Лабораторный практикум по физике оптика

Отсчитывают по окулярному микроскопу радиусы темных колец с номерами: 2,4,6 (к) и 5,7,3 (m) соответственно.

6.По формуле (10) вычисляют длину волны λ , учитывая, что цена одного деления шкалы микроскопа 2.4∙10-2 мм. Значение R взять у преподавателя.

7.Полученные результаты заносят в таблицу.

Таблица

47

6 3

Контрольные вопросы

1.Какие источники света называют когерентными?

2.В чем заключается явление интерференции?

3.Что такое оптическая длина пути луча? Чем она отличается от геометрической?

4.В каком случае происходит «потеря полуволны»? Придумайте механическую аналогию.

5.Как объяснить происхождение колец Ньютона? Где они локализованы?

6.Почему в отраженном свете в центре наблюдается темное пятно, а в проходящем – светлое?

7.Если воздушный клин (пространство между линзой и пластинкой) заполнить жидкостью, то как будет выглядеть расчетная формула (10)?

8.Правила техники безопасности при работе с оптическими приборами.

70

Лабораторная работа № 9

ОПРЕДЕЛЕНИЕ ДЛИНЫ СВЕТОВОЙ ВОЛНЫ ПРИ ПОМОЩИ ДИФРАКЦИОННОЙ РЕШЕТКИ

Цель работы

Изучение явления дифракции на основе метода зон Френеля, определение длины световой волны при помощи дифракционной решетки.

Основы теории

Характерным для любых волн является их способность загибать за препятствия, т.е. дифрагировать. Однако масштаб дифракции зависит от отношения размеров препятствия к длине волны.

Природа и основные качественные закономерности дифракции света могут быть установлены с помощью следующих двух принципов:

1)принципа Гюйгенса;

2)закона интерференции.

Принцип Гюйгенса и закон интерференции – принцип Гюйгенса-Френеля – позволяют проанализировать явление дифракции. Особенно просто это можно сделать (правда, для случаев, обладающих симметрией) с помощью метода зон Френеля, который состоит в разделении фронта волны на зоны так, что волны от соответственных точек двух соседних зон приходят в точку наблюдения P в противофазе и ослабляют при

точка наблюдения P лежат на одной прямой, проходящей через середину отверстия, которое открывает лишь часть фронта волны,

исходящей из точки A (рис.1). Обозначим через r0 расстояние от

центра отверстия до точки наблюдения P. Для определения действия этой волны в точке P разделим (мысленно) волновую поверхность S на кольцевые зоны Френеля так, чтобы расстояния от краев соседних зон до точки наблюдения P отличились на половину длины волны (рис.1):

71

Рис. 1

72

B1P − B0P = B2P − B1P = B3P − B2P = ...= λ /2 (1)

Тогда колебания, пришедшие в точку P от соответственных точек двух соседних зон, будут иметь разность хода λ /2, т.е. в точку P они придут в противоположных фазах.

Амплитуда колебаний, приходящих из отдельной зоны, зависит от площади зоны, расстояния r до точки наблюдения P и угла наклона между r и нормалью к поверхности. Убедимся,

что площади зон одинаковы. Обозначим через ρ k радиус k - той зоны. Из рис. 2 имеем

(2)

Рис. 2.

73

Таким образом, площадь зоны не зависит от ее номера k , т.е. площади зон одинаковы. Следовательно, амплитуда колебаний, доходящих от отдельных зон до точки наблюдения P, зависит

лишь от расстояния и угла, который направление rk составляет с нормалью к поверхности зоны. С увеличением номера зоны k расстояние rk возрастает, возрастает и угол наклона, поэтому амплитуды колебаний ak , доходящих до точки P от отдельных зон, должны монотонно убывать с увеличением номера зоны k :

a1 > a2 > a3 > ...ak > ak+ 1

Поскольку фазы колебаний, приходящих в точку P от двух соседних зон, противоположны, то амплитуда суммарного

74

где знак последнего слагаемого положителен при нечетном k и отрицателен – при четном. При четном числе зон колебания попарно ослабляют друг друга, и амплитуда суммарного

колебания Ak в точке P незначительна. При нечетном числе зон

действие одной из зон останется неослабленным, и амплитуда Ak больше, чем при четном числе зон. Более точно значение амплитуды суммарного колебания Ak получим, если воспользуемся очевидным преобразованием, разбив, например, в

Поскольку амплитуда монотонно убывает с возрастанием номера k , то приближенно можно положить амплитуду колебаний k -той зоны равной полусумме амплитуд, вызванных (k − 1) и (k + 1) зонами:

Тогда слагаемые в рядах (8) и (9), выделенные скобками, равны нулю. И, следовательно, при нечетном k :

75

Если число зон велико, то амплитуда колебаний, вызванных

где знак «плюс» соответствует нечетному числу зон, а знак «минус» - четному. Таким образом, мы приходим к выводу: свет не распространяется прямолинейно, так как освещенность в точке наблюдения определяется действием не только центральной зоны, но и зоны, не лежащей на прямой, соединяющей источник света, центр отверстия и точку наблюдения.

76

Если размеры отверстия увеличивать до бесконечности, т.е. оставить незакрытой всю поверхность волнового фронта S , то действием последней зоны можно пренебречь и амплитуда суммарного колебания в точке наблюдения P окажется равной

прямолинейности распространения света.

Рис. 3

Представим себе щель, освещаемую пучком параллельных лучей (рис.3). Пусть AB = a − ширина щели. Каждая точка щели по принципу Гюйгенса является вторичным источником колебаний, распространяющихся по всем направлениям. Выберем одно какое-либо направление, например, под углом ϕ к нормали к щели, и определим, каков будет результат наложения этих лучей, если свести их в одно место (в фокальную плоскость). Результат будет зависеть от разности хода лучей, исходящих от всех точек вторичных центров колебаний, принадлежащих общей для всех лучей волновой поверхности AB (для параллельных лучей фронт волны - плоскость). Между крайними лучами пучка

77

ADP и BEP разность хода определяется отрезком BC = asinϕ

. Если эта разность хода равна четному числу полуволн, например, двум, то весь пучок можно разбить на два пучка ADPHG и GHPBE , в которых каждые два соответственных

луча, например ADP и GHP или A1D1P и G1H1P, будут

иметь разность хода в полволны и поэтому уничтожатся, следовательно, освещенность в точке наблюдения будет минимальной. Если разность хода между крайними лучами равна нечетному числу полуволн, например трем, то весь пучок ADPEB можно разбить на три пучка с соответственными лучами, разность хода между которыми равна полуволне. Лучи двух пучков уничтожатся при наложении, а третий в фокальной плоскости линзы даст светлую полосу.

Итак, результат наложения друг на друга лучей, идущих от щели под углом ϕ к нормали, зависит от разности хода между

где k = − 12,± 1,± 2,± 3... в фокальной плоскости линзы будут

наблюдаться светлые полосы - максимумы интенсивности, а для углов ϕ , удовлетворяющих условию

где k = ± 1,± 2,± 3..., минимумы освещенности.

Дифракционная решетка представляет собой совокупность щелей одинаковой ширины, разделенных темными промежутками.

Дифракционные решетки получают с помощью специальных делительных машин, в которых на стекле алмазом на равном расстоянии наносятся прямолинейные бороздки – штрихи. Число таких штрихов может достигать 15000-16000 на сантиметр. Если дифракционную решетку освещать пучком параллельных лучей, то через неповрежденную алмазом часть стеклянной пластины лучи пройдут, а бороздки будут рассеивать свет и окажутся непрозрачными участками решетки.

78

Дифракционную решетку принято изображать штриховой линией: черточка означает непрозрачную часть, а просвет-щель. Решетка характеризуется периодом, равным ширине просвета «a » плюс ширина бороздки «b», т.е. a + b (период решетки есть величина, обратная числу штрихов на единицу длины). Представим себе, что дифракционная решетка освещается пучком параллельных лучей, перпендикулярных к ее плоскости. От каждой щели будут распространяться лучи по всем направлениям. Если на пути этих лучей поместить линзу, а в ее фокальной плоскости экран, то в каждой точке экрана будут собираться все параллельные лучи всех пучков, распространяющихся от щелей дифракционной решетки под одним и тем же углом ϕ к нормали. Освещенность в каждой точке экране будет зависеть от интенсивности каждого пучка, собираемого линзой, и от результата интерференции этих пучков при наложении их друг на друга. Если общее число щелей N , то интерферирует между собой N пучков. Результирующая интенсивность лучей одного пучка, как было при рассмотрении дифракции от одной щели, зависит от угла ϕ . Для пучков, вышедших из разных щелей под одним и тем же углом ϕ , она будет одинакова.

Будет одинаковой и амплитуда результирующих колебаний в этих пучках, так как интенсивность пропорциональна квадрату амплитуды. Результат интерференции таких пучков зависит от разности фаз, с которой пучки накладываются друг на друга. При монохроматическом источнике света разность фаз в точке встречи будет зависеть от разности хода соответственных лучей (например, крайних) этих пучков и длины волны.

Из рис.4 видно, что = (a + b)sinϕ (разность хода). Если

эта величина равна четному числу полуволн (целому числу длин волн), то соседние пучки накладываются друг на друга в одинаковых фазах и амплитуда результирующих колебаний будет равна сумме амплитуд колебаний, создаваемых лучами одного пучка. В этом месте экрана образуется светлая полоса.

Итак, при освещении решетки монохроматическим светом на экране в фокальной плоскости линзы будут видны светлые полосы там, где собираются лучи, распространяющиеся под углом ϕ к нормали, удовлетворяющим уравнению

79