Френель (1818г) показал, что для получения когерентных волн можно использовать излучение одного и того же источника света. Необходимо испускаемое излучение разделить на два потока, распространяющихся по разным путям (возможно – в разных условиях), а затем свести их вместе. Тогда разность начальных фаз останется постоянной, т.
к. это волны от одного и того же источника. Необходимо только, чтобы разность времен была небольшой, чтобы фаза колебаний за это время не успела заметно измениться.
Можно делить поток излучения по-разному. Различают: а) деление фронта волны и б) деление амплитуды волны.
- Деление фронта волны.
-
Примеры таких интерференционных схем: опыт Юнга, бипризма Френеля, бизеркала Френеля, билинза Бийе.
бизеркало Френеля
- Основные характеристики интерференционных схем.
Рассмотрим на примере бипризмы Френеля (рис.3.).
1. В каждой интерференционной схеме свет от источника S делится на два пучка. Эти пучки определяют два вторичных источника
2. Интерференция наблюдается в области АВ, где перекрываются пучки лучей, идущих от источников , это поле интерференции. 3. Средняя освещенность поля интерференции зависит от телесного угла Ώ, в котором распространяются лучи каждого пучка.
4. Угол 2β, под которым расходятся два интерферирующих луча – апертура интерференции – важен, т.к. определяет допустимые размеры источника света.
5. В поле интерференции углу 2β соответствует угол схождения лучей 2u. Этот угол определяет ширину полосы интерференции σ. Ранее мы получили:.
Так как интерференционная картина имеет вид полос, перпендикулярных оси картинки (плоскости чертежа), то точечный источник S можно заменить узкой щелью. Вид картинки (по крайней мере, вблизи её центра) не изменится, а общая интенсивность станет больше.
Деление амплитуды волны.
Интерференция в тонких пленках.
Рассмотрим отражение света от тонкой прозрачной пленки с показателем преломления материала n. Плоская волна падает на пленку под некоторым углом . Возникают два луча, отраженные от первой и второй поверхностей (рис.4). Разность хода лучей 1 и 2 равна Δ=n(ABC)-DC+λ/2. (прибавление половины длины волны возникает за счет отражения света от более плотной среды). Так как волновой фронт
- в первой среде (воздухе) – AD, а в материале пленки – A1C, то время прохождения лучом 1 расстояния АА1 равно времени прохождения лучом 2 расстояния DC, поэтому
- Δ=(A1 BC)n+λ/2=(A1 B1)n+λ/2=2dn cos r + λ/2
- Таким образом, разность хода лучей 1 и 2 равна
- Δ=2dn cos r + λ/2 (10)
Соответственно, при Δ=mλ m=0,1,2,3,… наблюдается максимум интерференции, если же . Δ=(m+1/2), m=0,1,2,… – минимум.
Локализация интерференционных полос. Полосы равного наклона и равной толщины.
Из формулы (10) видно, что разность хода зависит как от толщины пластинки, так и от угла наклона лучей.
Чтобы наблюдать интерференционные полосы, отраженные лучи с помощью линзы собирают на экране (линзой может служить и хрусталик глаза, тогда экраном служит сетчатка, и мы наблюдаем картинку визуально)
Поставим экран в фокальной плоскости линзы (рис 5). Тогда все
параллельные лучи соберутся в точку на экране, и каждой точке будет соответствовать свой угол падения лучей, а значит и своя разность хода. На экране мы увидим интерференционную картинку в виде колец. Это
полосы равного наклона. Они локализованы в бесконечности. Если наблюдать пластинку глазом и в белом свете, пластинка кажется окрашенной в определенный цвет – тот цвет, для которого при данном угле падения максимум. Так как хрусталик мал, мы наблюдаем только лучи под одним углом. Если же наблюдать пластинку под разными углами, она окажется окрашенной в разные цвета, в зависимости от угла.
Поставим экран так, чтобы на нем фокусировалась поверхность пластинки (Рис.6). Так как обычно источник света достаточно удален от пластинки, то для всех точек пластинки угол падения лучей примерно одинаков и разность хода зависит только от толщины пластинки в данном месте. Поэтому интерференционная картина зависит от изменений толщины пластины. Так, если это клин, о мы увидим полосы. Это полосы равной толщины.
В обоих случаях можно пользоваться протяженным источником и белым светом (однако только если пластинка достаточно тонкая).
Минимальная толщина пластинки. При d=0 разность хода равна половине длины волны, и это соответствует минимуму интенсивности. Пластинка кажется темной (поверхность мыльного пузыря перед тем, как пузырь лопнет, темнеет). Максимуму (первому) соответствует толщина 2dn=λ/2 откуда минимальная толщина пластинки (пленки) равна d=λ/(4n), пленка может быть даже тоньше длины волны.
Кольца Ньютона.
Линза лежит на плоской поверхности (рис.7). Между нижней поверхности линзы и поверхностью пластинки образуется воздушный зазор, интерферируют лучи, отраженные от этих поверхностей. Это частный случай полос равной толщины. Интерференционная картинка имеет вид колец.
Рассчитаем разность хода лучей, отраженных от поверхности пластинки (плоской) и сферической поверхности положенной на нее линзы. Δ=2t+λ/2. Условия образования темных колец Δ=2t+λ/2=mλ+λ/2 (будем ориентироваться на темные, а не на светлые кольца, чтобы избежать неудобного слагаемого λ/2).
Определяем толщину воздушного промежутка t между поверхностями
Здесь ρ – радиус темного кольца. Так как t
Источник: http://mini-fizik.blogspot.com/2016/06/blog-post_36.html
Интерференция, получаемая делением волнового фронта
Метод Юнга. Свет пропускается через узкую щель в непрозрачном экране и падает на две узкие щели и . Поскольку волны, исходящие из щелей и , получены делением одного и того же волнового фронта, исходящего из щели , то они являются когерентными и в области перекрытия этих световых пучков наблюдается интерференционная картина в виде чередующихся параллельных светлых и тёмных полос. В зависимости от разности хода до экрана происходит усиление или ослабление волн и на экране наблюдается чередование светлых и темных полос. Этот простейший опыт по интерференции света позволил Юнгу в 1802 году впервые объяснить результаты сложения световых пучков на основе волновых представлений.
Бипризма Френеля. В этой схеме для разделения исходной световой волны используют двойную призму Б (бипризму) с малым преломляющим углом (пси). Источником света служит ярко освещенная узкая щель , параллельная преломляющему ребру бипризмы. Поскольку преломляющий угол бипризмы очень мал (порядка десятка угловых минут), то все лучи отклоняются бипризмой на практически одинаковый угол . В результате образуются две когерентные волны, как бы исходящие из мнимых источников и , лежащих в одной плоскости со щелью . Наблюдаемая интерференционная картина имеет вид чередующихся параллельных светлых и тёмных полос.
- Определим ширину интерференционной линии, используя записанную ранее формулу: , где — расстояние от источников до экрана. Учитывая, что расстояние между изображениями и щели равно , а , получим:
- .
- Видно, что ширина полос тем больше, чем больше расстояние от призмы до экрана.
Бизеркала Френеля. Здесь две когерентные световые волны получаются при отражении от двух зеркал, плоскости которых образуют небольшой угол a.
Источник света – узкая ярко освещённая щель S, параллельная линии пересечения зеркал.
Отражённые от зеркал пучки падают на экран Э и там, где они перекрываются (зона интерференции), возникает интерференционная картина в виде полос, параллельных щели S.
Отражённые от зеркал волны распространяются так, как если бы они исходили из мнимых источников S1 и S2, являющихся изображением щели S.
Ширина интерференционной полосы Dx на экране Э будет равна.
Видно, что ширина полос растёт с увеличением расстояния b. Если же на бизеркала падает плоская волна, т.е. a ® ¥, то имеем.
Т.е. ширина полос в этом случае не зависит от расстояния b – положения экрана.
Билинза Бийе. Обычную собирающую линзу разрезают пополам по диаметру, удаляя слой небольшой толщины, или обе половинки её сдвигают (или немного раздвигают). Такую систему называют билинзой.
Рассмотрим билинзу, у которой толщина удалённого слоя равна d, а источник – ярко освещённая щель S расположен в плоскости, соединяющей обе половинки билинзы, и находится в её фокальной плоскости на расстоянии f от билинзы.
В этом случае оптический центр O1 верхней половинки 1 билинзы и оптический центр O2 нижней половинки 2 расположены, как показано на рисунке. Расстояние между этими оптическими центрами равно толщине удалённого слоя d.
Изобразив пунктиром побочные оптические оси, проходящие через щель S, и оптические центры обеих половинок билинзы, можно построить и ход лучей через эти половинки.
Таким образом, билинза расщепляет падающую на неё световую волну на две части, которые затем частично перекрываются (зона интерференции). На экране Э в области перекрытия волн возникает интерференционная картина в виде парабол. Ширина Dx интерференционной полосы будет равна.
Отсюда следует, что ширина полосы Dx в данном случае не зависит от расстояния между экраном и билинзой.
Рекомендуемые страницы:
Воспользуйтесь поиском по сайту:
Источник: https://megalektsii.ru/s64225t3.html
Большая Рнциклопедия Нефти Рё Газа
Cтраница 1
Деление волнового фронта осуществляется с помощью оптического клина либо зеркала, помещенного на пути части пучка. [1]
Правомерность деления волнового фронта на зоны Френеля подтверждена экспериментально.
Если поместить зонную пластинку на расстоянии а от точечного источника и на расстоянии Ъ от точки наблюдения на линии, соединяющей эти две точки, то для света длиной волны К она перекроет четные зоны и оставит свободными нечетные начиная с центральной. [2]
Правомерность деления волнового фронта, на зоны Френеля подтверждена экспериментально. [3]
Правомерность деления волнового фронта на зоны Френеля подтверждена экспериментально.
Если поместить зонную пластинку на расстоянии а от точечного источника и на расстоянии b от точки наблюдения на линии, соединяющей эти две точки, го для света длиной волны X она перекроет четные зоны и оставит свободными нечетные начиная с центральной. [4]
Схема деления волнового фронта бипризмой Френеля показана на рис. 122, а.
Падающий на призму волновой фронт преломляется в различных направлениях верхней и нижней призмами.
�нтерференционная картина возникает в области пересечения преломленных фронтов. [5]
Схема деления волнового фронта и осуществления интерференции с помощью зеркала Ллойда показана на рис. 123, а.
РћРґРЅР° часть волнового фронта РѕС‚ источника S падает непосредственно РЅР° экран Р’, Р° другая — после отражения РѕС‚ зеркала Рђ Р’ области пересечения фронтов РїСЂРѕРёСЃС…РѕРґРёС‚ интерференция. [6]
В противоположность интерференции, возникающей при дифракции за счет деления волновых фронтов апертурами, приведенные выше эффекты классифицируются как интерференция при делении амплитуд, а устройства, построенные на этом типе интерференции, называются интерферометрами с расщеплением амплитуды. Представленный на рис. 1.8, а пример относится к интерференции между частично отраженными лучами от двух поверхностей тонкой параллельной пластинки. Каждый приходящий волновой цуг частично отражается на двух поверхностях воздух / стекло в точке О и стекло / воздух в точке В. [7]
![]() |
Схема опыта Юнга. [8] |
По способам создания когерентных пучков света выделяют схемы с делением волнового фронта и с делением амплитуды. [9]
�зучаются применения общей формулы для двухлучевой интерференции в схемах опытов с делением волнового фронта. �сследуется роль, размеров источника в интерференции, обсуждается пространственная когерентность. [10]
Дисперсионные спектральные приборы по существу являются многолучевыми интерференционными системами, в которых мо-нохроматизация излучения обеспечивается делением волнового фронта на входном отверстии. Следствием этого является их малая светосила. [11]
В интерферометре Рэлея, предназначенном для измерения показателей преломления газов и жидкостей, использован, как и в опыте Юнга, метод деления волнового фронта.
Выходящий из нее параллельный пучок идет через диафрагму с двумя щелями Si и 2, параллельными щели S.
Пучки света от Si и S2 проходят через кюветы К и / ( 2 и образуют интерференционные полосы в фокальной плоскости линзы LI.
Введение кювет, содержащих исследуемые газы или жидкости, требует значительного расстояния между S, Рё S2, вследствие чего интерференционные полосы располагаются тесно Рё для РёС… наблюдения требуется большое увеличение. Для этой цели удобен цилиндрический окуляр РІ РІРёРґРµ тонкой стеклянной палочки, РѕСЃСЊ которой параллельна полосам. Кюветы занимают только верхнюю половину пространства между линзами LI Рё Z-2, Р° РІРЅРёР·Сѓ свет идет РІРЅРµ кювет. Благодаря этому возникает вторая система интерференционных полос СЃ таким Р¶Рµ расстоянием между полосами, которая может служить шкалой для отсчета. Верхняя система полос сдвинута относительно нижней, так как РїСЂРё прохождении света через кюветы появляется добавочная разность С…РѕРґР° Р” ( СЏ2 — Рї -) 1, РіРґРµ Рї Рё 2 — коэффициенты преломления веществ, заполняющих кюветы. Р’ РѕРґРёРЅ РёР· пучков ставится компенсатор, СЃ помощью которого РјРѕР¶РЅРѕ добиваться, чтобы плавно изменялась оптическая разность С…РѕРґР°, противоположная РїРѕ знаку той, которая обусловлена прохождением света через кюветы. [12]
Пусть на интерферометр падает плоская волна W. На второй пластине интерферометра В происходит деление волнового фронта W на два фронта, которые испытывают два отражения в каждом воздушном промежутке. [13]
�мпульсные лазеры, если не приняты специальные меры, обладают меньшей пространственной и временной когерентностью, чем большинство непрерывных лазеров.
В большинстве голографи-ческих микроскопов при формировании объектного и опорного пучков полезно иметь амплитудное деление волнового фронта, при условии что разностью длин путей объектного и опорного пучков от светоделителя до пленки можно будет управлять, делая ее меньше, чем длина когерентности источника света. Поскольку голограмма должна иметь максимально достижимый контраст интерференционных полос, комплексная степень когерентности должна быть максимальной в отсутствие посторонних источников шума. [14]
Кроме интерферометров Юнга и Майкельсона существует большое число и других схем, используемых для измерения временной и пространственной когерентности оптических полей.
Все многообразие интерферометров базируется на двух методах: методе деления амплитуды и методе деления волнового фронта.
В методе деления амплитуды исходный пучок делится на частично отражающих или частично пропускающих оптических элементах.
В методе деления волнового фронта пучок, проходя через отверстия, делится на несколько пучков. [15]
Страницы: 1 2
Источник: https://www.ngpedia.ru/id662015p1.html
Интерференционная картина, теория и примеры
Если свет, исходящий от одного источника, разделить определенным образом, например, на два пучка, а потом наложить их друг на друга, то интенсивность в области суперпозиции пучков будет изменяться от одной точки к другой.
При этом в одних точках достигается максимум интенсивности, который больше, чем сумма интенсивностей двух этих пучков, и минимума, где интенсивность равна нулю. Данное явление называют интерференцией света. Если накрадывающиеся пучки света являются строго монохроматическими, то интерференция возникает всегда.
Это, конечно не может относится к реальным источникам света, так как они не бывают строго монохроматическими. Амплитуда и фаза естественного источника света подвержена непрерывным флуктуациям, причем они происходят очень быстро так, что человеческий глаз или примитивный физический детектор не могут зафиксировать эти изменения.
В пучках света, которые исходят от разных источников, флуктуации абсолютно не зависимы, про такие пучки говорят, что они взаимно некогерентны. При наложении таких источников интерференции не наблюдается, полная интенсивность равняется сумме интенсивностей отдельных пучков света.
Методы получения интерферирующих пучков света
Выделяют два общих метода получения пучков света, которые могут интерферировать. Эти методы лежат в основе классификации устройств, которые используют в интерферометрии.
В первом из них пучок света делится при прохождении через отверстия, которые расположены близко друг от друга. Этот метод называют методом деления волнового фронта. Он применим только, если использовать малые источники света.
Первая экспериментальная установка для демонстрации интерференции света была сделана Юнгом. В его опыте свет от точечного монохроматического источника падал на два малых отверстия в непрозрачном экране, которые располагались недалеко друг от друга на одинаковых расстояниях от источника света.
Данные отверстия в экране становились вторичными источниками света, световые пучки, исходящие от которых можно было считать когерентными. Пучки света от этих вторичных источников перекрываются, наблюдается интерференционная картина в области их перекрытия.
Интерференционная картина состоит из совокупности светлых и темных полос, которые называют интерференционными полосами. Они находятся на равных расстояниях друг от друга и направлены под прямым углом к линии, которая соединяет вторичные источники света.
Полосы интерференции можно наблюдать в любой плоскости области перекрытия расходящихся пучков от вторичных источников. Такие интерференционные полосы называют нелокализованными.
Во втором способе пучок света делят при помощи одной или нескольких поверхностях, которые частично отражают, и частично пропускают свет. Данный метод называют методом деления амплитуды. Он может использоваться для протяженных источников. Плюс его в том, что с его помощью получают большую интенсивность, чем метод деления фронта.
Картину интерференции, которую получают делением амплитуды, можно получить, если плоскопараллельную пластинку из прозрачного материала освещать светом от точечного источника квазимонохроматического света. При этом в любую точку, которая находится с той же стороны, что и источник света приходят два луча.
Одни из них отразился от верхней поверхности пластины, другой отразился от ее нижней поверхности. Отраженные лучи интерферируют и составляют интерференционную картину. При этом полосы в плоскостях, которые параллельны пластинке, имеют вид колец, с осью, нормальной к пластине. Видность таких колец уменьшается при росте размера источника света.
Если точка наблюдения находится в бесконечности, тогда наблюдение ведут глазом, который адаптирован на бесконечность или в фокальной плоскости объектива телескопа. Лучи, отраженные от верхней и нижней поверхностей пластинки параллельны. Полосы, возникающие в результате интерференции лучей, падающих на пленку под одинаковыми углами, носят названия полос равного наклона.
(Подробнее об интерференции в плоскопараллельной пластине см. раздел «Интерференция в тонких пленках»)
Примеры решения задач
Понравился сайт? Расскажи друзьям! |
Источник: http://ru.solverbook.com/spravochnik/fizika/interferencionnaya-kartina/
Расчет интерференционной картины от двух источников (опыт юнга)
Для получения интерференционной картины необходимо наличие когерентных источников света. В опыте Юнга когерентные лучи получаются путем разделения луча от одного источника на два луча.
Свет от источника, пройдя через узкую щель, попадает на непрозрачный экран с двумя щелями (рис. 2.4). Эти щели служат в качестве когерентных источников света. Интерференция наблюдается на экране в области, где лучи света перекрываются.
Наблюдаемая интерференционная картина — это чередование темных и светлых полос.
Рис. 2.4
Выясним, что мы будем видеть в точке А (рис. 2.5), расположенной на расстоянии X от центра экрана (темную или светлую полосу). Пусть расстояние между непрозрачными щелями d, а расстояние от щелей до экрана L.
Для того чтобы выяснить, что мы будем наблюдать в точке А, необходимо рассчитать разность хода
Из геометрии видно, что
Рис. 2.5
Вычтем (2.11) из (2.10):
Учитывая, что d «L ,
Тогда разность хода
Найдем координаты максимумов, где будут наблюдаться светлые полосы. Для этого согласно (2.7) разность хода должна равняться целому числу длин волн:
- При т = 0 Хотах = 0 > таким образом, в центре экрана будет наблюдаться максимум интенсивности (светлая полоса). При т = ±1 будут наблюдаться максимумы первого порядка, расположенные в точках с координатами Х1тах = ±— , при т-±2 будут наблюдать-
- d
- ся максимумы второго порядка, расположенные в точках с координата .2 U
- тами л 2 шах = —- , и так далее.
- d
Найдем координаты минимумов, где будут наблюдаться темные полосы. Для этого согласно (2.8) разность хода должна равняться по- луцелому числу длин волн:
Чтобы найти ширину интерференционной полосы (расстояние между соседними темными или светлыми полосами), необходимо взять разность между координатами соседних максимумов (минимумов):
Рис. 2.6 15
Таким образом, ширина интерференционной полосы зависит от длины волны падающего света: чем больше X, тем шире интерференционная полоса.
При заданных X,Lnd ширина интерференционной полосы не зависит от порядка максимума, она постоянна. Для видимого света длина волны X находится в пределах от 0,38 до 0,76 мкм.
Поэтому, для того чтобы полосы были хорошо различимы на экране, расстояние между щелями d должно быть много меньше расстояния до экрана L .
Интерференционная картина от двух щелей при освещении их монохроматическим светом показана на рис. 2.6 и представляет собой чередование темных и светлых полос одинаковой толщины, причем в центре экрана наблюдается светлая полоса.
Источник: https://studref.com/580299/matematika_himiya_fizik/raschet_interferentsionnoy_kartiny_dvuh_istochnikov_opyt_yunga
ИНТЕРФЕРЕ́НЦИЯ СВЕ́ТА
Авторы: E. Б. Александров
ИНТЕРФЕРЕ́НЦИЯ СВЕ́ТА, пространственное перераспределение энергии светового излучения при наложении двух или нескольких световых волн; частный случай общего явления интерференции волн. Некоторые явления И. с. исследовались ещё И. Ньютоном в 17 в.
, но не могли быть им объяснены с точки зрения его корпускулярной теории. Правильное объяснение И. с. как типично волнового явления было дано в нач. 19 в. Т. Юнгом и О. Френелем. Наиболее широко известна И. с.
, характеризующаяся образованием стационарной (постоянной во времени) интерференционной картины – регулярного чередования в пространстве областей повышенной и пониженной интенсивности света, получающейся в результате наложения когерентных световых пучков, т. е. в условиях постоянной разности фаз. Реже и только в спец. условиях эксперимента наблюдаются явления нестационарной И. с., к которым относятся световые биения и эффекты корреляции интенсивностей. Строгое объяснение явлений нестационарной И. с. требует учёта как волновых, так и корпускулярных свойств света и даётся на основе квантовой электродинамики.
Возникает при наличии когерентности (определённой корреляции фаз) налагающихся волн.
Взаимно когерентные световые пучки могут быть получены путём разделения и последующего сведения лучей, исходящих от общего источника света.
При этом требование когерентности налагает некоторые ограничения на угловые размеры источника и на ширину спектра излучения.
Образование интерференционной картины удобно проследить на идеализированной схеме классич. эксперимента Юнга (рис. 1). Точечный источник $S$ света с длиной волны $λ$ освещает два малых отверстия в экране $A$, которые становятся вторичными взаимно когерентными источниками света (см.
Дифракция света). На экране $B$ наблюдается интерференционная картина, вызванная интерференцией двух созданных систем волн.
В соответствии с суперпозиции принципом напряжённость электромагнитного поля $E_Q$ в произвольной точке $Q$ экрана $B$ даётся суммой напряжённостей полей $E_{1Q}$ и $E_2Q$, созданных в этой точке источниками 1 и 2.
Наблюдаемой величиной является интенсивность излучения, падающего на экран, пропорциональная ср. квадрату напряжённости поля. Представляя напряжённость поля $E_i(t,, s)$ каждого источника ($i=1,, 2$) гармонич.
функцией времени $t$ и расстояния $s$ вдоль направления распространения $$E_i(t,, s)=Eicos [2π(νt+s/λ=φ_0)],$$ где $ν$ – частота, $φ_0$ – начальная фаза световых колебаний, можно выражение для интенсивности света $I_Q$ получить в виде: $$I_Q=I_1+I_2+2sqrt{I_1I_2} cos [2π(δ+δ_0)/λ].
quad (*)$$ Здесь $I_1$ и $I_2$ – интенсивности света в точке $Q$, создаваемые каждым источником отдельно; $δ$ – оптич. разность хода интерферирующих лучей: $δ=n_1r_1-n_2r_2$; $r_1$ и $r_2$ – расстояния от отверстий 1 и 2 до точки $Q$; $n_1$ и $n_2$ – показатели преломления среды (в случае воздуха $n_1 =n_2=1$); $δ_0$ – oптич. разность хода лучей от источника $S$ до точек 1 и 2.
Из формулы (*) следует, что интенсивность света в данной точке экрана отличается от суммы интенсивностей $I_1+I_2$, создаваемых источниками 1 и 2 при независимом освещении ими экрана.
При совместном действии когерентных источников 1 и 2 интенсивность $I_Q$ оказывается отличающейся на величину, описываемую третьим, интерференционным, членом формулы (*). И. с.
не меняет полной световой энергии, попадающей на экран $B$, а лишь перераспределяет её с образованием характерной интерференционной картины.
На экране $B$ возникает система световых полос, интенсивность которых в сечении плоскостью, проходящей через источник и отверстия 1 и 2, изменяется, как показано графически сплошной линией на правой части рис. 1. Макс. интенсивность в интерференционной картине наблюдается при разности хода, равной чётному числу полуволн, минимальная – при разности хода, равной нечётному числу полуволн.
В реальном опыте конечный размер источника света приводит к падению контраста интерференционной картины.
Это обусловлено тем, что чуть смещённый относительно $S$ точечный источник $S′$ даёт смещённую интерференционную картину (штриховая линия на рис. 1).
Сложение множества таких картин от всех точек источника приводит к уменьшению её резкости.
Разброс длин волн $Δλ$ излучения источника также является причиной снижения контраста интерференционной картины, снижения тем большего, чем выше порядок интерференции $η$, равный целой части отношения $δ/λ$.
При освещении белым светом на экране видна белая центральная полоса нулевого порядка с примыкающими к ней быстро исчезающими радужными полосами.
Окраска полос связана с тем, что положение максимумов интенсивности, имеющих порядок $η≠0$, зависит от длины волны.
Существует много схем опытов и естественных ситуаций, в которых наблюдается И. с.
Их наиболее существенные различия связаны с различиями в способах получения когерентных пучков света и в числе интерферирующих лучей.
По способам создания когерентных пучков света выделяют схемы с делением волнового фронта и с делением амплитуды.
При первом способе сводятся вместе световые пучки, исходно различающиеся направлением распространения от источника. Такой принцип используется, напр., в опытах с применением билинзы Бийе и др. Билинза Бийе (рис.
2) представляет собой выпуклую линзу, разрезанную по диаметру на две части, немного раздвинутые в направлении, перпендикулярном оптич. оси; они образуют действительные изображения $S_1$ и $S_2$ точечного источника $S$. Интерференционные полосы наблюдаются в монохроматич.
свете в любой плоскости области перекрытия расходящихся пучков от источников $S_1$ и $S_2$ (показано штриховкой). Из интерференционных устройств с делением волнового фронта большое практич. значение в спектроскопии имеет дифракционная решётка. Все схемы И. с.
с делением волнового фронта предъявляют жёсткие требования к малости углового размера источника света. Напр., в опыте Юнга при освещении отверстий 1 и 2 прямым солнечным светом, т. е.
источником с угловым размером всего 0,5°, для получения чёткой интерференционной картины расстояние между отверстиями не должно превышать нескольких десятков микрометров. Именно на резкой зависимости контраста интерференционной картины от размера источника в схемах с делением волнового фронта основан метод измерения угловых размеров звёзд с помощью звёздного интерферометра.
В схемах И. с. с амплитудным делением волнового поля излучение первичного источника делится полупрозрачными границами оптич. сред. Так, напр., возникает широко распространённая в естественных условиях И. с.
в тонких плёнках, обусловливающая радужное окрашивание масляных пятен на воде, мыльных пузырей, крыльев насекомых, оксидных плёнок на металлах и др. Во всех этих случаях имеет место И. с., отражённого двумя поверхностями плёнок.
В тонких плёнках переменной толщины при освещении протяжённым источником света картина интерференционных полос воспринимается локализованной на поверхности плёнки, причём данная интерференционная полоса соответствует фиксированной толщине плёнки (полосы равной толщины).
Яркое интерференционное окрашивание возникает только для весьма тонких плёнок толщиной порядка длины волны, т. е. в низких порядках интерференции. Для более толстых плёнок интерференционная картина видна при освещении монохроматич. светом, напр. в свете натриевой лампы низкого давления.
В тонких плёнках строго постоянной толщины (с точностью до малых долей длины волны) одинаковую разность хода приобретают при отражении от двух поверхностей плёнки лучи, падающие на плёнку под фиксированным углом.
Эти лучи в фокальной плоскости линзы образуют интерференционные полосы равного наклона. Метод деления амплитуды широко применяется в разл. схемах интерферометров, в которых для разделения волновых полей используются спец. полупрозрачные зеркала.
Требования к монохроматичности света не зависят от способа деления волнового поля, а определяются только порядком интерференции. Как отмечалось выше, И. с. в низких порядках наблюдается даже в белом свете.
В изолированных спектральных линиях газоразрядных источников света можно наблюдать И. с. в очень высоких порядках ($η$ порядка 105–106), т. е. при разностях хода в десятки сантиметров. В излучении одночастотных лазеров можно наблюдать И. с.
при практически неограниченной разности хода.
Почти все упомянутые примеры И. с. относились к типу двухлучевой интерференции, при которой в каждую точку интерференционной картины свет от общего источника приходит по двум путям.
При этом интенсивность света в интерференционной картине гармонически зависит от разности хода лучей $[∼cos^2(2πδ/λ )]$. Многолучевая И. с. возникает при наложении мн. когерентных волн, получаемых делением исходного волнового поля с помощью многократных отражений (напр.
, в интерферометре Фабри – Перо) или дифракцией на многоэлементных периодич. структурах (см.Дифракционная решётка, Майкельсона эшелон). При многолучевой И. с. яркость интерференционной картины является периодической, но не гармонич. функцией $δ$ .
Резкая зависимость яркости интерференционной картины от $δ$ при многолучевой И. с. широко используется для спектрального анализа света.
Если для наблюдения И. с. от тепловых источников приходится соблюдать ряд ограничений (причём возникающая интерференционная картина обычно имеет малые яркость и размеры), то при использовании лазеров в качестве источников света явления И. с.
настолько ярки и характерны, что нужны особые меры для получения равномерной освещённости. Чрезвычайно высокая когерентность излучения лазеров приводит к появлению помех интерференционного происхождения при наблюдении объектов, освещённых лазером.
При лазерном освещении произвольной шероховатой поверхности аккомодированный на бесконечность глаз воспринимает хаотич. картину световых пятен, мерцающую при смещениях глаза (см. Спеклы).
Это вызвано тем, что шероховатая поверхность, рассеивая лазерное излучение, служит источником нерегулярной интерференционной картины, образованию которой в обычных условиях препятствует низкая пространственно-временнáя когерентность излучения тепловых источников.
Близкую к этому природу имеет эффект мерцания звёзд, являющихся источниками света с очень большой площадью пространственной когерентности.
К ней относятся световые биения, наблюдающиеся при наложении световых полей разл. частот.
В этом случае возникает бегущая в пространстве интерференционная картина, так что в заданной точке пространства интенсивность света периодически меняется во времени с частотой, равной разности частот интерферирующих волн.
Биения возникают в обычных (нелазерных) схемах И. с. при изменении во времени разности хода интерферирующих лучей. Примером может служить интерферометр Майкельсона с переменной длиной одного из плеч.
При перемещении вдоль луча света одного из зеркал интенсивность света на выходе интерферометра периодически меняется, что может служить средством измерения скорости очень медленных перемещений. Напр., при движении зеркала со скоростью 10–6 м/с интенсивность света меняется с частотой ок. 4 Гц.
Биения могут наблюдаться и в излучении независимых источников света. Для этого их яркости и спектральные плотности излучения должны быть очень велики.
Обе эти характеристики выражаются через параметр вырождения фотонов $ρ$, равный числу фотонов в объёме когерентности. При фотоэлектрич.
регистрации биений параметр $ρ$ в произведении с квантовым выходом приёмника определяет величину сигнала биений по отношению к фону фотонного шума.
Излучение лазеров сильно вырождено $(ρ≫1)$, вследствие чего биения в свете двух лазеров и между разл. типами колебаний одного лазера легко наблюдаются. Эти биения часто играют вредную роль как источник мощного шума лазера.
Для тепловых источников обычно $ρ≪1$, поэтому эффекты нестационарной И. с. в их излучении крайне малы. Тем не менее их удалось обнаружить в тонких экспериментах по корреляции интенсивностей.
И. с. используется при спектральном анализе света, для точного измерения расстояний, углов, скоростей, в рефрактометрии. Большое значение интерферометрия имеет в оптич.
производстве как средство контроля качества поверхностей и линзовых систем. Интерференционные явления используются для создания светофильтров, высококачественных зеркал, просветляющих покрытий для оптич.
деталей. И. с. составляет основу оптич. голографии.
Источник: https://bigenc.ru/physics/text/2015057
Метод деления амплитуды. полосы равной толщины амплитудное деление происходит с помощью полупрозрачных зеркал, границ раздела, пленок и т.д. всего волнового. — презентация
1 МЕТОД ДЕЛЕНИЯ АМПЛИТУДЫ. ПОЛОСЫ РАВНОЙ ТОЛЩИНЫ Амплитудное деление происходит с помощью полупрозрачных зеркал, границ раздела, пленок и т.д. всего волнового фронта падающей волны как единого целого. Рис. 4.
1 Интерференция в плоском клине Если интерференция создается параллельным пучком света в тонком зазоре, то максимумы и минимумы интенсивности отслеживают вариации толщины этого зазора, в результате создается в общем случае довольно сложная система полос равной толщины.
Для плоского клина эти полосы эквидистантны.
2 МЕТОД ДЕЛЕНИЯ АМПЛИТУДЫ. ПОЛОСЫ РАВНОЙ ТОЛЩИНЫ Очевидно, что разность хода между интерферирующими лучами равна удвоенной толщине зазора d (если зазор заполнен, то 2dn).
При расчете положения максимумов и минимумов необходимо учитывать дополнительный фазовый сдвиг на, образующийся при отражении от более плотной среды.
Полосы могут наблюдаться как в отраженном, таки в прошедшем свете, однако, в последнем случае видность интерференционнолй картины существенно ниже. Оптическая разность хода Рис. 4.2 Дополнительный фазовый сдвиг
3 МЕТОД ДЕЛЕНИЯ АМПЛИТУДЫ. КОЛЬЦА НЬЮТОНА Кольца Ньютона – наиболее известный частный случай полос равной толщины. Образуются в зазоре между сферической линзой и плоскостью. Их лучше наблюдать в отраженном свете, при этом в центре картины за счет фазового скачка при отражении образуется темное пятно. Рис.4.3 Ход лучей в отраженном и проходящем свете.
4 МЕТОД ДЕЛЕНИЯ АМПЛИТУДЫ. КОЛЬЦА НЬЮТОНА Рис.4.4 Пример расчета радиуса темного кольца
5 МЕТОД ДЕЛЕНИЯ АМПЛИТУДЫ. КОЛЬЦА НЬЮТОНА Так как толщина зазора d меняется нелинейно, то и система колец постепенно сгущается от центра к периферии.
Ширина ньютоновских колец увеличивается при возрастании длины волны освещающего излучения, а их контрастность возрастает при использовании средств спектральной селекции (светофильтры, дуговые лампы и т.п.).
В отсутствии поглощения в стекле, картины колец в отраженном и прошедшем свете являются дополнительными, т.е. в любой точке зазора сумма их интенсивностей постоянна и равна интенсивности падающей плоской волны.
6 МЕТОД ДЕЛЕНИЯ АМПЛИТУДЫ. ПОЛОСЫ РАВНОГО НАКЛОНА Полосы равного наклона наблюдаются при освещении с помощью точечного источника пленок или плоскопараллельных пластинок.
За счет наложения расходящихся волн от обеих граней образуется система концентрических колец, осью которых является перпендикуляр, опущенный из источника на поверхность пластины. ОРХ между отраженными лучами в случае тонкой пленки: Рис.4.
5 Интерференция в тонкой пленке Для всех волн, падающих на пленку под одним и тем же углом, разность хода одинакова. Отраженные лучи параллельны,т.е. интерференционная картина локализована в бесконечности и наблюдается на экране, помещенном в фокальную плоскость собирающей линзы.
Источник: http://www.myshared.ru/slide/636821/
Методы наблюдения интерференционных картин
Как указывалось выше, два независимых источника света всегда некогерентны. Поэтому, как правило, когерентными источниками в реальных схемах являются изображения одного физического источника.
Все двухлучевые интерференционные схемы делятся на два больших класса: схемы, построенные по методу деления амплитуды, и схемы, построенные по методу деления волнового фронта.
Отличительной особенностью схем первого класса является амплитудное деление (с помощью полупрозрачных зеркал, границ раздела, пленок и т. д.
) всего волнового фронта падающей волны как единого целого.
В плоскости наблюдения обе сепаратные волны перекрываются, и, при условии достаточной когерентности, создают интерференционные явления (полосы, цветовые эффекты и т.п.).
^
Если интерференция создается параллельным пучком света в тонком зазоре, то максимумы и минимумы интенсивности “отслеживают” вариации толщины этого зазора, в результате создается в общем случае довольно сложная система полос равной толщины. Для плоского клина эти полосы эквидистантны и параллельны ребру клина (рис. 11). Когерентными источниками при этом являются два мнимых изображения источника света, образующихся при отражении от двух поверхностей зазора.
Полосы могут наблюдаться как в отраженном, так и в прошедшем свете, однако, в последнем случае видность интерференционной картины существенно ниже: если лучи 1 и 2 примерно равны по интенсивности, то луч 3 во много раз сильнее луча 4 (коэффициент отражения от стекла равен примерно 4%).
Очевидно, что разность хода между интерферирующими лучами равна удвоенной толщине зазора d (если зазор заполнен, то 2dn). При расчете положения максимумов и минимумов необходимо учитывать дополнительный фазовый сдвиг на , образующийся при отражении от более плотной среды.
Кольца Ньютона
Классическим примером полос равной толщины являются кольца Ньютона, образующиеся в зазоре между сферической линзой и плоскостью (рис. 12). Их лучше наблюдать в отраженном свете, при этом в центре картины за счет фазового скачка при отражении образуется темное пятно. Из рисунка видно, что
(при d
Источник: https://shkolnie.ru/voennoe/69950/index.html