИМАНИЕ! Если данный файл нарушает Ваши авторские права, то обязательно сообщите нам.

СОДЕРЖАНИЕ

Интерференция световых волн.

3. Интерференция света в тонких пленках или полосы ровного наклона.

Метод зон Френеля.

6.Дифракция Френеля на круглом отверстии и диске.

7.Дифракция Фраунгофера на прямоугольной щели.

8. Дисперсия и разрешающая сила спектрального прибора.

Анализ плоскополяризованного света. Закон Малюса. Глаз человека не может отличить поляризованный свет от естественного, поэтому для анализа поляризованного свет необходимо использовать поляризаторы, которые в этом случае называются анализаторами. Все ранее перечисленные поляризующие устройства можно использовать для анализа поляризации света. Анализи­ровать поляризованность света первым предложил французский физик Э. Малюс (1775-1812), установив закон изменения интен­сивности поляризованного света.Возьмем в качестве поляризатора и анализатора дихро­ичный кристалл турмалин (рис. 4.12). Пусть естественный свет падает пер­пендикулярно оптической оси ОО' поляризатора П. Через поляризатор сво­бодно пройдут колебания светового вектора, параллельные плоскости поляризатора. Колебания светового вектора, пер­пендикулярные плоскости поляризации, полностью поглотятся кристаллом турмалина. Ранее уже говорилось о том, что любое колебание вектора Ес можно представить как резуль­тат сложения двух взаимно перпендику­лярных векторов Ех и Еу (рис. 4. 2), а так как колебания вектора Ес естественного света хаотичны и равновероятны, то ин­тенсивность света, прошедшего через поляризатор, равна половине интенсив­ности падающего естественного света: Если плоско поляризованный свет падает на анализатор А (рис. 4.13), то через него пройдет только составляющая, параллельная главной плоскости анализатора: Е = Е0 cos,где  - угол между плоскостями поляризации поляризатора и анализатора. Так как интенсивность света пропорциональна квадрату амплитуды (I

Оптическая активность веществ. @

Поляризация света при отражении и преломлениина границе раздела

двух диэлектрических сред. Закон Брюстера.

4. 3. Поляризация света при двойном лучепреломлении.

11. Дисперсия света.

6. 1. Характеристики теплового излучения. @

Закон Кирхгофа.

Волновая функция, её статистический смысл. Задание состояния микрочастицы.

Уравнение Шредингера. Физические ограничения на вид волновой функции. Стационарное уравнение Шредингера, стационарные состояния.

28. Состав ядра. Характеристики ядра. Размеры ядер.

Энергия связи ядра. Дефект массы.

Модели ядра: капельная, оболочная. Ядерные силы. К настоящему времени еще нет последовательно законченной теории ядра, которая объясняла бы все его свойства. Это связано в основном с двумя трудностями: с недостаточностью наших знаний о силах взаимодействия нуклонов в ядре и с тем, что каждое атомное ядро - это квантовая система большого количества сильно взаимодействующих частиц. Поэтому в теории атомного ядра очень важную роль играют модели, достаточно хорошо описывающие определенную совокупность ядерных свойств и допускающие сравнительно простую математическую трактовку. При этом каждая модель обладает, естественно, ограниченными возможностями и не претендует на полное описание ядра. Наиболее популярны две основные модели ядра: капельная и оболочная.1. Капельная модель является простейшей моделью, в ней атомное ядро рассматривается как капля заряженной несжимаемой жидкости с очень высокой плотностью (


1.Свет. Интерференция света. Условие максимума и минимума интерференции.

В конце XIX века английский физик Дж.К.Максвелл на основе своих уравнений создал единую электромагнитную тео­рию световых волн, согласно которой, свет – это множество электромагнитных волн. Электромагнитная волна – это распростра­няющееся в пространстве электромагнитное поле, которое ха­рактеризуется векторами напряженностей Е и Н электрического и магнитного полей. Согласно теории Максвелла, вектора Е и Н перпендику­лярны друг другу и направ­лению распро­странения волны, откуда следует, что электромагнит­ные волны по­перечны.

Интерференция световых волн.


Если монохроматические световые волны имеют посто­янную во времени разность фаз и колебания их световых векто­ров происходят в одной плоскости, то они называются коге­рентными(от греч. cohereus - согласованный). Такие согласо­ванные когерентные волны при наложении их друг на друга мо­гут создать в пространстве картину, заключающуюся в чередо­вании светлых и темных областей. Данное явление перераспре­деления интенсивности световой волны в пространстве при на­ложении двух или нескольких когерентных волн называется ин­терференцией света.



Если в произвольной точке пространства оптическая разность хода накладываемых волн равна нечетному числу полуволн, то в ней наблюдается минимум интерференции. Условие есть условие интерференционного минимума.

Если в произвольной точке пространства оптическая раз­ность хода накладываемых волн равна четному числу полуволн или целому числу длин волн, то в ней наблюдается максимум интерференции и условие является усло­вием интерференционного максимума

2.Метод расчета интерефекационной картины от 2х. источников.

Метод Юнга. Получение интерференционной картины

В 1803г. английский физик Т.Юнг с помощью двух ще­лей получил на экране интерференционную картину. Его опыт заключался в следующем: источником света служила ярко ос­вещенная щель S, от которой световая волна падала на две узкие равноудаленные щели S
1 и S2, параллельные S (рис. 2.2). Щели S1 и S2 можно считать когерентными источниками света, а все три упомянутые щели можно рассматривать как точечные ис­точники, свет от которых распространяется во всех направле­ниях. Волны, идущие от S1 и S2, накладываясь друг на друга, ин­терферируют. Интерференционная картина наблюдается на эк­ране Э (рис. 2.2).

Обозначим расстояние между щелями S1 и S2 равным d, а между щелями и экраном - l, причем l » d(рис. 2.3 а). Точка О – центр экрана, она расположена симметрично относительно ще­лей S1 и S2. Результат интерференции волн в произвольной точке экрана М, находящейся на расстоянии х от его центра О, должен определяться разностью хода Δ = l2- l1. Математический расчет дает для разности хода Δ = хd/l. В тех местах экрана, ко­торые удовлетворяют условию , образуется интерференционный максимум. Отсюда

.

В тех местах экрана, где , волны “га­сят” друг друга и образуется интерференционный минимум. От­сюда

.

Шириной интерференционной полосы Δх называется рас­стояние между соседними максимумами или минимумами

.

Величина Δх постоянна при заданных d, l и λ и не зависит от порядка интерференции m. Таким образом, при освещении щелей монохроматическим светом на экране наблюдается чере­дование светлых и темных полос одинаковой ширины (рис. 2.3 б). Чтобы полосы были хорошо различимы, Δх должна быть по­рядка 5 мм, тогда при λ = 500 нм отношение l/d равно 10000, т.е. выполняется условие l » d.

При освещении щелей белым светом интерференционные максимумы становятся радужными. Это происходит из-за того, что положение интерференционного максимума зависит от длины волны падающего света, а белый свет содержит в себе все цвета спектра. Максимумы коротких длин волн (фиолетовых) будут располагаться ближе к центру экрана, за ними следуют максимумы синих длин волн и т.д. до самых длинных красных (рис. 2.3 в). В середине экрана при

m = 0 максимумы всех волн совпадут из-за отсутствия разности хода и получится белая по­лоса.

В настоящее время высокая степень когерентности свето­вых лучей достигается с помощью лазеров.


3. Интерференция света в тонких пленках или полосы ровного наклона.


В природе мы неоднократно наблюдали радужную окра­ску мыльных пузырей, тонких пленок нефти и масла на поверх­ности воды и оксидных пленок на поверхности металлов. Эти явления обусловлены интерференцией света в тонких пленках, возникающей при наложении когерентных световых волн, отра­женных от верхней и нижней поверхностей пленки.

П усть на плоскопараллельную прозрачную пластину с показателем преломления n и толщиной d под углом i падает плоская монохроматическая волна (рис. 2.4). Рассмотрим луч 1, который, коснувшись поверхности в точке О, разделится на два когерентных луча: отраженный от верхней поверхности пленки 1’ и преломленный 1’’. Луч 1’’ пройдет пленку, частично отра­зится от нижней ее поверхности в точке С, дойдет до точки В и, преломившись, выйдет из пленки. Проведем прямую АВ, перпендику­лярную лучам 1’ и 1’’. Путь, который оба луча пройдут от этой прямой до экрана, будет оди­наковым, но от точки О до АВ путь, пройденный лучами, будет раз­личным. Найдем эту разность хода лучей Δ. С учетом показателя преломления пластинки n: Δ = =(OC+CB)·n–OA, или, как дает математический расчет, . Известно, что в процессе отражения от оптически более плотной среды, световой луч теряет поло­вину длины волны λ/2. Если пластинка находится в воздухе, то λ/2 теряет луч 1’ в точке О и выражение для разности хода при­обретает вид:

.

Если на пути лучей поставить собирающую линзу, а в ее фокальной плоскости – экран, то лучи 1’ и 1’’соберутся в точке М. Освещенность точки экрана будет максимальной, если раз­ность хода Δ составит целое число длин волн и минимальной, если Δ составит нечетное число полуволн.

Разберем несколько различных вариантов интерференции света в тонких пленках.

4.Полосы равной толщины или кольца Ньютона.

Полосы равной толщины
. Пусть на клиновидную пластинку малого угла наклона α (d≠ const) с показателем пре­ломления n падает плоская монохроматическая волна (рис. 2.6). Из множества падающих на клин лучей рассмотрим лучи 1 и 2. Отраженный луч 1’ и луч 1’’ (и, соответственно лучи 2’ и 2’’) пересекутся вблизи поверхности клина и проинтерферируют.

М ысленно проведем через точки пересечения В1 и В2 плоскость, параллельно ей разместим собирающую линзу и за линзой сопря­женно с плоско­стью В1 В2 уста­новим экран Э (рис. 2.6). Чтобы определить на экране точку М1, в которой собе­рутся лучи 1’ и 1’’, надо через точку В1 и центр линзы О про­вести побочную оптическую ось до пересечения с экраном. Анало­гично построим на экране точку М2. Разности хода лучей 1’ и 1’’, 2’ и 2’’ будут отличаться из-за разных толщин клина d1 и d2. Следовательно, геометрическое место точек клина, соответствующих какой-то одинаковой толщине d определит одинаковую разность хода для всех лучей, падающих на это место. Для этих лучей на экране выполняется одинаковое условие интерференции. Таким местом в клине является полоса, например, А1А2 (рис. 2.7) и на экране картина имеет вид светлых и темных полос, которые называ­ются полосами равной толщины. В рассмотренном случае по­лосы равной толщины локализованы близко над поверхностью пластинки. Мы можем увидеть их и не в лабораторных усло­виях, так как роль линзы в данном случае играет хрусталик, а роль экрана - сетчатка нашего глаза.

Если свет падает на клиновидную пластинку нормально (луч 1’’ перпендикулярен нижней поверхности пластины), то полосы равной толщины локализованы на верхней поверхности к лина. При освещении клина снизу, т.е. при наблюдении ин­терференции в проходящем свете, светлые и темные по­лосы на экране поменяются местами. Это происходит из-за того, что в данном случае нет потери полуволны. Ши­рина полос будет тем больше, чем меньше угол наклона α у клина. Если на клин падает белый свет, то интерференционные макси­мумы будут всех цветов спектра (как, например, радужная окраска мыльных пузырей).

Частным случаем полос равной толщины являются кольца Ньютона