7,Оптика (1022108), страница 4
Текст из файла (страница 4)
Дихроичные кристаллы используются припроизводстве поляроидов — тонких пластиковых пленок, в которые вкрапленыкристаллики веществ с сильно выраженным дихроизмом (например, герапатит)— такие пленки уже при толщине ~0,1мм полностью поглощаютобыкновенные лучи видимой области спектра, являясь в таком тонком слоесовершенным поляризатором.34. Искусственная оптическая анизотропия.Воптическиизотропныхвеществахвозможноиндуцироватьискусственнуюоптическуюанизотропиюподвоздействием:1) одностороннего сжатия или растяжения; 2) электрического поля (эффектКерра); 3) магнитного поля (эффект Коттона-Муттона). При этоминдуцированная оптическая ось совпадает с направлением деформации,электрического или магнитного полей.Эффект Керра — оптическая анизотропия веществ под действиемэлектрического поля — объясняется различной поляризуемостью молекулвещества по разным направлениям.Если приложить разность потенциаловк ячейке Керра — кювете сисследуемойжидкостью,котораяразмещенамеждускрещеннымиполяризатором P и анализатором A , ивкоторуюпомещеныпластиныконденсатора — то жидкость становится двоякопреломляющей и свет проходитчерез анализатор.
Разность показателей преломления обыкновенного и2необыкновенного лучей: ne − n0 = Bλ0 E , где λ0 — длина волны света ввакууме, E — напряженность электрического поля, B — постоянная Керра,которая зависит от температуры, длины волны света и природы вещества.Эффект Коттона-Муттона — магнитный аналог эффекта Керра —возникновение оптической анизотропии у некоторых изотропных веществ при2помещении их в сильное внешнее магнитное поле. При этом ne − n0 = Cλ0 H ,1.
Метод Юнга. Свет от ярко освещенной щелиS падает на две щели S1 и S 2 , играющие ролькогерентных источников. Интерференционная картинаBC наблюдается на экране Э .2. Зеркала Френеля. Свет от источника Sпадаетрасходящимсяпучком на два плоскихзеркала A1O и A2 O , расположенных под малымуглом ϕ . Роль когерентных источников играютмнимые S1 и S 2 изображения источника S .Интерференционная картина наблюдается наэкране Э , защищенном от прямого попаданиясвета заслонкой З .3. Бипризма Френеля. Свет от источника Sпреломляется в призмах, в результате чего забипризмой распространяются световые лучи, какбы исходящие из мнимых когерентных источниковS1 и S 2 .4.
Зеркало Ллойда.ТочечныйисточникSнаходится близко к поверхности плоского зеркала M .Когерентными источниками служат сам источник S и егомнимое изображение S1 .11. Расчет интерференционной картины от двух щелей.Две щели S1 и S 2 находятся на расстоянии d друг от друга и являютсякогерентными источниками. Экран Э параллеленщелям и находится от них на расстоянии l >> d .AИнтенсивностьвпроизвольнойточкеопределяется разностью хода ∆ = s2 − s1 , гдеs22 = l 2 + ( x + d 2) 2 , s12 = l 2 + ( x − d 2) 2 , откудаs22 − s12 = 2 xd или ∆ = s 2 − s1 = 2 xd (s1 − s 2 ).Из l >> d следует s1 + s 2 ≈ 2l , поэтому ∆ = xd l .xdlПоложение максимумов:= ± mλ0 ⇒ x max = ± m λ0 (m = 0, 1, 2,K)ldxd11 l= ± m + λ0 ⇒ x min = ± m + λ0 (m = 0, 1,K)Положение минимумов:l22 dРасстояние ∆x между двумя соседними максимумами (минимумами)называется шириной интерференционной полосы:∆x =lλ0dгде H — величина напряженности внешнего магнитного поля, C —постоянная Коттона-Муттона, которая зависит от температуры, длины волнысвета и природы вещества.Интерференционная картина представляет собой чередование на экранесветлых и темных полос, параллельных друг другу.А.Н.Огурцов.
Лекции по физике.Оптика6–106–2312. Полосы равного наклона.Пусть из воздуха ( n0 = 1) на плоскопараллельную прозрачную пластинку споказателем преломления n и толщиной d под углом i падает плоскаямонохроматическая волна (рис. (а)). В точке O луч частично отразится (1), ачастично преломится, и после отражения на нижней поверхности пластины вточке C выйдет из пластины в точке B (2).
Лучи 1 и 2 когерентны ипараллельны. С помощью собирающей линзы их можно свести в точке P .Необходимо отметить важную особенность отражения электромагнитныхволн (и, в частности, оптических лучей) при падении их на границу раздела двухсред из среды с меньшей диэлектрической проницаемостью (а, значит именьшим показателем преломления): при отражении света от болееплотной среды ( n0 < n ) фаза изменяется на π . Изменение фазы на πравносильно потере полуволны при отражении. Такое поведениеэлектромагнитной волны на границе двух сред следует из граничных условий,которым должны удовлетворять тангенциальные компоненты векторовнапряженности электрического и магнитного поля на границе раздела:Eτ 1 = Eτ 2 , H τ 1 = H τ 2 .
С учетом этого, оптическая разность хода:∆ = n(OC + CB) − (OA − λ0 2 ) .Используя sin i = n sin r (закон преломления), OC = CB = d cos r иOA = OB sin i = 2d tg r sin i , запишем 1λ2dnsin 2 r = 2dn cos r = 2d n 2 − sin 2 i∆− 0 =− 2dn tg r sin r = 2dn−2 cos r cos r cos r В точке P будет интерференционный максимум, еслиλλ2d n 2 − sin 2 i + 0 = 2m 0 (m = 0, 1, 2,K)22В точке P будет интерференционный минимум, еслиλλ2d n 2 − sin 2 i + 0 = (2m + 1) 0 (m = 0, 1, 2,K)22Таким образом, дляданных λ0 d и n каждомунаклону i лучей соответствует своя интерференционная полоса.
Интерференционныеполосы,возникающие в результатеналожения лучей, падающих на плоскопараллельную пластинку под одинаковыми углами, называются полосами равного наклона.Интерферирующие лучи (например, 1’ и 1" на рис.(б)) параллельны другдругу, поэтому говорят, что полосы равного наклона локализованы в бесконечности. Для их наблюдения используют собирающую линзу и экран.Радиальная симметрия линзы приводит к тому, что интерференционнаякартина на экране будет иметь вид концентрических колец с центром в фокуселинзы.А.Н.Огурцов. Лекции по физике.31.
Поляризация света при отражении и преломлении.Если естественный свет падает на границу раздела двух диэлектриков, тоотраженный и преломленный лучи являются частично поляризованными.В отраженном луче преобладают колебания перпендикулярные плоскостипадения, а в преломленном — колебания, лежащие в плоскости падения.Если угол падения равен углу Брюстера, который определяется соотношением tg i B = n21 , то отраженный луч является плоскополяризованным.Преломленный луч в этом случае поляризуется максимально но не полностью.Приэтомотраженныйипреломленный лучи взаимноперпендикулярны:sin iBsin iB= n21 ,= n21 ⇒cos iBsin i2cos iB = sin i2 или i B + i2 = π 2 ,но i ′B = i B , поэтому iB′ + i2 = π 2 .tg iB =Степеньполяризацииотраженного и преломленного света при различных углах падения можнорассчитать из уравнений Максвелла, если учесть граничные условия дляэлектромагнитного поля на границе раздела двух диэлектриков (Лекц.5, п.49).32.
Двойное лучепреломление.Двойное лучепреломление — это способность прозрачных кристаллов(кроме оптически изотропных кристаллов кубической системы) раздваиватькаждый падающий на них световой пучок. Это явление объясняетсяособенностямираспространениясветав анизотропных средах инепосредственно вытекает из уравнений Максвелла.Если на кристалл направить узкий пучок света, то изкристалла выйдут два пространственно разделенныхлуча параллельных друг друга и падающему лучу.Даже в том случае, когда пучок падает на кристаллнормально, преломленный пучок разделяется на два:один из них является продолжением первичного(называетсяобыкновенным(o)),авторойотклоняется (называется необыкновенным (e)).Направление в оптически анизотропном кристалле, по которому лучсвета распространяется, не испытывая двойного лучепреломления, называетсяоптической осью кристалла.
Плоскость, проходящая через направлениелуча света и оптическую ось кристалла называется главной плоскостьюкристалла.о- и e-лучи плоскополяризованы во взаимно перпендикулярныхплоскостях: колебания светового вектора в о-луче происходят перпендикулярноглавной плоскости, в е-луче — в главной плоскости. о-луч распространяется повсем направлениям кристалла с одинаковой скоростью υ 0 = c n0 : показательпреломления n0 для него есть величина постоянная.
е-лучи распространяютсяпо различным направлениям с разными скоростями υ e = c ne : показательпреломления ne необыкновенного луча является переменной величиной,зависящей от направления луча.Оптика6–226–11rпреимущественным направлением колебаний вектора E .rПлоскополяризованный свет — свет в котором вектор E колеблетсятолько в одной, проходящей через луч плоскости (рис. (в) на предыдущейстранице и рис. (а) и (б) на этой).Этаплоскостьназываетсяплоскостью поляризации. rЕсли концы вектора E стечением времени описывают вплоскости, перпендикулярной лучу,окружность или эллипс (рис.(в)), тосвет называется циркулярно илиэллиптически поляризованным.− I minIСтепенью поляризации называется величина P : P = max+II minгде I max и I min — соответственно, максимальная и минимальmaxная интенсивности частично поляризованного света.
Для естественного светаI max = I min и P = 0 , для плоскополяризованного I min = 0 и P = 1 .Естественный свет можно преобразовать в плоскополяризованный,используя так называемые поляризаторы, пропускающие колебания толькоопределенного направления. В качествеr поляризаторов используются среды,анизотропные в отношении колебаний E .30. Закон Малюса.Пропустим естественный свет с интенсивностью I ест через поляризатор T1 .Колебание амплитуды A , совершающееся в плоскости, образующей сплоскостью поляризатора угол ϕ , можно разложить на дваколебания с амплитудами A// = A cos ϕ и A⊥ = A sin ϕ .ИнтенсивностьпрошедшейволныпропорциональнаA//222= A cos ϕ . В естественном свете все значения ϕравновероятны, поэтому доля света, прошедшего через2поляризатор, будет равна среднему значению cos ϕ =12,аинтенсивность плоскополяризованного света, прошедшегоI0 =через первый поляризатор T1 :IестI0I ест.2Поставим на пути плоскополяризованногосвета второй поляризатор T2 (анализатор)ψ13.
Полосы равной толщины.Пусть на прозрачную пластинку переменной толщины — клин с малымуглом α между боковыми гранями — падает плоская волна в направлениипараллельных лучей 1 и 2. Интенсивностьинтерференционной картины, формируемой лучами, отраженными от верхней инижней поверхностей клина, зависит оттолщины клина в данной точке ( d и d ′ длялучей 1 и 2 соответственно).
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
