Электромагнитное излучение (стр. 5 )

max т = +2 max т = +1 max т = 0 max т = -1 max т = -2

223

°пыт Юнга: 'Разделение волнового фронта; б) определение длины, волны света

>74 Электромагнитное излучение

горядка нескольких микрон (рис. 223, а). В результате деления фронта юлны световые волны, идущие от щелей Sj и S2, оказывались «в фазе» когерентными), создавая на экране устойчивую интерференционную сартину. Солнечный свет немонохроматичен, он содержит электромаг-[итные волны разной длины. Юнг впервые измерил длины волн в раз-[ичных областях видимого спектра. Для упрощения анализа его резуль-атов предположим, что расстояние между щелями Sx и S2 гораздо мень-ие расстояния от щелей до экрана (d « i?). В этом случае световые лучи :дущие от щелей S1 и S2 в точку на экране с координатой ут, практиче-ки параллельны. Разность хода между ними (рис. 223, б) равна:

А = г2 - rx = dsin ос.

Угол а мал, поэтому sin а = tg а = ym/R.

Тогда условие (204) интерференционного максимума можно предста-ить в виде:

d^ = тХ, где т = 0; ±1; ±2; ... . К

Измерив расстояние d между щелями, расстояние R от щелей до эк-ана и координату ут интерференционного максимума, Юнг рассчитал тины волн излучения фиолетового и красного света (кф = 0,42 мкм, ф = 0,7 мкм):

Я=|^,гдет = ±1;±2;

Н Tti

Совпадение нулевых максимумов для различных длин волн означает 1ещение всех волн в точке с координатой у0 = 0, в которой видна полоса шнечного света. Как видно из выражения (206), координаты интерфе-:нционных максимумов, соответствующие одному и тому же порядку Ф 0, не совпадают. Чем больше длина волны, тем дальше отстоит пг-й 1ксимум от центра. Поэтому все интерференционные максимумы, кро-5 нулевого (т = 0), окрашены: ближе к центру экрана — фиолетовый 1ет, дальше от центра — красный.

Способы получения когерентных источников. Разделение светового 'тока от источника естественного света для получения когерентных ис-чников возможно и другими способами. На рисунке 224 приведены гассические опыты по интерференции света, в которых разделение све-вого потока происходило с помощью зеркала Ллойда и бипризмы Фре~ ля. В случае с зеркалом Ллойда (рис. 224, а) когерентными источника-t оказываются сам источник S и его мнимое изображение S'. Бипризма зенеля создает два когерентных мнимых изображения St и S2 источни-

S0 (рис. 224, б).

Волновая оптика

275

о

Si	\		р
"* = " - Z ~ Zr
s2 ,Лг>	,

б)

А 224

Получение когерентных источников: а) зеркало Ллойда; б) бипризма Френеля

Воздух

Когерентные волны от одного источника возникают при отражении света от передней и задней поверхностей тонких пленок (масляные пленки и пленки жира на воде, крылья насекомых, мыльные пузыри). Свет, падающий на переднюю поверхность пленки толщиной d, частично отражается (луч 1 — путь ABC) и частично преломляется (рис. 225). После отражения преломленного луча от задней поверхности пленки в точке D луч 2 преломляется в точке Е, попадая в глаз наблюдателя в точке F. Отраженные лучи 1 и 2 сходятся в точке Р на сетчатке глаза. Разность хода отраженных лучей зависит от угла падения света на пленку. Для волн разной частоты (длины волны) и, следовательно, различного цвета, входящих в состав падающего света, интерференционные максимумы наблюдаются в разных местах пленки. Неоднородность пленки по толщине также приводит к неоднородности отражения волн разного цвета от нее, что придает пленке радужную окраску (рис. VI на цветной вклейке, с. 288).

Интерференционная картина в тонкой пленке резко зависит от ее толщины, что позволяет измерять толщину пленки с точностью до ОД мкм.

А 225 Ход лучей при интерференции света в тонких пленках

Интерференция в тонких пленках используется для просветления оптики.

Просветление оптики — уменьшение отражения света от поверхности линзы в результате вынесения на нее специальной пленки.

276

Электромагнитное излучение

Наиболее часто используемый прозрачный материал для просветляющей пленки — MgF2 с коэффициентом преломления п1 = 1,38, меньшим коэффициента преломления стекла п2 = 1 5 (рис. 226). Световые волны 1 и 2, отраженные от передней и задней поверхностей пленки, оказываются в противофазах, если их время запаздывания равно:

. = Т

Стекло i

Просветляющая пленка

С другой стороны, при падении луча перпендикулярно пленке

А 226 Просветляющее покрытие

Л _ 2d

скорость распространения света

где vx = с/п1 в пленке. Приравнивая последние выражения, получаем требуемую толщину покрытия:

где Я. х — длина волны света в пленке.

Толщину покрытия можно выразить через длину волны света Х2 в воздухе

d =

4пг '

При такой толщине пленки световые волны 1 и 2 при интерференции гасят друг друга, что приводит к увеличению доли энергии света, попадающего в оптическую систему. Обычно в качестве Хв выбирают длину волны, находящейся в желто-зеленой части спектра (Яв = 550 нм), к которой наиболее чувствителен человеческий глаз. Такого гашения отраженных волн не происходит при других длинах волн, чем объясняется фиолетовый цвет просветленного объектива.

Пленка оксида кремния SiO (п1 = 1,45) наносится на поверхность кремниевых солнечных батарей (п2 = 3,5) для уменьшения отражения от них солнечных лучей, т. е. для максимального преобразования солнечной энергии в электрическую.

Волновая оптика

277

ВОПРОСЫ

2. 3. 4.

5.

Почему невооруженным глазом нельзя наблюдать интерференционную картину от независимых естественных источников света? Опишите опыт Юнга.

Как с помощью опыта Юнга можно измерить длину волны света? Как с помощью зеркала Ллойда и бипризмы Френеля получают когерентные источники света?

Что такое просветление оптики? Какой должна быть толщина просветляющего покрытия?

§ 70. Дифракция света

Нарушение волнового фронта в среде. Наличие тени за освещенным объектом в течение длительного времени представлялось весомым доказательством прямолинейного распространения света и его корпускулярной природы. Согласно корпускулярной теории, свет — поток частиц (корпускул). Тем не менее, чем дальше находится от объекта его тень, тем более расплывчатыми становятся ее очертания. С одной стороны, свет проникает в область геометрической тени, с другой — ослабление освещенности наблюдается в тех частях пространства, где тень, казалось бы, должна отсутствовать. Например, при освещении лезвия монохроматическим светом вне контуров тени наблюдается чередование светлых и темных полос (рис. 227). Светлое пятно может возникнуть даже в области геометрической тени за освещенным непрозрачным диском (рис. 228). Этот эффект не может быть объяснен в рамках геометрической оптики, базирующейся, в частности, на прямолинейном распространении све-Та в вакууме.

Результаты последнего эксперимента впер-

вЫе были предсказаны в 1818 г. французским

■Математиком Симоном-Дени Пуассоном на

нове волновой теории света. Любопытно, что

Уассон хотел опровергнуть своими необычны-

и предсказаниями эту теорию. Однако конт-

а)

четкои геометрической

б)

А 227

Лезвие при освещении монохроматическим светом:

а) реальная тень от лезвия;

б)увеличенное изображение тени вблизи нижнего края лезвия

278

Электромагнитное излучение

^228

Освещенность на экране за непрозрачным диском

рольный опыт лишь блестяще ее подтвердил. Описанные выше эксперименты имеют характерную общую особенность. Неоднородность среды (поверхности лезвия и диска) нарушает целостность фронта световой волны, распространяющейся от источника, вызывает отклонение распространения волн от законов геометрической оптики, или дифракцию.

Дифракция — явление нарушения целостности фронта волны, вызванное резкими неоднородностями среды.

Это явление свойственно всем волновым процессам. Дифракция проявляется в нарушении прямолинейности распространения световых лучей, огибании волнами препятствий, в проникновении света в область геометрической тени. Пространственное распределение интенсивности света за неоднородностью среды (например, в плоскости экрана) характеризует дифракционную картину. Внешне дифракционная картина напоминает интерференционную. И это не случайно.

Дифракция света на щели. Простейшим примером неоднородности среды является непрозрачный экран с прямоугольным отверстием (щелью), имеющим ширину а, много меньшую ее длины I (а <К I).

В результате перпендикулярного падения на щель плоской монохрома-тической волны за щелью возникает дифракционная картина. Плоская волна, падающая на щель, формируется линзой Л1? в фокусе которой находится точечный источник S (рис. 229). Объяснение такой картины с позиции геометрической оптики оказывается невозможным. На рисуН'

Волновая оптика

279

▲ 229

Интенсивность света за щелью:

а) теоретическая картина геометрической оптики;

б) результат эксперимента

ке 229, а приведена картина распределения интенсивности за освещенной щелью, ожидаемая с позиций геометрической оптики, т. е. построено изображение щели, даваемое собирающей линзой Л2 на экране Э. Результат дифракционного эксперимента, приведенный на рисунке 229, б, принципиально отличается от этих предположений.

Теория дифракции света была разработана в 1816 г. французским ученым Огюстеном Френелем, развившим идеи Гюйгенса.

Согласно принципу Гюйгенса:

•  каждая точка фронта волны является источником вторичных волн, распространяющихся во все стороны со скоростью распространения волны в среде;

•  огибающая этих волн определяет положение фронта волны в следующий момент времени.

Принцип Гюйгенса позволяет найти направление распространения Фронта волны. Френель дополнил принцип Гюйгенса идеей об интерфе-

^230

Интерференция вторичных волн за щелью:

а) возникновение вто
ричных волн;

б) образование нулевого
дифракционного макси
мума (ос = 0)

280

Электромагнитное излучение

ренции вторичных волн. Сформулированный Френелем принцип Гюй генса—Френеля звучит так:

Возмущение в любой точке пространства является результатом интерференции когерентных вторичных волн, излучаемых каждой точкой фронта волны.

Решить задачу дифракции — значит найти распределение интенсивности света на экране в зависимости от размеров и формы препятствий, вызывающих дифракцию.

Воспользуемся принципом Гюйгенса—Френеля для объяснения дифракционной картины за щелью. Площадь щели может быть разбита на ряд узких параллельных полосок равной ширины, каждая из которых представляет источник вторичных волн с равной амплитудой. Эти волны когерентны, так как их фазы одинаковы: при нормальном падении волновой фронт совпадает с поверхностью щели. Вторичные волны излучаются во все стороны (рис. 230, а). Однако результат их интерференции зависит от разности хода между ними. В направлении, перпендикулярном плоскости щели, вторичные волны усиливают друг друга, так как разность хода между ними равна нулю. В этом направлении волны распространяются по законам геометрической оптики, собираясь в фокусе собирающей линзы Л2 (точнее на прямой, проходящей через ее фокус параллельно щели). Таким образом возникает центральный нулевой максимум дифракционной картины в направлении, составляющем угол а = 0° с первоначальным направлением падающей волны (рис. 230, б). Если вторичные волны при интерференции попарно гасят друг друга, то образуется дифракционный минимум. Первый такой минимум (после нулевого максимума) возникает, если разность хода между соответственными парами вторичных волн оказывается равна Х/2. Разделим щель на две равные части (зоны) вдоль ее длины. От каждой из зон распространяются вторичные волны. Такое разделение щели позволяет свести задачу об интерференции вторичных волн, идущих от разных зон, к задаче об интерференции пар соответственных источников из этих зон.

Соответственные источники — источники вторичных волн в разных зонах, для которых разность хода одинакова.

Для вторичных волн, распространяющихся от щели под углом ctv такие источники находятся, например, в точках Ах и Вх, А2 и В2 (A^i * = А2В2 = а/2) (рис. 231, а). Интерференция вторичных волн наблюдается в точке Р1, находящейся в фокальной плоскости линзы Л2. Минимум интенсивности при интерференции соответственных источников возникает,

Волновая оптика

281

▲ 231

Возникновение дифракционных минимумов при дифракции света на щели: а) первый дифракционный минимум; б) второй дифракционный минимум

если разность хода вторичных волн, распространяющихся от них, равна "К/2. Для определения разности хода лучей проведем из точки Ах перпендикуляр А1С1 к направлению распространения вторичных волн. Тогда ZB1AlCl = а как углы с соответственно перпендикулярными сторонами. Разность хода соответственных источников

Ai = B\ci = |sin ai = 2 •

Следовательно, первый минимум интенсивности при дифракции света на щели наблюдается под минимальным углом at при условии

asin 04 = ±Х.

Знак минус в этом условии возникает из соображений симметрии. Ясно, что такой же минимум интенсивности будет наблюдаться на экране и в точке Р[, симметричной Р1 относительной фокуса F2 линзы Л2 (Р^^ = * ^r^i)- (Учитывая протяженность щели в направлении, перпендикулярном плоскости чертежа, интенсивность света будет минимальной на прямых, проходящих вдоль этого направления через точки Рг и Р[.)

При наблюдении излучения вторичных волн под углом, большим alf Разность хода К/2, соответствующая интерференционному минимуму, УДет наблюдаться для соответственных источников, расположенных лиясе друг к другу, чем в предыдущем случае. Для получения условия торого интерференционного минимума разделим щель вдоль на четыре асти, т. е. на две пары зон Френеля (рис. 231, б).

282

Электромагнитное излучение

Зона Френеля — множество когерентных источников вторичных волн, максимальная разность хода между которыми (для определенного направления распространения) равна к/2.

Соседние пары зон Френеля гасят друг друга, так как разность хода соответственных источников из этих зон равна Л/2. В рассматриваемом случае соответственные источники (например, Ах и Вх) находятся на расстоянии а/4 друг от друга, а их разность хода равна:

А2 = ^1с1 = f sin а2 = - .

Второй минимум интенсивности при дифракции света на щели наблюдается при условии:

asin a2 = ±2А,.

Знак минус соответствует дифракционному минимуму в точке Р'2 (P2F2 = P'2F2).

Разделив щель на четное число 2т зон Френеля, получаем условие для т-го дифракционного минимума

asin ат = тХ, где т = 0; ±1; ±2; .

Между дифракционными минимумами располагаются побочные максимумы интенсивности. Центральный максимум ja| < ax называют главным дифракционным максимумом.

Распределение интенсивности света на экране за щелью приведено на рисунке 232.

Если экран расположен на большом расстоянии от щели, вторичные золны, интерферирующие на экране, приходят к нему практически параллельно. Поэтому условия дифракционных минимумов и максимумов ia экране оказываются практически такими же, как и при наличии лин-!ы (см. рис. 231), сводящей параллельные лучи в одну точку. Интенсив-юсть побочных максимумов более чем в 20 раз меньше интенсивности 'лавного дифракционного максимума. Как видно из рисунка 232, откло-сение света от прямолинейного направления становится существенным, :огда ух > а. При малом угле ах ~ tg at ~ sin аг = к/а. С другой стороны, S ai = Уг/l (Ух ~ la^. Тогда уг = lk/а. Следовательно, дифракция света на тверстии (или препятствии) размером а заметно проявляется на расстоянии

д2

1>Т-

(208)

ВВолновая оптика

283

232 ►

Распределение интенсивности света за щелью:

а) теоретический
расчет;

б) эксперимент

б)

Чем меньше длина волны и чем больше размер препятствия (например, диаметр линзы), тем на больших расстояниях от препятствия наблюдается дифракция, тем менее она существенна. Противоположное неравенство характеризует приближение геометрической оптики, справедливое при условии

(209)

Методы геометрической оптики можно использовать для описания Распространения достаточно коротких волн, распространяющихся вблизи неоднородностей среды (отверстий, препятствий) больших размеров. Геометрическая оптика — приближенный предельный случай волновой теории.

2.

ВОПРОСЫ

Какое физическое явление называют дифракцией? Каким волновым процессам оно свойственно?

Сформулируйте принцип Гюйгенса—Френеля,

Какие источники называют соответственными? Дайте определение зоны Френеля. Запишите условие для т-го дифракционного максимума на щели и поясните его. В каком смысле геометрическая оптика — приближенный предельный случай волновой теории? Запишите условие применимости этого приближения.

284

Электромагнитное излучение

§ 71. Дифракционная решетка

Особенности дифракционной картины. Из-за слабой видимости дифракционной картины и значительной ширины дифракционных максимумов на одной щели в физическом эксперименте используется другой спектральный прибор — дифракционная решетка. Дифракционная решетка представляет собой совокупность большого числа узких щелей шириной а, разделенных непрозрачными промежутками шириной Ъ. Число штрихов на 1 мм стеклянной пластины достигает тысячи, а общее число штрихов N = 100 000. Величина d = а + Ъ называется периодом решетки. Характерная величина d ~ 0,002 мм. Дифракционная решетка служит для разложения света в спектр и измерения длины волны. Предположим, что на дифракционную решетку падает плоская монохроматическая волна длиной Х. Каждая щель является источником когерентных вторичных волн (рис. 233). Главные минимумы интенсивности оказываются такими же, как и для одной щели: те направления, по которым ни одна из щелей не посылает света, не получат его и при нескольких щелях. Найдем условия, при которых вторичные волны, идущие от различных щелей под углом а, усиливают друг друга. Расстояние между соответственными источниками А1 и Вг равно периоду решетки d, а разность хода между ними В1С1 = А = dsin а.

Если на этом отрезке укладывается целое число длин волн, то волны от всех щелей, складываясь, будут усиливать друг друга. Главные максимумы будут наблюдаться под углом ат, определяемым условием

dsinam = mX, (210)

где т = 0; ±1; ±2, ... .

Увеличение числа щелей приводит к увеличению яркости дифракционной картины. Если число щелей N, а амплитуда напряженности электрического поля, излучаемого одной щелью, Е0, то результирующая амплитуда в главном максимуме Е = NE0. Интенсивность света / в максимуме пропорциональна квадрату амплитуды 1-Е2. Соответственно

I = N40,

где 10 — интенсивность света, излучаемого одной щелью.

Интенсивность света в главном дифракционном максимуме пропорциональна квадрату полного числа щелей дифракционной решетки.

Побочные минимумы возникают в результате интерференции вторичных волн, распространяющихся от разных щелей. В случае двух щелей результирующий минимум интенсивности возникает, если разность фаз

Волновая оптика

285

а)

б)

в)

£п

Е0

2л

4233

Дифракция света на решетке

А 234

Векторные диаграммы для дифракционных минимумов:

а) две щели (N = 2);

б) три щели (N = 3);

в) четыре щели (N = 4)

колебаний между ними А ф = я = 2л/2 (разность хода V2) (рис. 234, а). N щелей (рис. 234, б, в) дают минимум интенсивности света при разности хода между ними:

Др=|,гдер = ±1;±2, ...,p*kN, fe = 1,2,3, ... .

Выражая разность хода через период решетки, получаем условие побочного минимума, наблюдаемого под углом ар:

dsinOp= — р,гдер = ±1,±2, ...,p*kN,k = 1, 2, —

(211)

Объединим условия главных максимумов (212) и побочных минимумов (211):

dsina = 0,|,2|,3|,...,(N-l)|,A.,(N + l)|,...,2X,....

(Главные максимумы выделены.) Видно, что между двумя главными максимумами располагается (N - 1) побочных минимумов (разделенных °бочными максимумами). Интенсивности этих максимумов много меньше интенсивности главных максимумов. Чем больше число щелей, тем

286

Электромагнитное излучение

К: о

а)

1,

б)

1,

в)

т = —1 т 256/0

т= +1

О

Интенсивность света за дифракционной решеткой: а) четыре щели; б) восемь щелей; в) шестнадцать щелей

больше побочных максимумов и минимумов между главными максимумами. Увеличение числа щелей приводит к сужению главных и побочных максимумов (рис. 235).

Как следует из формулы (211), полуширина главного максимума ах = X/(Nd) (sin ар ~ар, р = +1). Резкость главных максимумов тем больше, чем больше произведение Nd, т. е. чем больше полная ширина решетки.

Разрешающая способность дифракционной решетки. С помощью дифракционной решетки с известным периодом можно производить измерения длины волны. Определение длины волны сводится к измерению угла ат, соответствующего направлению на главный максимум интенсивности (согласно формуле (210)).

При освещении решетки немонохроматическим светом (например, солнечным), содержащим разные длины волн, решетка разлагает свет в спектр. Из формулы (210) следует, что положение главных максимумов зависит от длины волны X,: чем больше X, тем дальше от центра располагается соответствующий максимум:

sina„

тК

, где т = 0; ±1; ±2, ..

Из-за того что длина волны красного цвета Хг больше длины волны синего цвета Х2, дифракционный угол (Xj > a2. Поэтому в спектре, даваемом дифракционной решеткой, красные линии расположены дальше синих от центра дифракционной картины (рис. IX, а на цветной вклейке, с. 352)-

воЛноваяшттика_________________________________________________ 287

Однако, чем меньше различие двух длин волн, тем ближе они располагаться на экране. При предельной близости длин волн Х1 и А,2 их главные максимумы накладываются друг на друга, так что различить их становится невозможно.

Разрешающая способность спектрального прибора характеризует возможность раздельного наблюдения двух спектральных линий, имеющих близкие длины волн Х1 и Х2.

К
Величина А = тт----- г-т называется разрешающей способностью диф-

\К2 - A,j_|

ракционной решетки.

Раздельное наблюдение главных максимумов т-го порядка близких длин волн Хг и Х2 оказывается возможным, когда главный максимум, соответствующий Х2, приходится на первый побочный минимум, соответствующий Хх (рис. IX, б на цветной вклейке, с. 352). При этом

<С - < = «1. где а.'т, а'п — углы наблюдения /тех максимумов с длинами волн ^ и >.2, ai= ^i/(Nd) — полуширина т-го главного максимума.

Из формулы (210) следует, что а'т = ——- ,аа'^ = —~ . Тогда последнее неравенство можно привести к виду

А = -——■ - Nm.

Высокую разрешающую способность имеют дифракционные решетки с большим числом штрихов N при наблюдениях спектров высокого порядка т > 1.

ВОПРОСЫ

■ Почему использование дифракционной решетки предпочтительнее в спектральных экспериментах, чем применение щели?

Запишите и обоснуйте условие главных максимумов при дифракции света на решет - ке. Как интенсивность света в главных максимумах зависит от полного числа щелей? Запишите и объясните условие побочных минимумов при дифракции света на решетке.

Докажите, что резкость главных максимумов возрастает при увеличении ширины решетки.

Какую величину называют разрешающей способностью дифракционной решетки? Что она характеризует и от каких параметров решетки зависит?

288

Электромагнитное излученщ

ЗАДАЧ И

На плоскую щель шириной а = 10 мкм падает перпендикулярно щели монохромати
ческий желтый свет от натриевой лампы с длиной волны к = 589 нм. Найдите углы
под которыми на экране за собирающей линзой будут расположены нулевой макси
мум и максимум третьего порядка. [0°; 10°10'1 При дифракции монохроматического света на щели шириной а = 10 мкм на экране
расположенном за щелью на расстоянии I = 1 м, возникает первый минимум на рас
стоянии г/1 = 6 см от нулевого максимума. Рассчитайте длину волны падающего све
та, укажите его цвет. [600 нм; желтый] На дифракционную решетку, содержащую 200 щелей (штрихов) на 1 мм падает свет
с длиной волны 500 нм. Найдите, под каким углом виден первый дифракционный
максимум. [5° 44'] Период дифракционной решетки d = 2,5 мкм. Сколько максимумов будет содержать
спектр, образующийся при нормальном падении на решетку монохроматического
желтого света с длиной волны к - 600 нм. [9]
Дифракционная решетка с периодом d = 10 мкм имеет 500 щелей (штрихов). Начи
ная с максимума какого порядка с ее помощью можно разрешить (наблюдать раз
дельно) две линии спектра натрия с длинами волн к^ = 589 нм и к2 = 589,6 нм?

[Со второго порядка]

ОСНОВНЫЕ

ЮЖЕНИЯ

Когерентные волны — волны с одинаковой частотой, поляризацией и постоянной разностью фаз. Время когерентности — средняя длительность «цуга» гармонического излучения.

Длина когерентности — расстояние, на котором происходит устойчивое гармоническое колебание световой волны.

Интерференция — явление наложения когерентных волн, вследствие которого наблюдается устойчивое во времени усиление или ослабление результирующих колебаний в различных точках пространства. Максимальная результирующая интенсивность при интерфе-

ренции когерентных колебаний в определенной точке пространства получается при их запаздывании друг относительно друга на время, кратное периоду этих колебаний:

Д*тах = тТ> гДе m = °; ±V' ±2' - ■

Минимальная результирующая интенсивность при интерференции когерентных колебаний в определенной точке пространства получается при их запаздывании друг относительно друга на время, кратное нечетному числу полупериодов этих колебаний: