Жарық толқындарының интерференциясы

Жұмыс түрі: Материал
Тегін: Антиплагиат
Көлемі: 36 бет
Таңдаулыға:

М. Өтемісов атындағы Батыс Қазақстан университеті

Факультет: Физика - математика

Кафедра: Физика

Жоба авторлары: Мақсот Аяулым

Зинекеева Ақторғын

Жубанчалиева Жанна

Бекесов Рахман

Курс: 3

Топ: МФ-33

Пәні: Әлемнің физикалық көрінісі

Ғылыми жетекшісі: Кадырова Г. М.

Жоба тақырыбы:

Жарық идеясының дамуы

Орал, 2022

Мазмұны

Кіріспе . . . 3

І Жарық құбылыстары

1. 1Жарық табиғаты . . . 4

1. 2 Жарықтың қасиеттері . . . 17

1. 3 Жарықтың таралуы, шағылуы . . . . . . … . . . 19

1. 4 Ақ жарықтың спектрге жіктелуі . . . . . . 29

ІІ Практикалық бөлім

2. 1 Жарықтың интерференциясы . . . . . . . 32

2. 2 Жарықтың сынуы . . . 33

2. 3 Жарықтың спектрге жіктелуі . . . . …. 34

2. 4 Есеп . . . 35

2. 5 Кестелік мәліметтер . . . ……… . . . ……. . 36

Қорытынды. …. . …. . 41

Пайдаланылған әдебиеттер . . . ………42

Кіріспе

Өзектілігі: «Жарық идеясының дамуы» жобасы: Жарық - қуаттың бір түріне жатады. Осының арқасында тірі жаратылыстардың барлығы, оның ішінде адам баласы да айналасындағы әлемді көре алады. Жарықтың өзі көзге көрінбейді, алайда өзі басқа заттардың барлығына көруіне себепші болады.

Жобаның мақсаты: Жарық, жарық интерференциясы, дифракциясы, ақ жарықтың спектрге жіктелуі туралы түсінік беру. Практикалық тұрғыдан жарықтың сыну заңын, жарықтың түрлі түсті спектрге жіктелуін, интерференция құбылыстары туралы зерттеу

Зерттеу объектісі: Әр түрлі ортадағы судың сыну көрсеткіші, интерференция құбылысы, жарықтың спектрге бөлінуі

Зерттеу пәні: Әлемнің физикалық көрінісі.

Жобаның міндеттері:

- жарық туралы жалпы түсінік беру;

- кестелік мәліметтерді талдау; жарықтың сыну заңы арқылы есептер шешу;

- ақпараттық және жазбаша біліктілікті арттыру;

- жоба презентациясын даярлау;

- жарық құбылыстары туралы ақпаратты жетік меңгеріп, терең қалыптастыру.

Маңыздылығы:

− Студенттер мен қатысушылардың оқу үрдісіне талқыланған материалдарды пайдалану мүмкіндігі.

Орындаушылар үшін:

− зерттеу нысаны мен пән туралы білімдерін кеңейту және толықтыру.

І Жарық құбылыстары

1. 1 Жарықтың табиғаты

Оптика - физика ғылымының дербес салаларының бірі. Оптикада жарық пен рентген сәулелерінің табиғаты мен қасиеттері және олардың затқа ететін әсерлері қарастырылады. [1]

XVII ғасырдың аяқ кезінде жарықтың табиғаты жайында екі түрлі ғылыми түсінік болды. Олардың біреуі - жарықтың корпускулалық теориясы, екіншісі - жарықтың толқындық теориясы.

Жарықтың корпускулалық теориясын тұжырымды етіп баяндаған - ағылшынның атақты ғалымы И. Ньютон (1672 ж. ) . Бұл теория бойынша, жарық дегеніміз - жарқырауық денелерден ұшып шыққан жарық бөлшектерінің (корпускулалардың) ағыны. Ньютонның ойынша, жарық бөлшектері инерция заңына лайық түзу сызық бойымен қозғалады, сондықтан жарық біртекті ортада тузудің бойымен таралады. Екі мөлдір ортаның шекарасында жарықтың сыну себебі жарық бөлшектері сындырушы ортаның бөлшектеріне тартылады, соның салдарынан бірінші ортадан екінші ортаға өткенде жарық бөлшектерінің жылдамдығы өзгереді, сонда бірінші ортадан гөрі екінші орта тығыздау болса, жарық бөлшектеріңің жылдамдығы артады. [6]

Интерференция құбылысын толқынның интерференциясын мысалға ала отырып түсіндіруге болады. Жарық интерференциясы үшін қажетті шарт: жарық толқындары монохроматты және когерентті болуы қажет. Интерференция құбылысын бақылау үшін, бір жарық көзінің сәулесін екі саңылаудан өткізіп, оларды когерентті жарық көздері ретінде қарастырады.

\[\mathbf{D}={\frac{l d}{L}}\]

(1)

мұнда

\[\mathrm{D}=r_{2}-r_{1}\]

- толқындар жүрісінің айырмасы;

\[d=S_{1}S_{2}\]

;

\[\textstyle{\frac{\gamma}{\zeta}}\]

- экран ортасынан интерференция бақыланатын А нүктесіне дейінгі қашықтық.

Толқындар жүрісінің айырмасы

\[\mathbf{D}=\pm m\lambda\]

\[m=0.12...\]

болғанда интерференциялық максимум, ал

\[\mathrm{D}\!\!\!\!/=\pm(2m+1){\frac{\lambda}{2}}\]

\[m=0,1,2...\]

болғанда интерференциялық минимум бақыланады.

Бақыланылатын нүктедегі максимум

\[l_{\mathrm{max}}={\frac{m\lambda L}{d}}\]

;

\[m=0,1,2...\]

(2)

ал минимум

\[l_{\mathrm{min}}=\frac{(2m+1)\lambda\,l}{2d}\]

;

\[m=0,1,2...\]

(3)

Көршілес екі максимумдар (немесе) минимумдардың арақашықтығы интерференциялық жолақтың ені делінеді.

\[\mathrm{D}x={\frac{l}{d}}\lambda_{0}\]

(4)

Табиғатта жұқа қабықшаның екі жазықтығынан шағылған жарық интерференция нәтижесінде қабықшаның түрлі түске боялынуын бақылауға болады.

Қалыңдығы

\[{\mathcal{O}}^{j}\]

мөлдір пластинаға сәуле

\[\frac{\sigma}{\Lambda}\]

бұрышпен түссін.

\[{\cal O}\,\]

нүктесінде сәуленің біразы шағылып 1 сәуле түрінде ауаға өтеді. Сынған сәуле С нүктесінде біразы шағылып В нүктесіне келеді. Бұл нүктеде біразы шағылып, біразы сынып 2-ші сәуле түрінде ауаға өтеді.

\[\bar{J}\big>_{?}\ \longrightarrow\ \bar{J}\big>\]

\[\scriptstyle n_{1}=1\]

1. 1-сурет. Жұқа қабықшадағы интерференция

Пластинаның жоғарғы және төменгі беттерінен шыққан 1 және 2 сәулелер когерентті. Егер бұл сәулелердің жолына жинағыш линза қойса линзаның фокальдық жазықтығында (Р нүктесінде) интерференциялық бейнені бақылауға болады. Интерференцияланушы бұл сәулелердің

\[A{\hat{A}}\]

жазықтығына дейінгі жүрген оптикалық жол ұзындықтарының айырмасы

\[\mathrm{D}=n(O C+B C)\cdot O A\pm{\frac{\lambda_{0}}{2}}\]

(5)

Оптикалық жол ұзындығы геометриялық жол ұзындығы мен ортаның сыну көрсеткішінің көбейтіндісіне тең. Пластинаның сыну көрсеткіші

\[{\mathcal{V}}{\big/}\underline{{{\phantom{n}}}}\]

, пластинаны қоршаған ауаның сыну көрсеткіші

\[\scriptstyle n_{i}=1,\]

\[\pm{\frac{\lambda_{0}}{2}}\]

мүшесі жарықтың орталар шекарасында шағылу нәтижесінде жоғалатын толқын шамасы. Егер

\[n_{2}>n_{1}\]

(

\[n_{2}\gg1\]

) болса, жарық толқынның жоғалуы

\[{\cal O}\,\]

нүктесінде болады, онда, таңбасы теріс (

\[-{\frac{\lambda_{0}}{2}}\]

), ал

\[n_{2}\triangleleft n_{1}\]

болса, жарық толқын жоғалуы С нүктесінде болады да, таңбасы плюс

болады.

\[O C=B C={\frac{d}{\cos r}}\]

;

\[O A=O B\sin i=2d t g r\cdot\sin i\]

және

\[\sin i=n\sin r\]

олай болса

\[A=\frac{2n d}{\cos r}-\frac{2d t g r\sin i}{\frac{d u}{\rho/d\theta}}=\frac{1}{2}+d\sqrt{n^{2}-\sin^{2}\theta}\frac{\lambda_{0}}{2}+\frac{\lambda_{0}}{2}\]

(6)

Р нүктесінде максимум болады, егер

\[2d\sqrt{n^{2}-\mathrm{~sin}^{2}i}\pm\frac{l_{\mathrm{~o}}}{2}=\lambda_{\mathrm{~o}}m\]

\[m=0,1,2...\]

(7)

минимум болады, егер

\[2d{\sqrt{n^{2}-\sin^{2}i}}\pm{\frac{l_{0}}{2}}=(2m+1){\frac{\lambda_{0}}{2}}\]

\[m=0,1,2...\]

(8)

Интерференция құбылысы дәлді өлшеуіш приборларда - интерферометрлерде қолданылады.

Жарық толқындарының интерференциясы

Белгілі бір жағдайда екі (немесе бірнеше) толқынды қозғалыстардың қабаттасу құбылысы интерференция деп аталады. Құбырдағы екі дыбысты толқынның интерференциясын қарастырайық. Бір жылжулар толқыны x өсінің оң бағытымен таралады және былайша анықталсын делік:

\[y_{1}=a\cos w_{\frac{\tilde{\mathrm{c}}t}{\tilde{\mathrm{e}}}}^{\tilde{\mathrm{c}}}-\frac{x}{\nu}\tilde{\phi}\]

, ал екіншісі

\[y_{2}=b\cos w_{\frac{Q}{\mathrm{e}}}^{\underline{{{\alpha}}}}+{\frac{x}{\nu}}\Bigr)\]

біріншісіне қарсы таралады. Екінші y ₂ толқынды қашанда екі қума толқынның қосындысы деп қарастыруға болады, атап айтқанда:

\[y_{2}=a\cos w_{\frac{\bar{\zeta}}{\bar{\zeta}}}^{\bar{\alpha}}+\frac{x}{\nu}\frac{\bar{\zeta}}{\bar{\phi}}+\left(b-\,a\right)\mathrm{cos}\,w_{\frac{\bar{\zeta}}{\bar{\zeta}}}^{\bar{\alpha}}+\frac{x}{\nu}\bar{\phi}\,\]

(9)

Онда y(x, t) қорытқы толқындық қозғалыс екі бөлімнен тұрады: тұрғын толқыннан

\[2a\cos{\frac{w x}{\nu}}\cos w t\]

және қума толқыннан

b=a болғанда, яғни бір біріне қарама-қарсы бағыттағы екі жүгірме толқындардың амплитудалары бірдей болған кезде қорытқы толқындық қозғалыс тұрғын толқын пайда болады.

Жылжымайтын нүктелер тұрғын толқынының түйіндері, ал ығысуы барынша үлкен нүктелер тұрғын толқынының шоқтары деп аталады.

Фазалық жылдамдық. Синусоидалық толқынның v таралу жылдамдығы фазалық жылдамдық деп аталады. Ол синусоидалды толқын фазасының кез келген кесімді мәніне сәйкес келетін кеңістікте орын ауыстырған бет нүктелерінің жылдамдығына тең. Мысалы, жазық синусоидалды толқынға байланысты

\[w t-k\,x=c o n s t\]

шартынан шығатыны:

\[{\frac{d x}{d t}}={\frac{w}{k}}=\nu\]

, мұнда k - толқындық сан:

\[k={\frac{2p}{l}}={\frac{2\pi}{\nu T}}={\frac{w}{\nu}}\]

Бейгармоникалық толқынның (толқындық пакеттің) таралу жылдамдығы ретінде толқын амплитудасы максимумының орын ауыстыру жылдамдығын алады. Максимум толқындық пакеттің центрі ретінде қарастырылады. tdw-xdk=const шарты ретінде орындалса, онда:

$\frac{dx}{dt} = \frac{dw}{dk} = u\$ (10)

Мұндағы u топтық жылдамдық. Оның фазалық жылдамдықпен (υ= $\frac{w}{k}$ ) байланысы мынадай: u=υ-λd υ/dλ.

Когеренттілік деп кеңістікте және уақыт бойынша бірнеше тербелістің немесе толқындық жүйелердің үйлесімді түрде өтуін айтады.

Монохроматты толқындар - бір ғана тұрақты жиіліктегі бүкіл кеңістік бойынша шектелмей таралған толқындар. Нақтылы жарық көздері аса дәл монохроматты жарық бермейтіндіктен кез келген бір бірінен тәуелсіз жарық көздерінен шыққан сәулелер когерентті болмайды. Жарықты жарық көздеріндегі әрбір атомдар шамамен ≈10 ^-8 c. уақыт мезетінде шығарады. Тек осы сәтте ғана атомдар шығарған толқындардың амплитудасы және тербеліс фазасы тұрақты болады. Монохроматты емес жарықты толқындық түйіншектер (волновые цуги) - атомдар шығаратын, бірін-бірі тез алмастырып тұратын гармониялық импульстердің жиыны түрінде қарастыруға болады.

Бір толқындық түйіншектің орташа уақыты когеренттілік уақыты деп аталады. Егер толқын біртекті ортада таралса, онда тербеліс фазасы кеңістіктің берілген нүктесінде тек когеренттілік уақытында ғана сақталады. Бұл уақыт мезетінде толқын вакуумде l _ког = с τ _ког ара қашықтығына тарайды. Бұл ара қашықтықты когеренттілік ұзындығы (немесе түйіншек ұзындығы) деп атайды. Сондықтан берілген жарық көзі үшін интерференцияны тек оптикалық жол ұзындығы когеренттілік ұзындығынан аз болғанда ғана бақылау мүмкін.

Уақытша когеренттілік деп - толқынның монохроматтық дәрежесімен анықталатын кеңістіктің берілген нүктесіндегі тербеліс когеренттілігін айтады. Уақытша когеренттілік берілген нүктедегі фазалардың өзгешелігі

\[\longrightarrow{\frac{\theta\,\bar{\ell}}{\bar{\ell}}}\]

мәніне жеткенше сақталады.

Когеренттілік ұзындығы деп - толқынның когеренттілік уақытындағы ығысатын ара қашықтығын айтады.

Толқын түйіршігінің таралу бағытына перпендикуляр жазықтықта екі нүктенің ара қашықтығы артқанда олардың фазаларының кездейсоқ өзгеруі де артады.

Кеңістіктік когеренттілік - уақыттың бір мезетіндегі кеңістіктің әртүрлі нүктелеріндегі когеренттілік.

Кеңістіктік когеренттіліктің ұзындығы (когеренттілік радиусы) :

\[r_{k o r}\gg\frac{l}{\Delta\phi}\]

, мұндағы λ - толқын ұзындығы, Δφ- фазалар айырымы.

Жарық толқындарының интерференциясы байқалу үшін жарық көздері кеңістіктік когерентті болуы тиіс.

Жарық интерференциясы деп - кеңістікте екі немесе одан да көп когерентті жарық толқындарының беттесуінің нәтижесінде қорытқы толқынның амплитудасының күшейуін немесе әлсіреуін айтады.

Интерференциялық максимум шарты: Егер оптикалық жол айырымы вакуумдағы толқын ұзындығының бүтін санына (жарты толқын ұзындығының жұп санына), яғни

\[\mathrm{D}=\pm m l\,=\pm2m{\frac{\lambda_{0}}{2}}(m=0,1,2,...)\]

болса, онда

\[d=\pm(2m\pi)\]

болып, тербеліс бірдей фазада болады.

Интерференциялық минимум шарты: Егер оптикалық жол айырымы Δ, жарты толқын ұзындығының тақ санына, яғни

\[\mathrm{D}=\pm(2m+1){\frac{\lambda_{0}}{2}}\left(m=0,1,2,...\right)\]

болса, онда

\[d=\pm(2m+1)\pi\]

болып, тербеліс қарсы фазада болады.

Интерференцияны байқаудың әдістері.

Лазер ойлап табылғанға дейін когерентті жарық шоқтарын екіге бөліп, әртүрлі оптикалық жол жүрген соң қайта беттестіріп, интерференциялық суретті байқаған.

1. Юнг әдісі. Өте жарықтанған S саңлауынан жарық екі S ₁ және S ₂ , саңлауларына түсіп, ВС интерференция экранда байқалады (1. 2-сурет) .

1. 2-сурет. Юнг әдісі

2. Френель айнасы. Жарық S көзінен бір-біріне өте аз φ бұрышпен орналасқан екі жазық А ₁ О және А ₂ О айналарына түседі. Когерентті жарық көздері ретінде S ₁ және S ₂ жорамал көздері алынады.

1. 3-сурет. Френель айналары

Интерференциялық сурет жарықтың тікелей түсуінен қалқаланған Э экранында байқалады (1. 3-сурет) .

3. Френельдің қоспризмасы. S көзінен шыққан жарық призмалардан сынады да қоспризманың сыртында екі жорамал S ₁ және S ₂ жарық көздерінен тарағандай болады.

1. 4-сурет. Френельдің қоспризмасы

4. Ллойд айнасы. S жарық көзі М жазық айнасына өте жақын орналасады. Бұл жағдайда S жарық көзі мен оның айнадағы жорамал S ₁ бейнесі когерентті жарық көздері болып табылады.

1. 5-сурет. Френель айнасы

Екі саңлаудан байқалатын интерференциялық суретке есептеулер жүргізу.

Екі S ₁ және S ₂ саңлаулары бір-бірінен d ара қашықтықта орналасқан және когерентті көздер болсын. Э экраны саңлауларға параллель және одан l >> d ара қашықтықта орналассын (1. 5-сурет) .

1. 6-сурет. Екі жарық көзінен шыққан жарық толқындарының

интерференциясы

Кез-келген A нүктесіндегі жарық қарқындылығы мына жол айырымымен анықталады:

∆ = S ₂ - S ₁ ,

мұндағы

\[S_{2}^{2}=l^{2}+\left(x+\not U_{2}\right)\]

\[S_{1}^{2}=l^{2}+\left(x-\partial\underline{{{y}}}\right)\]

бұдан

\[{\bf S}_{2}^{2}\,\cdot\,{\bf S}_{1}^{2}=2{x}d\]

немесе

\[\mathrm{D}=S_{2}-\ S_{1}=2x{\mathcal{J}}\left(S_{1}-S_{2}\right)\]

, l >> d болғандықтан

\[S_{1}+S_{2}\ \approx2l\]

, сондықтан

\[\mathbf{D}=x d\ A\]

Максимумдардың орны

\[\frac{x d}{l}=\pm m l_{\mathrm{\footnotesize~o}}\,\,\mathrm{\footnotesize~p}\,\,\,\,x_{\mathrm{max}}=\pm m\frac{l}{d}\,\lambda_{\mathrm{\footnotesize~o}}(m=0,1,2,)\]

Минимумдардың орны:

Екі көрші максимумдардың (минимумдардың) ∆x ара қашықтығы интерференциялық жолақтың ені деп аталады.

\[\mathrm{D}x={\frac{l}{d}}\lambda_{0}\]

(11)

Интерференциялық сурет бір-біріне параллель әрі бірін-бірі кезек алмастыратын жарқын және солғын жолақтар түрінде байқалады.

Жұқа қабыршықтағы жарық интерференциясы

Мұнайдың жұқа қабыршығымен қапталған су бетінде, сабын қабыршығының бетінде және т. б. бақыланатын жұқа қабыршықтардың кемпірқосақ тәрізді түсі жұқа қабыршықтағы интерференциямен түсіндіріледі (9-сурет) .

1. 7-сурет. Жазық параллель пластинадағы интерференция

Параллель сәулелер шоғы қалыңдығы d мөлдір қабыршық бетке i бұрышымен түскенде, жарық бұл беттен жартылай шағылып, жартылай қабыршық арқылы өтіп, екінші беттен шағылады, қабыршық арқылы қайта өтедіде қабыршықтан шығып бірінші беттен шағылған жарықпен кездеседі. Бұл сәулелердің жүріс жол айырымы

\[\frac{\Lambda_{\mathrm{{B}}}}{\Omega{}}\]

суреттен мынаған тең екендігін байқаймыз: 2dn cosr. Мұндағы n қабыршықтың сыну коэффициенті. Өйткені

\[\mathrm{D}=n(O C+C B)_{\bot}\ (O A\pm\lambda_{0}/2)\,\]

Қабыршықты қоршаған ортаның сыну көрсеткіші n

\[{\boldsymbol{0}}\]

=1-ге тең деп алынған, ал

\[\pm\lambda_{0}\]

/2 жарықтың бөлік шекарасында шағылуымен байланысты жарты толқын ұзындығын жоғалтуынан. Егер n>n

\[{\boldsymbol{0}}\]

болса, онда жарты толқын О нүктесінде жоғалады да жоғарыда аталған мүше таңбасы минус болады; егер n<n

\[{\boldsymbol{0}}\]

болса, онда жарты толқын С нүктесінде жоғалады. Онда,

\[\lambda_{0}\]

/2 таңбасы плюс болады. Жарықтың сыну заңын ескерсек (sin i=nsinr), онда n>n

\[{\boldsymbol{0}}\]

үшін мынаны аламыз:

\[\mathbf{D}=2d{\sqrt{n^{2}-\sin^{2}i}}\]

\[\lambda_{0}\]

/2 (12)

Жұқа қабыршақтағы интерференциялық максимум шарты мынандай:

\[\sqrt{n^{2}-\sin^{2}i}\]

\[\lambda_{0}\]

/2=m

\[\lambda_{0}\]

(m=0, 1, 2, …)

Ал минимум шарты мынадай:

\[\sqrt{n^{2}-\sin^{2}i}\]

\[\lambda_{0}\]

/2= (2m+1)

\[\lambda_{0}\]

/2 (m=0, 1, 2, …) (m=0, 1, 2, …)

1. Тең көлбеулік жолақтар (жазық параллель пластинкадағы алынған интерференция) Берілген

\[\lambda_{0}\]

, d және n үшін сәулелердің әрбір i көлбеулігіне интерференциялық жолағы сәйкес келеді. Жазық параллель пластинкаға бірдей бұрыштармен түскен сәулелердің қосылуынан пайда болған интерференциялық жолақтар тең көлбеулік жолақтар деп аталады.

2. Тең қалыңдықты жолақтар (қалыңдығы айнымалы платинкадан алынған интерференция) . Егер қабыршықты экранға экранда қабыршық кескіні алынатындай етіп линза арқылы проекцияласа, онда қабыршықтың тең қалыңдықтарына сәйкес нүктелер бойынша өтетін жолақтармен жабылады.

1. 8-сурет. Ньютон сақиналары

1. Тең қалыңдықты жолақтардың классикалық мысалына Ньютон сақиналары жатады. Бұл сақиналар жарықтың жазық параллель пластинкамен оған жанасқан қисықтық радиусы үлкен жазық дөңес линзаның арасындағы ауа саңлауында бақыланады. Жарықтың параллель шоғы линзаның жазық бетіне тік түседі де, линза мен пластинка арасындағы ауа қабатының жоғарғы және төменгі беттерінен жартылай шағылады. Шағылған сәулелер қосылғанда тең қалыңдықты жолақтар пайда болады. Жарық тік түскенде ол жолақтардың пішіні концентрлі шеңбер болады.

Шағылған жарықта оптикалық жүріс жол айырымы мынаған тең болады (n=1 ауа үшін және i=0)

\[\mathrm{D}=2d+\lambda_{0}/2\]

, d - саңлау ені. Суреттен d - ның аз екендігін ескеріп мынаны аламыз:

\[{\bf D}=r^{2}/R+\lambda_{0}/2\]

(13)

Онда интерференциялық максимум және минимум шарттарына сәйкес m - ші жарық және сәйкес m - ші қараңғы сақиналар. Радиустері тиісінше мынадай болады:

\[r_{m}={\sqrt{(m-1/2)\lambda_{\mathrm{{o}}}R}}\]

(m=0, 1, 2, …),

\[r_{\bar{m}}^{\bar{q}}=\sqrt{m\lambda_{0}R}\]

(m=1, 2, 3, …)

Қазіргі обьективтерде пайдаланылатын линзалар саны өте көп болғандықтан, олардан шағылу да көп. Сондықтан жарық ағынының шығыны да үлкен болып келеді. Өткен жарықтың интенсивтігі әлсірейді, оптикалық аспаптың жарық күші кемиді. Бұл кемшілікті болдырмас үшін оптиканың жарықталынуын жүзеге асырады. Ол үшін линзаның бос бетіне сыну көрсеткіші линза материалының сыну көрсеткішінен аз жұқа қабатымен қаптайды.

Жарық ауа - қабыршық және қабыршық - шыны аралықтарының шекараларында шағылған кезде және

\[\sum_{\ell=1}^{\ell}\]

когерентті сәулелердің интерференциясы пайда болады (9-сурет) .

1. 9-сурет. Оптиканың жарықталынуы

Қабыршықтың қалыңдығы мен шынының және қабыршықтың сыну көрсеткіштерін (n

\[\varnothing\;\]

) және (n) қабыршықтың екі жақ бетінен шағылған сәулелер бірін-бірі өшіретіндей етіліп таңдалып алынады. Сонда мына шарттар орындалуы тиіс:

\[n={\sqrt{n_{o}}}\]

және nd=

\[\lambda_{0}\]

Жарық толқындарының дифракциясы

Гюйгенс - Френель принципі.

Дифракция - жарық толқындарының жолдарында кездескен бөгеттерді орағытып өтуі, немесе, анығырақ айтқанда - толқындардың таралу кезіндегі кез-келген бөгеттерден, яғни, геометриялық заңдылықтардан ауытқуы.

Дифракцияның негізгі заңдылықтары екі принцип арқылы түсіндірледі:

1. Гюйгенс принципі. Уақыттың кез-келген мезетінде жарық толқыны тарайтын толқындық беттің әр бір нүктесін элементар толқын көзі деп қарастыруға болады.

2. Интерференция заңы. Жарық толқын бетінің барлық нүктесі бірдей жиілікте тербеліп тұрады. Олардың фазалары да бірдей. Олай болса, оларды когерентті жарық көзінің жиынтығы деп қарастыруға болады.

Френель осы екі принципті біріктірді. Ол Гюйгенс - Френель принципі деп аталады. Бұл принцип бойынша толқын бетінің фронтының алдыңғы жағындағы нүктедегі тербелісті табу үшін сол нүктедегі толқындық беттің барлық нүктелерінен келген тербелістерді тауып, одан кейін олардың фазалары мен амплитудаларын ескере отырып қосу керек.

1. 10-сурет. Френель зоналары

Френель зоналары. Гюйгенс принципі түсіндіре алмайтын жарықтың түзу сызық бойымен таралу заңын Гюйгенс-Френель принципі бойынша түсіндіруге болады. S жарық көзінен жарық толқыны таралсын. Гюйгенс принципі бойынша жан-жаққа сфералық жарық таралады. Радиусы Р сфералық бет Φ жүргізейік. Енді M нүктесіндегі жарық толқынының әсерін анықтау үшін сол толқындық бетті дөңгелек зоналарға бөлеміз. Көршілес сфералар радиустарының бір-бірінен айырмасы λ/2 - тең болатындай етіп аламыз. Сонда 1-ші сфераның радиусы b ₁ =b ₀ +λ/2, 2-кі b ₂ =b ₁ +λ/2, тағы сол сияқты - b _m =b _m-1 +λ/2. Осы сфералар Φ толқындық бетті бірнеше зонаға бөледі. Оны Френель зоналары деп атайды.

... жалғасы

Сіз бұл жұмысты біздің қосымшамыз арқылы толығымен тегін көре аласыз.