Лабораторная работа №23 icon

Лабораторная работа №23


Смотрите также:
Изучение макрокоманд программы ms excel с выполнением контр...
Лабораторная работа №1...
Лабораторная работа №1. «Диоды в источниках питания»...
Лабораторная работа №1...
Лабораторная работа 9...
Лабораторная работа №4...
Лабораторная работа № топографические карты...
Лабораторная работа №1...
Контрольная работа Лабораторная работа №1 «Дольменная культура» Лабораторная работа №2 «Генуэзцы...
Лабораторная работа №1...
Лабораторная работа №1. Освоение приемов работы с электронными таблицами. 5...
Методические указания к лабораторным работам Лабораторная работа №1...



Загрузка...
страницы:   1   2   3   4   5   6
Министерство образования Российской Федерации

Московская Государственная технологическая академия

_____________________________________________________________________________

Кафедра физики и высшей математики





ФИЗИКА




Часть III. Оптика. Волновая оптика, квантовая оптика.

Атомная и ядерная физика.


3.4 Лабораторный практикум

для студентов всех специальностей

очной, заочной и вечерней форм обучения.


Москва. 2001 г.


В В Е Д Е Н И Е

Свет представляет собой форму лучистой энергии, которая распространяется в пространстве в виде электромагнитных волн с частотами, воспринимаемыми человеческим глазом, т.е. длинами волн приблизительно от 380 до 760 нм. Обычно, кроме видимой области, в понятие света включают примыкающие широкие области спектра электромагнитных волн - инфракрасную и ультрафиолетовую, изучаемые оптическими методами. Область спектра, включаемая в понятие света, не имеет строгих границ и принципиальных отличий от других областей спектра электромагнитных волн. Но именно в этом диапазоне длин волн начинает существенно проявляться квантовый характер электромагнитного излучения. В соответствии с двойственной квантово-волновой природой света существуют квантовый и волновой аспекты теории света, хотя принципиально в любом оптическом явлении сосуществуют как волновые, так и квантовые свойства. В одних явлениях проявляются волновые свойства света (в явлениях интерференции, дифракции), в других (фотоэффект, эффект Комптона, образование пар) проявляются квантовые свойства света. Представленные в этом лабораторном практикуме работы позволяют убедиться в наличии двойственной природы света.

^

ЛАБОРАТОРНАЯ РАБОТА № 23


Определение длины световой волны при помощи колец Ньютона

I. Краткая теория

  1. Природа света

Свойства света еще в древней Греции привлекали к себе внимание ученых. Было отмечено два основных факта, характеризующих распространение света:

Прямолинейность распространения света.

Способность световых лучей не возмущать друг друга при пересечении.

Основным вопросом является вопрос о природе света. Только в XVII веке появляются первые отчетливо сформулированные точки зрения на природу света Ньютона (корпускулярная теория) и Гюйгенса (волновая теория).

Прямолинейность распространения света создала представление о свете как о потоке частиц (корпускул), вылетающих из источника света и движущихся в однородной среде прямолинейно и равномерно. Но такую гипотезу трудно согласовывать с фактом, что световые потоки при пересечении не возмущают друг друга.

Волновая теория света хорошо согласуется с явлением прохождения лучей друг через друга без возмущения. Но основная трудность, которую встречала волновая теория света, состояла в том, что было невозможно объяснить прямолинейность распространения света, т.к. волны при распространении огибают край преграды.

В 1865 г. Максвелл выдвинул гипотезу о том, что свет представляет собой электромагнитные волны. Теория об электромагнитной природе света оказалась очень плодотворной. Основываясь на трудах Гюйгенса, Юнга, Френеля, теория объяснила такие неясные явления, как интерференция, дифракция, прямолинейное распространение света и др. Успехи, достигнутые электромагнитной теорией света в объяснении многих оптических явлений, сделали эту теорию общепризнанной.

Но в дальнейшем выяснилось, что волновая теория не может объяснить многие явления, связанные с взаимодействием света с веществом, такими, как некоторые стороны фотоэффекта, теплового излучения, линейчатых спектров и др. Изучение этих явлений привело к установлению квантовых (дискретных) свойств света и к созданию более углубленных представлений о природе света и строении атома.

По квантовой теории излучение и поглощение энергии происходит отдельными (дискретными) порциями, квантами. Энергия кванта прямо пропорциональна частоте излучения  = h, где h - постоянный множитель, получивший название постоянной Планка,  - частота излучения. Кванты света получили название ф о т о н о в.

Представление о квантах света как о своеобразных частицах, характеризуемых количеством энергии в них заключенной, обладающих массой и количеством движения - атрибутами, свойственными частицам, а не волнам, и в то же время определяемые длиной волны - атрибутом, свойственным волне, а не частице, оказалось необходимым для понимания многих закономерностей. Квантовые представления хорошо согласуются с законами излучения и поглощения света, с законами взаимодействия света и вещества. Но они не могут дать объяснения таким хорошо изученным явлениям, как интерференция, дифракция, поляризация света, хорошо объяснимые волновой теорией.

Все многообразие установленных в настоящее время свойств и законов распространения света и взаимодействия его с веществом показывает, что свет представляет собой сложное явление. В нем сочетаются противоречащие друг другу свойства движения волнового и квантового характера. Таким образом свет представляет собой пример диалектического единства противоположностей.


  1. ^ Основные понятия и закономерности волнового процесса.

Колебательным движением (колебанием) называется процесс, при котором система, многократно отклоняясь от своего состояния равновесия, каждый раз снова возвращается к нему. Если этот процесс совершается через равные периоды времени, то колебание называется п е р и о д и ч е с к и м. Наиболее простым и часто встречающимся случаем колебаний является гармоническое колебание.

Гармоническим колебательным движением называется такое колебательное движение, при котором ускорение прямо пропорционально смещению от положения равновесия и направлено к положению равновесия.

а = - 2 S.

(1)

Возвращающая сила, при этом, также, пропорциональна смещению колеблющегося тела и направлена к положению равновесия.

Математически гармоническое колебательное движение описывается уравнением:

S = ASin (t+α),

(2)


где:

S - смещение, т.е. отклонение колеблющейся величины от положения равновесия;

А - амплитуда, т.е. максимальное смещение (отклонение) от положения равновесия;

 - циклическая частота,  ;

T - период колебания-время одного полного колебания, т.е. время, по истечении которого процесс начинает повторяться;

 - частота колебаний, т.е. число колебаний в секунду;

t - время от начала отсчета времени;

 = t +  - фаза колебания, т.е. величина, определяющая состояние колеблющейся системы в данный момент времени;

 - начальная фаза, т.е. величина определяющая состояние колеблющейся системы в начальный момент, при t = 0;

Графически гармоническое колебательное движение изображается синусоидой. На рис. I изображено колебание с начальной фазой  = (1) и начальной фазой  = 0(2). По оси ординат откладывается смещение колеблющейся величины от положения равновесия. По оси абсцисс откладывается либо время от начала колебания, либо фаза колебания, измеряемая радианами в долях .

Фазы, отличающиеся на четное число , называются одинаковыми; отличающиеся на нечетное число  противоположными.

Процесс распространения колебаний в окружающей среде называется в о л н о й. Возникают волны тогда, когда изменение состояния колеблющейся величины в каком-либо месте оказывает влияние на состояние этой величины в соседних точках.

Графически волна изображается также, как и колебание, т.е. синусоидой.

Если колебания происходят перпендикулярно направлению распространения колебаний, то волна называется п о п е р е ч н о й. Если колебания происходят вдоль направления распространения колебаний, то волна называется п р о д о л ь н ой.

Направление распространения волны называется л у ч о м.

Расстояние (по направлению распространения волны) между двумя соседними точками, которые колеблются в одной фазе, называется д л и н о й в о л н ы.

Длина волны , период Т, частота  и скорость распространения волны  связаны зависимости:

 = , =  T

(3)

Скорость распространения волн зависит от свойств среды, в которой они распространяются.

Если колебание источника (вибратора), находящегося в точке 0 (рис. I), определяется уравнением S = А· Sin t, то колебание точки М, находящейся на расстоянии  от вибратора, определяется уравнением:

S = А· Sin(t-2),

(4)

которое называют уравнением б е г у щ е й в о л н ы. Вид уравнения показывает, что колебание точки М повторяет колебания точки 0, но сдвинуто по фазе на величину

 =  Важно отметить, что сдвиг фазы определяется не абсолютным значением величины , а дробной часть отношения  и , так как изменение фазы на величину кратную 2  величины синуса не изменяется.

И н т е р ф е р е н ц и е й света называется сложение двух (или нескольких) световых волн одинакового периода, сходящихся в одной точке, в результате чего наблюдается увеличение или уменьшение амплитуды слагаемых волн.

Наш глаз увидит эффект при сложении световых волн, если этот эффект будет продолжаться достаточно долго. Это возможно в том случае, если слагаемые волны монохроматичны, т.е. имеют одинаковую частоту, и если разность фаз слагаемых колебаний достаточно для восприятия глазом (  0,1 сек.) остается постоянной. Колебания, имеющие постоянную разность фаз в течение большего промежутка времени, называются к о г е р е н т н ы м и. Лучи, распространяющиеся от двух независимых источников света, не будут когерентными, и при сложении их явление интерференции не наблюдается. Когерентные лучи можно получить только от одного источника. Для этого нужно каким-нибудь образом разделить один луч на два луча, а после прохождения различных путей, снова соединить их. Тогда разность фаз будет определяться разностью хода лучей и при постоянной разности хода тоже будут постоянной.

При сложении двух колебаний одинакового периода, совершающихся по одной прямой, амплитуда результирующего колебания определяется формулой:

А2 = А+ А+2АIА2Cos 

где

АI и А2 - амплитуды слагаемых колебаний;

 - разность фаз слагаемых колебаний  = 2 ;

 - длина волны;

l1 - l2 - разность хода волн от точки, где фазы их одинаковы.

Основной закон интерференции света состоит в следующем:

1. ^ Условие максимума:

Если разность хода лучей равна четному числу полуволн, т. е. целому числу волн, l1 - l2 = 2 к , то Cos  = 1, А = АI + А2, и такие лучи при сложении усилят друг друга.

2. ^ Условие минимума:

Если разность хода равна нечетному числу полуволн lI - l2 =(2к+1) , то Cos  = -1 и А = А1 - А2.

Следовательно, такие лучи ослабят друг друга, а при равенстве А1 = А2 полностью погасят друг друга.

Энергия колебательного движения пропорциональна квадрату амплитуды.

Из этого следует, что в местах усиления волн энергия результирующего колебания больше энергии слагаемых колебаний, а в местах ослабления волн энергия результирующего колебания меньше энергии слагаемых колебаний. При интерференции происходит п е р е р а с п р е д е л е н и е энергии волн в пространстве.

Как видим, в явлениях интерференции играет роль не геометрическое расстояние между двумя точками, а число световых волн, укладывающееся между этими точками. Именно это число, точнее дробная часть числа, определяет фазу суммарного колебания в рассматриваемой точке.

Так как при переходе из одной среды в другую скорость распространения света изменяется, а частота остается неизменной , то, вследствие соотношения  = , изменяется и длина волны. Если скорость света в вакууме с и длина волны , скорость света в среде , и длина волны 1, то из условия равенства частот получим:

или  = 1

Отношение скорости света в вакууме к скорости света в среде называют абсолютным показателем п р е л о м л е н и я среды.

= n и  = 1 n

Следовательно, длина волны в среде с показателем преломления n будет в n раз меньше чем в вакууме (или в воздухе). Число волн, укладывающихся на длине l в данной среде будет равно:

N =

(6)

Произведение l n называется о п т и ч е с к о й д л и н о й пути.


^ 3. Цвета тонких пленок

В естественных условиях легко наблюдать интерференцию в тонких пленках.

Всем известны красивые радужные цвета, появляющиеся на поверхности мыльных пузырей, в тонких слоях масла или нефти, плавающих на поверхности воды, и в некоторых других случаях. Все эти явления имеют интерференционный характер и наблюдаются при отражении света от очень тонких слоев прозрачных и бесцветных веществ.

Пусть на тонкую пленку, например мыльную (рис. 2) с показателем преломления n, падают монохроматические лучи от источника света, в среде с показателем преломления n1. Предположим, что мы наблюдаем явление интерференции глазом, смотря на верхнюю поверхность пленки. На рис. 2 толщина d пленки сильно увеличена. Через какую-либо точку А на поверхности пленки от источника в глаз наблюдателя попадут два луча ОА и ОВ. Луч ОА попадает в глаз непосредственно после отражения от верхней поверхности. Луч ОВ, как видно на рис. 2, попадает в глаз после прохождения через пленку и отражения от ее нижней поверхности. В зависимости от величины разности фаз глаз увидит точку А светлой или темной. Найдем величину разности фаз в зависимости от угла падения и толщины пленки.

Если провести ВК перпендикулярно обоим лучам, то до точек В и К оба луча проходят одинаковые пути в одинаковых условиях и приходят в эти точки в одинаковой фазе. Начиная от этих точек, условия их распространения до точки А становятся различными. Луч ОА проходит отрезок КА в среде с показателем преломления n1, луч ОВ проходит путь ВС + СА в среде с показателем преломления n. За счет разности хода получается разность фаз. Величина разности фаз будет определяться разностью оптического хода лучей до точки А. Определим эту разность.

Оптический путь луча ОА равен КА  n1.

Оптический путь луча ОВ равен (ВС + СА)  n .

Оптическая разность хода равна их разности

 = n (ВС + СА) - КА  n1 ,

Из рис. 2 видно, что КА = ВА Sin  ;

ВА = 2 d tg ;

ВС = CА = .

По закону преломления или sin  =

sin 

Подставляя эти значения в разность хода лучей, получим:

 = - 2 dn1tgSin =  (n – n1 Sin ( ( Sin ) =

=(n-)= =


После сокращения получим:  = 2 d

Для определения разности хода лучей в точке А необходимо учесть, что световые волны, как и всякие волны, отражаясь от оптически более плотной (n > n1) среды теряют «полволны», т.е. происходит и з м е н е н и е ф а з ы на противоположную. Если первой средой является воздух, то n1 = I и луч ОА будет терять полволны, т.к. он отражается от оптически более плотной среды. Следовательно, между лучами ОА и ОВ образуется дополнительная разность хода в полволны. Учитывая это получаем разность хода , равной:

 = 2 d

(8)

Когда толщина d и угол падения таковы, что указанная разность  хода лучей равна четному числу полуволн, то по условию максимума мы будем видеть в точке А свет, при нечетном числе полуволн по условию минимума - темноту. При изменении угла падения лучей интерференционная картина будет меняться.

До сих пор предполагалось, что источник испускает монохроматический свет, т. е . с одной длиной волны  . Если пленка освещается источником белого света, то в точке А мы будем видеть свет такого цвета, для длины волны которого осуществляется условие максимума, т. е. длина волны укладывается целое число раз в разности хода  . В точку А придут и другие лучи других длин волн , входящих в состав белого луча, но максимальную яркость будут иметь те лучи, длина волны  которых удовлетворяет условию максимума, т.е. укладывается целое число в разности хода, поэтому мы увидим и соответствующий  цвет.

Другой точке поверхности пленки, на которую падают белые лучи под другим углом, будет соответствовать другая разность хода, которая в свою очередь, будет составлять целое число других волн. Поэтому эта точка будет иметь другой цвет. Таким образом, пленка будет иметь радужную окраску. Если на пленку, имеющую во всех точках одинаковую толщину, падает пучок параллельных лучей белого света, то она вся будет окрашена в один цвет. Если угол падения изменить, а лучи оставить параллельными, то окраска пленки изменится, но опять она вся будет окрашена одним цветом. При освещении пучком параллельных лучей белого света, пленка будет иметь радужную окраску лишь в том случае, если толщина ее будет различна в разных точках, т.е. она не будет плоско-параллельной. Это используется как метод контроля равенства толщины тончайших пластинок из стекла, которые применяются в целом ряде очень точных оптических приборов.

Интерференционная картина будет наблюдаться и в проходящем свете. Но так как в проходящем свете нет потери полволны, то вся картина интерференции изменится на обратную: на месте светлых полос будут темные, на месте темных - светлые.


^ 4. Полосы равной толщины. Кольца Ньютона.

Если на одну стеклянную пластинку (рис.3) положить другую и между ними, с одной стороны, положить тонкую прокладку, то между пластинками образуется воздушный клин, толщина которого постепенно убывает от одного края к другому. При освещении пластинки на ней будут видны интерференционные полосы. Эти полосы соединяют места одинаковой толщины слоя и называются п о л о с а м и р а в н о й т о л щ и н ы.

Вблизи линии соприкосновения пластинок толщина d очень мала, разность хода  очень близка к и в этом месте увидим темную полосу. При переходе к более толстой части клина мы придем в такое место, где  = , в этом месте будет видна светлая полоса. Если пластинка освещается белым светом, то полоса будет радужной, потому что волны различных длин (разных цветов) удовлетворяют условию  =  при различных значениях толщины пластинки d. При дальнейшем передвижении по клину мы увидим радужные полосы в тех местах, в которых соответствующие разности хода равны 2, 3 и т.д. В промежутках между ними увидим темные полосы.

При переходе от одной интерференционной полосы к соседней, того же цвета, разность хода лучей возрастает на длину волны . Очевидно, чем больше будет угол клина, тем скорее будет нарастать разность хода и тем чаще будут полосы. При большом угле клина интерференционные полосы становятся настолько частыми, что их нельзя различить.

Полосы аналогичного происхождения возникают при наложении плосковыпуклой с большим радиусом кривизны R линзы на плоскую пластинку. Роль клина здесь выполняет слой воздуха между линзой и пластинкой. В этом случае полосы имеют форму колец, расположенных все более и более часто при удалении от центра. Их называют к о л ь ц а м и Н ь ю т о н а.

На рис. 4 изображено сечение ЕА, соприкасающейся поверхности линзы, и сечение ЕС плоской пластинки. При наблюдении колец Ньютона в отраженном свете наблюдают явление интерференции волн отраженных от поверхности линзы, луч ОАР, и от верхней поверхности пластинки, луч ОАСР. Если световые лучи падают почти по нормали к пластинке, а R – велик то угол  близок к нулю и разность хода (согласно формулы 8) равна:

 = 2 dn + (для воздуха n =1)

(9)

Толщина воздушного слоя d на расстоянии r = ЕС  МА от точки Е, центра линзы, определяется из простых геометрических соображений. С одной стороны, d = АС = МЕ. С другой стороны, из треугольника О1АМ следует (01 - центр кривизны линзы радиуса R), что :

r2 = R2 - (R - d)2 = 2 Rd - d2

Так как радиус кривизны линзы очень велик по сравнению с радиусом колец, то R значительно больше d и величиной d2 можно пренебречь по сравнению с 2 Rd.

Решая последнее равенство относительно d, получим:

d = ,

(10)

т.е. толщина слоя растет пропорционально квадрату удаления от центра. Следовательно, чем дальше от центра, тем быстрее растет разность хода. Это и понятно: ведь чем дальше от точки соприкосновения, тем больший угол составляет поверхность линзы с плоскостью пластинки, что соответствует как бы плоскому клину с возрастающим углом. Этим объясняется сгущение колец при удалении от центра.

Если разность хода равна нечетному числу полуволн:

 = 2 dm n + = (2m + 1) , то лучи, интерферируя по условию максимума, будут гасить друг друга. Из этого равенства находим толщину слоя в том месте, где будут темные кольца:

dm = ,

(11)

где m - порядок кольца, m = 1, 2, 3, 4 и т.д.

Если разность хода равна четному числу полуволн:

 = 2 dm n + = 2 m , то по условию максимума лучи интерферируя усилят друг друга. Из этого равенства находим толщину слоя в том месте, где будут светлые кольца.

dm =

(12)

Величина m равна любому целому числу и показывает порядковый номер кольца. Решая совместно равенства 10 и 11, 10 и 12, получим выражения, определяющие радиусы колец:

для темного кольца r2 =  R,

(13)


для светлого кольца r2 = R ,

(14)


Из последнего равенства находим длину волны:

 =

(15)

По этой формуле можно определить длину волны, зная радиус m - го кольца rm и радиус линзы R. Вследствие упругой деформации стекла невозможно добиться идеального случая соприкосновения линзы и пластинки в одной точке, что создает трудность в определении порядкового номера кольца. Чтобы избежать этой трудности находят разность радиусов двух колец rm и rk , которая не зависит от выбора начала отсчета порядка кольца. Из равенства (14) найдем

при n = 1: rm2 -rk2 = (2 m - 1)R - (2k -1) R,

откуда:  = , где m и k порядковые номера колец, независящие от выбора начала отсчета. Для расчетов это равенство удобнее переписать так:

 =

(16)

Эта формула и будет расчетной.


Описание лабораторной установки и порядок выполнения работы

Лабораторная установка представляет собой микроскоп, снабженный окулярным микрометром. На предметном столике устанавливается приспособление для наблюдения колец Ньютона, описанное выше (пластинка и линза) см. рис. 4. Работа выполняется в следующем порядке:

1. Положенную на пластинку линзу закрепляют на предметном столике микроскопа.

2 .Над линзой, под углом 450 к плоскости линзы, устанавливают полупрозрачную пластинку. Пластинку освещают светом через исследуемый светофильтр так, чтобы отраженный от пластинки свет падал на линзу по нормали к плоскости линзы.

3. Кольца Ньютона рассматривают через микроскоп. Для этого вращением кремальерного винта подводят объектив к полупрозрачной пластинке (но не касаться ее!) Затем медленно поднимая объектив наблюдают в окуляр за появлением колец Ньютона. Когда кольца будут обнаружены, микрометрическим винтом микроскопа добиваются наилучшей видимости колец.

4. Вращением микрометрического винта окулярного микрометра устанавливают точку пересечения осевых линий окуляра, в центре видимого поля зрения.

При этом указатель микрометра (две черточки) должен находиться на середине шкалы окулярного микрометра (рис. 5).

5. Перемещением предметного столика микроскопа (при помощи двух винтов имеющихся на столике) устанавливают кольца в такое положение, чтобы их центр совпадал с точкой пересечения осевых линий окулярного микрометра.

6. При помощи микрометрического винта окулярного микрометра устанавливают центр осей на левый край светлых колец. В графе, соответствующей порядку кольца, записывают показание микрометра десятичной дробью. По шкале отсчитывают целые, по положению микрометрического винта - сотые доли миллиметра.

7. Переводят центр осей на следующее кольцо и снова записывают показание микрометра. Затем переводят на следующее и так до правого края. Центр осей при каждом измерении необходимо устанавливать на внешний край кольца.

8. Повторяют измерения, идя справа налево. Из двух показаний микрометра берут среднее. Результат записывают в таблицу.


^ Таблица результатов измерения


Порядок кольца


5

4

3

2

1

1

2

3

4

5

Примечание

1 положение


































2 положение


































Среднее


































Диаметр
















Цена деления микрометра

радиус
















i=

i














9. Диаметр кольца находят как разность показаний микрометра справа и слева от центра колец, для кольца данного порядка по среднему значению.

Разделив диаметр на 2 и умножив на цену деления микрометра, находят радиус кольца.

10. Для расчета составляют таблицу.

^ Таблица результатов вычисления длины волны

Радиус линзы R =



п/п

Пары колец

rm

rk

rm+rk

rm-rk

103

103

1

2

3

4

5

1-3

1-4

2-4

2-5

3-5




















ср = ; сз = ;

 = =

Окончательный результат:  =  =

^

ЛАБОРАТОРНАЯ РАБОТА № 24


Определение длины волны при помощи дифракционной решетки
I. Краткая теория

  1. Дифракция света

Развитие оптики вплоть до начала XX века базировалось в основном, на представлении о прямолинейности распространения света. Но уже в XVII веке были известны факты, указывающие на отступление от закона прямолинейного распространения. Это бывает в следующих случаях: когда луч света проходит через малое отверстие в непрозрачном экране; если на пути луча находится малое непрозрачное тело и если свет проходит около края непрозрачного предмета.

Если пучок параллельных лучей света встречает на своем пути непрозрачное круглое тело, то при достаточно малых размерах тела на экране, в середине геометрической тени, будет заметно с в е т л о е пятно в центре чередующихся темных и светлых колец. Это указывает на то, что свет распространяется и в область геометрической тени.

Если же пучок параллельных лучей света пропустить через достаточно малое круглое отверстие, то на экране, начиная с некоторого расстояния, по мере изменения расстояния между отверстием и экраном, будет появляться то с в е т л о е пятно, то т е м н о е пятно в центре чередующихся темных и светлых колец, диаметр которых значительно больше диаметра отверстия. Свет здесь распространяется в область геометрической тени.

Явление отклонения света от прямолинейного распространения в однородной среде, выражающееся в распространении света в область геометрической тени, называется д и ф р а к ц и е й света.

Дифракция света показывает, что законы геометрической оптики, базирующиеся на законе прямолинейности распространения света, так же как и ряд других законов физики, оказываются справедливыми только в известных условиях.

^ 2. Принцип Гюйгенса

Направление распространения света в области геометрической тени можно определить при помощи метода, получившего название принцип Гюйгенса, который объясняет механизм передачи волнового процесса (рис.1а). Гюйгенс рассматривал распространение световых волн как последовательное возмущение точек среды, в которой распространяется свет. По принципу Гюйгенса каждая точка волновой поверхности (фронта волны) является самостоятельным источником вторичных элементарных сферических волн. Поверхность, огибающая эти вторичные волны, является новой волновой поверхностью (фронтом волны). В изотропной среде световые лучи являются нормалями волновой поверхности.

Но принцип Гюйгенса позволил решать задачи распространения светового фронта, не отвечая на вопрос об интенсивности волн, идущих по разным направлениям. Оставался нерешенным и вопрос о прямолинейности распространения света. Эти недостатки принципа Гюйгенса устранил Френель, который дополнил принцип Гюйгенса идеей интерференции волн.


  1. ^ Принцип Гюйгенса - Френеля

Огибающая поверхность вторичных элементарных волн Гюйгенса рассматривается Френелем как поверхность, где вследствие взаимной интерференции элементарных волн результирующая волна имеет заметную интенсивность. При определении интенсивности (амплитуды) результирующей волны Френель предложил рассматривать поверхность фронта волны S как светящуюся поверхность. Излучение отдельных элементов dS поверхности S (рис. 1а) приходя в точку Е определяет своей совокупностью интенсивность излучения в этой точке. Так как фазы всех источников dS определяются излучением, идущим из точки О, то они будут когерентными и при сложении в точке Е будут интерферировать. Для вычисления интенсивности результирующей волны Френель предложил следующий прием, получивший название метода зон Френеля.


^ 4. Метод зон Френеля

Соединим источник света О с рассматриваемой точкой М (рис.1б), разбиваем поверхность SS фронта волн на зоны такого размера, чтобы расстояние l от краев зоны до М отличались на полволны, т.е. радиусами:

l0 = в; l1 = в + ; l2 = в + 2 ; l3 = в + ... ln = в +.

Если пренебречь малыми величинами второго порядка, то площади каждой полученной зоны будут одинаковыми и равны

S = , а радиусn-ой зоны

(1)


При этом необходимо учитывать следующие обстоятельства:

1. По мере удаления от центра С нормаль к волновой поверхности составляет все больший угол с направлением СМ и вследствие этого действие удаленных зон будет мало эффективным.

2. При построении зон по методу Френеля соответствующие точки двух соседних зон будут отличатся по фазе на  и при интерференции в точке М будут гасить друг друга.

Математические вычисления показывают, что действие безграничной световой поверхности S в точке М сводится к эквивалентному действию половины одной центральной зоны. Этим и объясняется прямолинейность распространения света.

Вопрос о том, что будет наблюдаться в точке М, максимум или минимум интенсивности от света, проходящего через отверстие SS, решается числом зон Френеля, которые укладываются в отверстии.

1. Если число зон будет четное, то зоны попарно погасят друг друга и в точке М будет минимум интенсивности.

2. Если число зон Френеля будет нечетное, то парные зоны погасят друг друга, а одна зона остается не погашенной и даст максимум интенсивности.

Дифракцию света, наблюдаемую от сферических волн, т.е. в случае, когда источник света находится на конечном расстоянии R, называют дифракцией Френеля.

Дифракцию света, наблюдаемую от параллельных лучей, т.е. в случае, когда источник света находится в бесконечности и фронт волны плоский, называют дифракцией Фраунгофера.

Если фронт волны плоский, то R = и площади Si, будут равны S = b, а радиусn-ой зоны Френеля

rn =

(2)


^ 5. Дифракция от щели в параллельных лучах

Пусть мы имеем монохроматическую плоскую волну, т.е. лучи света имеют одинаковую частоту и идут параллельно.

Поместим на пути лучей (рис.2) перпендикулярно к их направлению непрозрачную пластинку с узкой щелью АВ, края которой перпендикулярны плоскости чертежа. В этом случае АВ будет фронтом волны. На рис. 2 щель АВ сильно увеличена.

По принципу Гюйгенса каждая точка волновой поверхности АВ является источником новых элементарных сферических волн, и поэтому из всех точек щели световые колебания будут распространяться во всех направлениях, заходя и в область геометрической тени.

В направлении СМ, нормально к щели, все волны идут в одинаковых фазах. Если на пути этих лучей поставить линзу L, она соберет их в своем фокусе М. Так как линза не изменяет соотношение фаз (разности хода), проходящих через нее лучей, то в точку М все лучи придут с одинаковой фазой. Такие лучи при сложении усилят друг друга, и на экране в направлении СМ мы увидим светлую полоску, которую называют н у л е в ы м м а к с и м у м о м.

Рассмотрим теперь параллельный пучок лучей, который распространяется от щели под некоторым углом  к нормали и собирается линзой в точке Е. Из точки Е проведем несколько дуг, начиная от края щели (точки А) на расстоянии друг от друга, где - длина волны падающего света. Эти дуги разобьют поверхность АВ на зоны Френеля, число которых зависит от ширины щели и выбранного направления, определяемого углом .

На рис. 2. ВР = следовательно таких зон Френеля в АВ две- АС и СВ.

Пусть ширина щели равна АВ = а, тогда разность хода крайних лучей

ВР = Sin и число зон Френеля m определяется из равенства:

Sin 

(3)

Пользуясь методом Френеля, можно сделать следующий вывод.

В тех направлениях, в которых разность хода крайних лучей равна целому числу волн, т.е. четному числу полуволн, число зон Френеля будет четное, каждая пара зон погасится, и мы увидим на экране темные полосы - м и н и м у м ы. Математическое условие минимума можно записать равенством:

а Sin  = 2 k, или Sin  =,

(4)


где к - любое целое число, определяющее порядок соответствующего минимума,

к - 1, 2, 3.....

В тех направлениях, в которых разность хода крайних лучей равна нечетному числу полуволн, число зон Френеля будет нечетное, и мы увидим на экране светлые полосы, м а к с и м у м ы, Математически условие максимума можно записать равенством:

aSin = (2k + 1) или Sin =

(5)


где k – любое целое число, определяющее порядок соответствующего максимума, k = 1, 2, 3 …

Следовательно, при нормальном падении параллельного пучка лучей на узкую щель мы увидим на экране за щелью центральную светлую полоску и симметрично расположенные по обе стороны темные и светлые полоски убывающей яркости.

На рис. 3 показано примерное распределение яркости (ось ординат) в зависимости от синуса угла отклонения (ось абсцисс) для дифракционной картины даваемой одной щелью.

Из равенства 5 видно, что:

1) при постоянной длине волны с уменьшением ширины щели увеличивается угол отклонения, т.е. увеличивается расстояние между светлыми полосками;

2) при постоянной ширине щели с увеличением длины волны увеличивается угол отклонения, т.е. лучи с большей длиной волны дальше отклоняются от нулевого максимума.

Из этого следует, что если на щель падают не монохроматические (не одноцветные) лучи, а например, белые лучи, в состав которых входят волны всевозможных длин от 0,38 до 0,76 мкм, то мы получим на экране центральную белую полоску, а по сторонам симметрично расположатся дифракционные спектры 1, 2, 3... и т.д. порядков, разделенные темными промежутками.


^ 6. Дифракционная решетка

Для получения ярких дифракционных спектров применяются дифракционные решетки. Дифракционная решетка представляет собою совокупность большого числа узких параллельных щелей одинаковой ширины, расположенных на равных расстояниях друг от друга. Простейшим примером дифракционной решетки является стеклянная пластинка, на которой делительной машиной нанесен ряд параллельных штрихов. Места, прочерченные машиной являются практически непрозрачными промежутками. Неповрежденные части пластинки играют роль щелей.

Рассмотрим дифракционную картину, даваемую решеткой. Картина дифракционных максимумов и минимумов, даваемых одной щелью, не зависит от положения щели, т.е. если щель переместить параллельно самой себе, то параллельно переместится и вся дифракционная картина. Поэтому, если в пластинке проделаны одинаковые параллельные щели (рис.4), то они дадут одинаковые дифракционные картины. Если на пути лучей, распространяющихся от щелей решетки, поместить линзу, а в фокальной плоскости линзы экран, то на экране в одну точку соберутся все параллельные лучи, идущие под одним и тем же углом  к нормали.

Лучи идущие под другим углом, соберутся в другой точке. Освещенность каждой точки экрана будет зависеть как от интенсивности света, даваемого каждой щелью в отдельности, так и от результата интерференции лучей, прошедших через равные щели. В тех местах, где каждая из щелей дает минимум, будет минимум и при нескольких щелях. Но в тех местах, где каждая из щелей дает свет, не обязательно будет свет и при нескольких щелях. В некоторых направлениях лучи света, прошедшие через разные щели, могут вследствие интерференции гасить друг друга и давать д о б а в о ч н ы е , к даваемым каждой щелью, минимумы. Точно также в других направлениях лучи, складываясь, могут усиливать друг друга, давать максимумы.

Обозначим на рис. 4 ширину щели АВ = а, ширину непрозрачного промежутка ВС = в. Расстояние а + в = с называют п е р и о д о м решетки или п о с т о я н н о й решетки.

В направлении нормали лучи идут в одинаковой фазе и при сложении (на рис.4 линза не показана) усилят друг друга, дадут светлую полоску, которую называют нулевым максимумом.

Возьмем лучи., распространяющиеся от щелей под некоторым углом  к нормали, и проведем линию АР перпендикулярно к направлению лучей. От этой линии до экрана лучи, распространяющиеся от щелей, будут проходить одинаковые расстояния. Но до этой линии пути, пройденные лучами, различны. Разность хода лучей, идущих от соответственных точек соседних щелей, т.е. лучей, начинающихся у тождественных точек равна:

 = РС = АС  Sin  = с Sin 

(6)

На рис. 4 ряд таких соответственных точек показан стрелками.

Если разность хода  равна целому числу волн, т. е. четному числу полуволн, то все лучи, идущие от одной щели, будут при сложении усиливаться лучами, идущими от с о о т в е т с в е н н ы х точек соседних щелей и в направлении, определяемом равенством:

с Sin  = 2k или Sin  = ,

(7)

мы увидим светлую полоску, максимум. Величина к, равная любому целому числу начиная с 1, показывает порядок максимума. Из этого равенства следует, что положение максимумов не зависит от числа щелей решетки, а зависит только от длины волны падающего света и постоянной решетки.

Если разность хода  будет равна нечетному числу полуволн, то все лучи щели при сложении погасятся лучами, идущими от с о о т в е т с в е н н ы х точек соседних щелей. В направлении определяемом равенством

с Sin  = (2 k + 1) , или Sin  = ,

(8)

мы увидим темную полоску, добавочный минимум.

Из формулы (7) следует, что лучи различной длины волны будут иметь максимум в различных направлениях. Поэтому, если на дифракционную решетку падает белый луч, то решетка разложит его, и на экране мы увидим дифракционный спектр, обращенный к центральной полосе фиолетовой линией.

Дифракционная решетка находит большое применение в спектральном анализе, обладая рядом преимуществ по сравнению с призматическим спектрографом. Разрешающая способность спектрографов с дифракционной решеткой выше чем у спектрографов призматических. Для определения длины волны достаточно знать период решетки и расстояние от решетки до экрана, предварительной градуировки спектрометра не требуется.

Дифракционной решеткой может служить прозрачная жидкость или газ, в которых распространяется ультразвуковые волны. В этом случае по дифракционной картине можно определить длину ультразвуковых волн и скорость их распространения. Дифракция рентгеновских лучей при прохождении через кристалл позволяет определить структуру кристалла.


^ Лабораторная установка и порядок проведения работы

Принципиальная схема установки приведена на рис. 5. Установка собрана на оптической скамье 5

Работа состоит из двух частей.

Часть I

В первой части работы определяют постоянную дифракционной решетки по известной длине волны света, получаемого от монохроматического источника света,

Для определения постоянной решетки С поступают следующим образом:

1. Включают лазерную установку 1 ( = 0,636 мкм). Рис.5

2. На пути лазерного луча устанавливают дифракционную решетку Д (в положение 3). На экране появится дифракционный спектр от монохроматического источника света: в центре яркое красное пятно (нулевой максимум), а по обе стороны от него - убывающие по интенсивности максимумы 1-го, 2-го, 3-го и т.д. порядка.

3. Устанавливают дифракционную решетку на заданном расстоянии h от экрана э. Расстояние измеряют по линейке 4.

4. Измеряют l1 - расстояние между центрами максимумов 1-го порядка, симметричных относительно нулевого максимума. Затем измеряют l2 - расстояние между центрами максимумов 2-го порядка.

Из формулы (7) определяют значение постоянной решетки С, используя данные для спектра 1-го порядка: k = 1, Sin 1 = l1/2h, см. (рис. 5.) Вследствие малости угла 1 можно положить Sin 1  tg 1.

Затем определяют значение постоянной решетки (С’’), используя данные для спектра 2-го порядка: k = 2, Sin 2 = l2/2h.

Все измерения выполняют два раза для двух значений h, заданных преподавателем. Найденные значения С для двух значений h заносят в протокол и вычисляют среднее значение постоянной решетки и погрешность измерения.


Часть II

Во второй части работы определяют длину волны одной из линий спектра белого света. Спектр создается с помощью дифракционной решетки. Используют значение постоянной решетки С, полученное в первой части работы. Формула измерений в этом случае имеет вид:

 =

(9)

Для определения  поступают следующим образом:

1. Включают источник белого света - проекционный фонарь (2 на рис.5). Между конденсором и объективом проекционного фонаря вставляется непрозрачная пластинка с узкой щелью. Перемещением объектива проекционного фонаря, добиваются того, что на экране будет видно отчетливое изображение щели.

2. На пути пучка белого света на заданном расстоянии от экрана ставят дифракционную решетку Д (в положение 31 на рис. 5). На экране появится яркий дифракционный спектр белого света, обращенный к центру картины фиолетовым цветом (см. Рис.6).

3. Измеряют расстояние между одинаковыми линиями спектра 1-го порядка l1 (цвет линий задает преподаватель). Затем измеряют l2 - расстояние между такими же линиями в спектре 2-го порядка.

По формуле (9) определяют 1 (k = 1, Sin 1 = ) и 2 (k = 2, Sin 2 = l2/2h) для двух значений h.

4. Найдя значения 1 и 2 для спектра 1-го и 2-го порядка, вычисляют среднее значение длины волны и погрешность измерения.


^ Таблица результатов измерения

Длина волны крайних красных лучей 0,76 мкм

определение С

определение 

h

l

C

С

h

l







































































































^ ЛАБОРАТОРНАЯ РАБОТА № 25

Изучение явления поляризации света

                1. Краткая теория

  1. ^ Основные определения

Свет представляет собой электромагнитные колебания, распространяющиеся в виде электромагнитных волн. Электромагнитная волна характеризуется двумя периодически изменяющимися векторами: вектором напряженности электрического поля Е и вектором напряженности магнитного поля Н. Векторы Е и Н расположены во взаимно перпендикулярных плоскостях и колеблются в одинаковых фазах. Колебания этих векторов в изотропной среде происходят в плоскости, перпендикулярной к направлению распространения колебаний - к лучу. Поэтому электромагнитные волны относятся к типу поперечных волн.

В большинстве случаев воздействия световых волн (такие как физиологические и фотохимические воздействия, люминесценция, фотоэффект, и т.д.) определяются вектором напряженности электрического поля, вектором Е.

Это положение легко понять, если рассматривать явление с точки зрения электронных представлений. Большинство явлений, наблюдаемых в веществе под действием света, связаны с воздействием на электроны. А так как электроны представляют собой электрические заряды, то сила, действующая на них, определяется в первую очередь электрическим полем, т.е. электрическим вектором электромагнитной волны, вектором Е. Магнитный вектор, вектор Н, играет лишь второстепенную роль и действие его непосредственно почти не сказывается. В соответствии с этим электрический вектор электромагнитной волны, вектор Е, называют с в е т о в ы м вектором. Поэтому в дальнейшем, говоря о колебаниях в с в е т о в о м л у ч е, мы всегда будем понимать под ними колебания вектора Е, который будем называть световым вектором. Если в световой волне колебания вектора напряженности электрического поля, вектора Е, происходят по всевозможным направлениям в плоскостях, перпендикулярных направлению распространения (к лучу), то свет называется е с т е с т в е н н ы м. Если колебания вектора Е происходят только в о д н о м н а п р а в л е н и и, перпендикулярном лучу, то свет называется п о л я р и з о в а н н ы м. Плоскость, проходящая через направление колебаний вектора Е и через луч (рис. 1, плоскость А), называется плоскостью к о л е б а н и й вектора Е. Если колебания в каком-либо направлении ослаблены, то свет называется частично поляризованным.

Прибор, превращающий естественный свет в поляризованный, называется п о л я р и з а т о р о м, а прибор определяющий направление колебаний (гасящий поляризованную волну) называется а н а л и з а т о р о м.

Рассмотрим механическую аналогию поляризации света.

Если на пути распространения колебаний шнура поставить преграду с узкой щелью, то лишь при определенном положении щели за ней можно обнаружить прошедшие колебания.

Предположим, что колебания происходят в двух взаимно перпендикулярных плоскостях - горизонтальной Ехо и вертикальной Еуо. Расположим на пути распространения таких колебаний одну за другой две щели так, чтобы первая была вертикальна, а вторая горизонтальна (рис. 2). Первая щель пропустит только те колебания, которые происходят в вертикальной плоскости и не пропустит те колебания, которые происходят в горизонтальной плоскости. Прошедшие через первую щель колебания будут плоскополяризованными, а сама щель в данном случае будет поляризатором.

Вторая щель, расположенная горизонтально, не пропустит колебаний, происходящих в вертикальной плоскости и, следовательно, за щелью колебаний не будет. Если же повернуть вторую щель и поставить вертикально, то колебания пройдут через щель. Таким образом, вращая вторую щель, можно определить плоскость, в которой происходят колебания, т.е. вторая щель может служить анализатором.

Для световых волн аналогом щели при механических колебаниях являются некоторые кристаллы. Кроме того, поляризованный свет можно получить и при помощи обычного плоского зеркала или стопки стеклянных пластинок.


  1. ^ Поляризация при отражении и преломлении

Пусть на черное зеркало ( в этом зеркале устранено отражение от второй поверхности) падает естественный свет. Световые колебания, как и любое колебание, происходящие в одной плоскости, можно разложить по правилу параллелограмма на два колебания, происходящие в двух взаимно перпендикулярных плоскостях. Следовательно, естественный луч света мы можем представить как луч, в котором колебания происходят в 2-х взаимно перпендикулярных направлениях, например в плоскости чертежа (рис.3), которую считаем совпадающей с плоскостью падения (условно отмечаются черточками) и в плоскости, перпендикулярной чертежу (отмечаются точками). Эти два вида колебаний будут по разному отражаться от зеркала из диэлектрика. Колебания, происходящие в плоскости, перпендикулярной к плоскости падения, будут отражаться независимо от угла падения. Колебания, происходящие в плоскости падения, с увеличением угла падения будут отражаться все меньше и меньше, а все больше и больше будут преломляться. При некотором угле падения  = пол все эти колебания будут только преломляться и поглощаться нижней черной поверхностью зеркала. Следовательно, отраженный луч будет полностью поляризован в плоскости падения.

Угол падения пол, при котором отраженный луч полностью поляризован, называется у г л о м п о л н о й п о л я р и з а ц и и.

Аналогичное явление мы будем иметь, если вместо зеркала возьмем стопку стеклянных пластин. При падении света под углом полной поляризации преломленный луч будет частично поляризован, так как он содержит помимо колебаний, расположенных в плоскости падения, некоторое количество колебаний, расположенных в плоскости перпендикулярной к плоскости падения. Степень поляризации преломленного луча увеличивается с увеличением числа пластинок.

Угол полной поляризации пол при отражении от данного вещества определяется из равенства называемого законом Брюстера: тангенс угла полной поляризации равен показателю преломления отражающего вещества.

tg пол = n, пол = Бр

(1)

где n - показатель преломления отражающего вещества.

При падении света под углом полной поляризации отраженный луч будет полностью поляризован. Плоскость колебаний поляризованного при отражении луча, т.е. плоскость колебаний вектора Е будет перпендикулярна плоскости падения.

Из закона Брюстера и закона преломления следует, что при падении луча на зеркало под углом полной поляризации, луч отраженный под углом полной поляризации и луч преломленный взаимно перпендикулярны.

Как и всякий поляризатор, зеркало в стопе пластинок могут служить не только поляризатором, но и анализатором.

Большей частью поляризованный свет получают путем преломления луча в кристаллах, обладающих двойным лучепреломлением.


  1. ^ Поляризация при двойном лучепреломлением

В природе существуют кристаллы (например исландский шпат), которые дают двойное преломление. Если смотреть через такой кристалл перпендикулярно к грани кристалла на предмет, то мы видим два изображения: одно неподвижное, а второе перемещается по мере вращения кристалла. Первое изображение называется о б ы к н о в е н н ы м , а второе н е о б ы к н о в е н н ы м. Это явление объясняется следующим образом. Кристаллы - тела анизотропные, их физические свойства, например скорость распространения световых колебаний, различны в различных направлениях. Но особенностью кристалла является то, что в нем можно выделить так называемую о п т и ч е с к у ю о с ь. Она характеризуется следующим: свойства кристалла одинаковы во всех тех направлениях, которые составляют с оптической осью кристалла равные углы. Это свойство справедливо для угла любой величины. Необходимо отметить, что оптическая ось не есть определенная линия, а только определенное направление. Плоскость, проходящая через падающий луч и оптическую ось кристалла, называется г л а в н ы м с е ч е н и е м кристалла.

Скорость распространения света в кристалле будет зависеть от угла  между направлением колебаний и направлением главной оси кристалла =().

Если луч света идет вдоль оптической оси кристалла, то все его колебания будут перпендикулярны к оптической оси (=900) и, следовательно, будут распространяться с одной и той же скоростью. Луч в этом случае не раздваивается и двойного изображения не будет.

Пусть луч света падает на кристалл под некоторым углом  /рис.4/ к его оптической оси ОО. Разложим колебания в падающем луче на два взаимно перпендикулярных колебания: колебания, происходящие в плоскости главного сечения /плоскость чертежа/, и колебания, происходящие в плоскости, перпендикулярной главному сечению. Колебания, перпендикулярные к главному сечению кристалла/ на рис.4 обозначены точками/, будут распространяться в кристалле с той же скоростью, как и колебания луча, идущего вдоль оптической оси, так как при любом угле падения они составляют с осью кристалла угол 900.

Колебания, расположенные в плоскости главного сечения кристалла/ на рис.4 обозначены черточками/, будут распространяться с другой скоростью, т.к. они составляют с осью кристалла другой угол, равный 900 -.

По закону преломления:

n = =

где с – скорость распространения света в вакууме;

 - скорость распространения света в данной среде;

 - угол падения;  - угол преломления.

Так как скорость распространения колебаний в кристалле зависит от угла , т.е. =//, то колебания, перпендикулярные к главному сечению, и колебания, лежащие в плоскости главного сечения, будут распространяться в кристалле с различной скоростью и, следовательно, будут иметь различный показатель преломления Но при различном показателе преломления будут различны и углы преломления. В этом случае луч света раздваивается и дает двойное изображение. Лучи, колебания которых перпендикулярны к плоскости главного сечения, называются обыкновенными лучами, они дают неподвижное изображение. Лучи, колебания которых расположены в плоскости главного сечения, называются необыкновенными лучами. Они не подчиняются закону преломления /показатель преломления зависит от угла падения/ и дают подвижное изображение, так как с поворотом кристалла изменится показатель преломления, а вместе с ним изменится и угол преломления.

Лучи обыкновенные и необыкновенные являются одновременно лучами поляризованными: обыкновенный луч поляризован в плоскости главного сечения, а необыкновенный луч поляризован в плоскости, перпендикулярной к плоскости главного сечения. Плоскости поляризации обыкновенного и необыкновенного лучей взаимно перпендикулярны.

Наибольшее различие в скоростях распространения лучей имеет место при распространении в направлении, перпендикулярном к главной оптической оси кристалла.


^ 4. Поляризационная призма Николя

Призмы, служащие для получения поляризованного света, называют п о л я р и з а ц и о н н ы м и призмами. Поляризованная призма может служить и анализатором. Поляризационную призму Николя часто называют просто николь. Он состоит из кристалла ABCД исландского шпата, имеющего форму параллелепипеда /рис.5/. Кристалл разрезается наклонно по плоскости ВЕДР на две части, а затем склеивается канадским бальзамом. Показатель преломления канадского бальзама 1,549. Показатель преломления исландского шпата для обыкновенных лучей равен 1,658. Для необыкновенных лучей показатель преломления исландского шпата различен для различных направлений, для лучей, идущих параллельно длинным ребрам призмы, он равен 1,515.

Пусть естественный луч падает на нижнюю грань призмы /рис.5/ в плоскости главного сечения /плоскости чертежа/ под таким углом, что преломленные лучи, раздвоившись, идут почти параллельно продольным ребрам.

Необыкновенный луч, дойдя до слоя канадского бальзама, вступает в него как в тело более преломляющее и продолжает путь не отклоняясь, так как слой канадского бальзама очень тонок.

Обыкновенный же луч встречает слой бальзама как среду менее преломляющую и так как угол падения его больше предельного угла, то этот луч испытывает полное внутреннее отражение и поглощается зачерненной гранью призмы. Из призмы выходит один только необыкновенный луч, колебания которого параллельны главному сечению. Направление колебаний показано на рис.5.


  1. ^ Закон Малюса

Если на анализатор падает поляризованный луч, плоскость поляризации которого составляет угол  с плоскостью поляризации анализатора, то яркость J2 прошедшего через анализатор луча определяется законом Малюса.

J2 = J1 Cos2

(3)

где

J1 - интенсивность луча падающего на анализатор(яркость);

J2 - интенсивность луча, выходящего из анализатора без учета потерь в анализаторе;

- угол между главной плоскостью поляризатора и главной плоскостью анализатора.

Если плоскости взаимно перпендикулярны, то будет полное затемнение поля зрения.


Описание лабораторной установки и порядок выполнения работы

В настоящей лабораторной работе для поляризации света применяются п о л я р о и д ы. Они представляют собой пленку целлулоида, в которую вкраплены кристаллики двоякопреломляющегося вещества (например, герапатита). Подобная пленка практически полностью поглощает обыкновенные лучи и пропускает необыкновенные. Поляризаторы изготавливают, помещая поляроидную пленку между двумя стеклянными пластинками.

Лабораторная установка, принципиальная схема которой приведена на рис. 6 включает источник света I, два установленных последовательно друг за другом поляризатора 2 и 3 и фотоэлемент 4, подключенный к микроамперметру. Показания микроамперметра N пропорциональны интенсивности J2 света, падающего на фотоэлемент, т.е. J2  N. Нижний поляризатор неподвижен, а верхний может поворачиваться на 3600, при этом поворачивается плоскость ПI - Пполяризации поляроида и связанная с ним стрелка – указатель. Угол поворота отсчитывается по шкале неподвижного лимба.





Скачать 1.29 Mb.
оставить комментарий
страница1/6
Дата30.09.2011
Размер1.29 Mb.
ТипЛабораторная работа, Образовательные материалы
Добавить документ в свой блог или на сайт

страницы:   1   2   3   4   5   6
Ваша оценка этого документа будет первой.
Ваша оценка:
Разместите кнопку на своём сайте или блоге:
rudocs.exdat.com

Загрузка...
База данных защищена авторским правом ©exdat 2000-2017
При копировании материала укажите ссылку
обратиться к администрации
Анализ
Справочники
Сценарии
Рефераты
Курсовые работы
Авторефераты
Программы
Методички
Документы
Понятия

опубликовать
Загрузка...
Документы

Рейтинг@Mail.ru
наверх