Ljus är som en elektromagnetisk våg. ljusets hastighet

Ljus - elektromagnetisk våg. I slutet av 1600-talet uppstod två vetenskapliga hypoteser om ljusets natur - korpuskulär och Vinka. Enligt den korpuskulära teorin är ljus en ström av små ljuspartiklar (kroppar) som flyger med stor hastighet. Newton trodde att rörelsen av ljuskroppar följer mekanikens lagar. Således uppfattades ljusets reflektion på samma sätt som reflektionen av en elastisk boll från ett plan. Ljusbrytningen förklarades av förändringen i partiklarnas hastighet under övergången från ett medium till ett annat. Vågteorin ansåg ljus som vågprocess, liknande mekaniska vågor. Enligt moderna idéer har ljus en dubbel natur, d.v.s. det kännetecknas samtidigt av både korpuskulära och vågegenskaper. I fenomen som interferens och diffraktion kommer ljusets vågegenskaper i förgrunden, och i fenomenet fotoelektrisk effekt, korpuskulära. Inom optiken förstås ljus som elektromagnetiska vågor av ett ganska smalt område. Ofta förstås ljus inte bara som synligt ljus, utan också som breda områden av spektrumet intill det. Historiskt dök termen "osynligt ljus" upp - ultraviolett ljus, infrarött ljus, radiovågor. Våglängderna för synligt ljus sträcker sig från 380 till 760 nanometer. En av ljusets egenskaper är dess Färg, som bestäms av ljusvågens frekvens. vitt ljusär en blandning av vågor med olika frekvenser. Det kan sönderdelas i färgade vågor, som var och en kännetecknas av en viss frekvens. Sådana vågor kallas enfärgad. Enligt de senaste mätningarna kallas ljusets hastighet i vakuum Förhållandet mellan ljusets hastighet i vakuum och ljusets hastighet i materien. absolut brytningsindexämnen.

När en ljusvåg går från vakuum till materia förblir frekvensen konstant (färgen ändras inte). Våglängd i ett medium med ett brytningsindex nändringar:

Ljus störningar– Jungs erfarenhet. Ljus från en glödlampa med ett ljusfilter, som skapar ett nästan monokromatiskt ljus, passerar genom två smala, intilliggande slitsar, bakom vilka en skärm är installerad. Ett system av ljusa och mörka band - interferensband - kommer att observeras på skärmen. I detta fall delas en enda ljusvåg i två som kommer från olika slitsar. Dessa två vågor är koherenta med varandra och ger, när de överlagras på varandra, ett system av maxima och minima för ljusintensiteten i form av mörka och ljusa band av motsvarande färg.

Ljus störningar- max och min villkor. Maximalt skick: Om ett jämnt antal halvvågor eller ett heltal av vågor passar in i den optiska skillnaden i vågvägen, observeras en ökning av ljusintensiteten (max) vid en given punkt på skärmen. , där är fasskillnaden för de adderade vågorna. Minsta villkor: Om vågornas optiska vägskillnad passar udda nummer halvvågor, sedan vid minimipunkten.

Enligt vågteorin är ljus en elektromagnetisk våg.

Synlig strålning (synligt ljus) - elektromagnetisk strålning, direkt uppfattad av det mänskliga ögat, kännetecknad av våglängder i intervallet 400 - 750 nm, vilket motsvarar ett frekvensområde på 0,75 10 15 - 0,4 10 15 Hz. Ljusstrålning av olika frekvenser uppfattas av en person som olika färger.

Infraröd strålning - elektromagnetisk strålning som upptar det spektrala området mellan den röda änden av synligt ljus (med en våglängd på cirka 0,76 mikron) och kortvågsradioemission (med en våglängd på 1-2 mm). Infraröd strålning skapar en känsla av värme, varför den ofta kallas för termisk strålning.

Ultraviolett strålning - elektromagnetisk strålning osynlig för ögat, som upptar spektralområdet mellan det synliga och Röntgenstrålar inom våglängder från 400 till 10 nm.

Elektromagnetiska vågor – elektromagnetiska svängningar(elektromagnetiskt fält) som utbreder sig i rymden med en ändlig hastighet beroende på mediets egenskaper (i vakuum - 3∙10 8 m/s). Egenskaper hos elektromagnetiska vågor, lagarna för deras excitation och utbredning beskrivs av Maxwells ekvationer. Typen av utbredning av elektromagnetiska vågor påverkas av det medium i vilket de utbreder sig. Elektromagnetiska vågor kan uppleva brytning, dispersion, diffraktion, interferens, total intern reflektion och andra fenomen som är inneboende i vågor av alla slag. I ett homogent och isotropiskt medium långt från laddningar och strömmar som skapar ett elektromagnetiskt fält, har vågekvationerna för elektromagnetiska (inklusive ljus) vågor formen:

var och är de elektriska och magnetiska permeabiliteterna för mediet, respektive, och är de elektriska respektive magnetiska konstanterna, och är styrkorna hos de elektriska och magnetiskt fält, är Laplace-operatör. I ett isotropiskt medium är fashastigheten för utbredning av elektromagnetiska vågor lika med Utbredningen av plana monokromatiska elektromagnetiska (ljus) vågor beskrivs av ekvationerna:

kr ; kr (6.35.2)

var och är amplituderna för svängningar för de elektriska respektive magnetiska fälten, k är vågvektorn, r är radievektorn för punkten, – cirkulär oscillationsfrekvens, är den inledande fasen av svängningar vid punkten med koordinat r= 0. Vektorer E och H svänga i samma fas. En elektromagnetisk (ljus)våg är tvärgående. Vektorer E , H , k är ortogonala mot varandra och bildar en rätt triplett av vektorer. Momentana värden och när som helst är relaterade av relationen Med tanke på att den fysiologiska effekten på ögat har elektriskt fält, kan ekvationen för en plan ljusvåg som utbreder sig i axelns riktning skrivas på följande sätt:

Ljusets hastighet i vakuum är

. (6.35.4)

Förhållandet mellan ljusets hastighet i vakuum och ljusets hastighet i ett medium kallas mediets absoluta brytningsindex:

(6.35.5)

När man flyttar från ett medium till ett annat ändras vågutbredningshastigheten och våglängden, frekvensen förblir oförändrad. Det relativa brytningsindexet för det andra mediet i förhållande till det första är förhållandet

där och är de absoluta brytningsindexen för det första och andra mediet, och är ljusets hastighet i det första respektive andra mediet.

Från teori elektromagnetiskt fält, utvecklad av J. Maxwell, följde: elektromagnetiska vågor fortplantar sig med ljusets hastighet - 300 000 km / s, att dessa vågor är tvärgående, precis som ljusvågor. Maxwell föreslog att ljus är en elektromagnetisk våg. Senare bekräftades denna förutsägelse experimentellt.

Liksom elektromagnetiska vågor följer ljusets utbredning samma lagar:

Lag rätlinjig utbredning Sveta. I ett transparent homogent medium färdas ljus i raka linjer. Denna lag förklarar hur sol- och månförmörkelser uppstår.

När ljus faller på gränsytan mellan två medier reflekteras en del av ljuset in i det första mediet och en del passerar in i det andra mediet, om det är transparent, samtidigt som det ändrar riktningen för dess utbredning, dvs det bryts.

LÄTT STÖRNING

Antag att två monokromatiska ljusvågor, överlagrade på varandra, exciterar svängningar i samma riktning vid en viss punkt i rymden: x 1 \u003d A 1 cos (t +  1) och x 2 \u003d A 2 cos (t +  2). Under X förstå intensiteten av elektrisk E eller magnetisk H vågfält; vektorerna E och H oscillerar i inbördes vinkelräta plan (se § 162). Styrkan hos de elektriska och magnetiska fälten följer principen om superposition (se § 80 och 110). Amplituden för den resulterande oscillationen vid en given punkt A 2 \u003d A 2 l + A 2 2 + 2A 1 A 2 cos ( 2 - 1) (se 144.2)). Eftersom vågorna är koherenta, då cos( 2 -  1) har ett konstant värde i tid (men sitt eget för varje punkt i rymden), därför intensiteten av den resulterande vågen (1 ~ A 2)

Vid punkter i rymden där cos( 2 -  1) > 0, intensitet I > I 1 + I 2 , där cos( 2 -  1) < Åh intensitet jag< I 1 +I 2 . Следовательно, при наложении двух (или нескольких) когерентных световых волн происходит пространственное перераспределение ljusflöde, vilket resulterar i intensitetsmaxima på vissa ställen och intensitetsminima på andra. Detta fenomen kallas ljusinterferens.

För inkoherenta vågor ändras skillnaden ( 2 -  1) kontinuerligt, så tidsmedelvärdet cos( 2 - 1) är noll, och intensiteten för den resulterande vågen är densamma överallt och för I 1 = I 2 är lika med 2I 1 (för koherenta vågor under det givna tillståndet vid maxima I = 4I 1 vid minima I = 0).

Hur kan du skapa de villkor som krävs för uppkomsten av interferens av ljusvågor? För att erhålla koherenta ljusvågor används metoden att dela en våg som emitteras av en källa i två delar, som efter att ha passerat genom olika optiska vägaröverlagrade på varandra och ett interferensmönster observeras.

Låt separationen i två koherenta vågor ske vid en viss punkt O . Till poängen M, där ett interferensmönster observeras, en våg i ett medium med ett brytningsindex n 2 passerade väg 1 , den andra - i ett medium med ett brytningsindex n 2 - väg s 2 . Om vid punkten O oscillationsfasen är lika med t , då vid punkten M den första vågen kommer att excitera svängningen А 1 cos(t - s 1 / v 1) , den andra vågen - fluktuation A 2 cos (t - s 2 / v 2) , där v 1 = c/n 1, v 2 = c/n 2 - fashastigheten för den första och andra vågen. Fasskillnad för oscillationer som exciteras av vågor vid en punkt M,är lika med

(med hänsyn till att /s = 2v/s = 2 0 där  0 är våglängden i vakuum). Produkt av geometrisk längd s vägen för en ljusvåg i ett givet medium med brytningsindex n för detta medium kallas den optiska väglängden L , a  \u003d L 2 - L 1 - skillnaden i de optiska längderna för de vägar som korsas av vågorna - kallas den optiska vägskillnaden. Om den optiska vägskillnaden är lika med ett heltal av våglängder i vakuum

sedan  = ± 2m , M båda vågorna kommer att inträffa i samma fas. Därför är (172.2) villkoret för störningsmaximum.

Om den optiska vägskillnaden

då  = ±(2m + 1) , och oscillationer upphetsade vid punkten M båda vågorna kommer att inträffa i motfas. Därför är (172.3) villkoret för interferensminimum.

APPLIKATIONER AV LJUSSTÖRNING

Fenomenet störningar beror på ljusets vågnatur; dess kvantitativa regelbundenheter beror på våglängden Do. Därför används detta fenomen för att bekräfta ljusets vågnatur och för att mäta våglängder (interferensspektroskopi).

Fenomenet interferens används också för att förbättra kvaliteten på optiska enheter (optisk beläggning) och för att erhålla högreflekterande beläggningar. Ljusets passage genom varje brytningsyta på linsen, till exempel genom glas-luftgränsytan, åtföljs av en reflektion på 4% av det infallande flödet (när glasets brytningskropp visas 1,5). Eftersom moderna linser innehåller Ett stort antal linser, då är antalet reflektioner i dem stort, och därför är förlusterna av ljusflödet också stora. Således dämpas intensiteten hos det transmitterade ljuset och den optiska anordningens ljusstyrka minskar. Dessutom leder reflektioner från linsytor till bländning, vilket ofta (till exempel inom militär teknik) avslöjar enhetens position.

För att eliminera dessa brister, den sk belysning av optiken. För att göra detta appliceras tunna filmer med ett lägre brytningsindex än linsmaterialets fria ytor på linserna. När ljus reflekteras från luft-film och film-glas-gränssnitt, uppstår interferens av koherenta strålar 1 och 2 "(Fig. 253).

AR-lager

Film tjocklek d och brytningsindexen för glas nc och film n kan väljas så att vågorna som reflekteras från filmens båda ytor tar ut varandra. För att göra detta måste deras amplituder vara lika, och den optiska vägskillnaden är lika med - (se (172.3)). Beräkningen visar att amplituderna för de reflekterade strålarna är lika om

(175.1)

Sedan n med, n och luftens brytningsindex n 0 uppfyller villkoren n c > n > n 0 , då inträffar förlusten av halvvågen på båda ytorna; därav minimivillkoret (antag att ljuset infaller normalt, dvs. I = 0)

var nd- optisk filmtjocklek. Vanligtvis ta då m = 0

Således, om villkor (175.1) är uppfyllt och filmens optiska tjocklek är lika med  0 /4, släcks de reflekterade strålarna som ett resultat av interferens. Eftersom det är omöjligt att uppnå samtidig släckning för alla våglängder, görs detta vanligtvis för den våglängd som är mest mottaglig för ögat  0  0,55 μm. Därför har linser med belagd optik en blåröd nyans.

Skapandet av mycket reflekterande beläggningar blev möjligt endast på grundval av flervägsinterferens. Till skillnad från tvåstrålsinterferens, som vi hittills har övervägt, uppstår flervägsinterferens när ett stort antal koherenta ljusstrålar överlagras. Intensitetsfördelningen i interferensmönstret skiljer sig signifikant; interferensmaxima är mycket smalare och ljusare än när två koherenta ljusstrålar är överlagrade. Den resulterande amplituden av ljussvängningar med samma amplitud vid intensitetsmaxima, där additionen sker i samma fas, i N gånger mer, och intensiteten i N 2 gånger mer än från en stråle (N är antalet störande strålar). Observera att för att hitta den resulterande amplituden är det bekvämt att använda den grafiska metoden, med den roterande amplitudvektormetoden (se § 140). Flervägsinterferens utförs i ett diffraktionsgitter (se § 180).

Flervägsinterferens kan implementeras i ett flerskiktssystem av alternerande filmer med olika brytningsindex (men samma optiska tjocklek lika med  0 /4) avsatta på en reflekterande yta (Fig. 254). Det kan visas att vid filmgränssnittet (mellan två ZnS-lager med ett högt brytningsindex n 1 det finns en kryolitfilm med ett lägre brytningsindex n 2) stort antal reflekterade interfererande strålar, som med den optiska tjockleken hos filmerna  0 /4 kommer att förbättras ömsesidigt, d.v.s. reflektionskoefficienten ökar. karaktäristiskt drag Ett sådant högreflekterande system är att det arbetar i ett mycket smalt spektralområde, och ju större reflektionskoefficienten är, desto smalare är denna region. Till exempel ger ett system med sju filmer för ett område på 0,5 μm en reflektans på   96 % (med en transmittans på  3,5 % och en absorptionskoefficient på<0,5%). Подобные отражатели применяются в лазерной технике, а также используются для создания интерференционных светофильтров (узкополосных оптических фильтров).

Fenomenet interferens används också i mycket exakta mätinstrument som kallas interferometrar. Alla interferometrar är baserade på samma princip och skiljer sig endast i design. På fig. 255 visar ett förenklat diagram över Michelson-interferometern.

Monokromatiskt ljus från källa S faller i en vinkel av 45° på en planparallell platta Р 1 . Den sida av rekordet borta från S , silverfärgad och genomskinlig, delar upp strålen i två delar: stråle 1 (reflekteras från silverskiktet) och stråle 2 (går igenom vetot). Stråle 1 reflekteras från spegel M 1 och återvänder tillbaka, passerar återigen genom plattan Pi (stråle l"). Stråle 2 går till spegeln M 2, reflekteras från den, går tillbaka och reflekteras från plattan R 1 (balk 2). Eftersom den första av strålarna passerar genom plattan P 1 två gånger, sedan för att kompensera för den resulterande vägskillnaden, placeras en platta P 2 i banan för den andra strålen (exakt samma som P 1 , bara inte täckt med ett lager silver).

Balkar 1 och 2" är koherenta; därför kommer interferens att observeras, vars resultat beror på den optiska vägskillnaden för strålen 1 från punkten O för att spegla M 1 och stråle 2 från punkt O till spegeln M 2 . När en av speglarna flyttas till ett avstånd av  0/4, kommer skillnaden mellan banorna för båda strålarna att öka med  0/2 och belysningen av synfältet ändras. Därför kan man genom en liten förskjutning av interferensmönstret bedöma den lilla förskjutningen av en av speglarna och använda Michelson-interferometern för noggrann (ca 10-7 m) mätning av längder (mätning av kroppars längd, ljusets våglängd). , förändringar i en kropps längd med temperaturförändringar (interferensdilatometer)).

Den ryske fysikern V.P. Linnik (1889-1984) använde principen för Michelson-interferometern för att skapa en mikrointerferometer (en kombination av en interferometer och ett mikroskop) som användes för att kontrollera ytfinishen.

Interferometrar är mycket känsliga optiska enheter som låter dig bestämma mindre förändringar i brytningsindex för transparenta kroppar (gaser, vätskor och fasta ämnen) beroende på tryck, temperatur, föroreningar etc. Sådana interferometrar kallas interferensrefraktometrar. På vägen för de störande strålarna finns två identiska kyvetter med en längd l, av vilka den ena är fylld, till exempel, med en gas med ett känt (n 0), och det andra med ett okänt (n z) brytningsindex. Den ytterligare optiska vägskillnaden som har uppstått mellan de störande strålarna  \u003d (n z - n 0) l. En förändring i vägskillnaden kommer att leda till en förskjutning av interferenskanterna. Denna förskjutning kan karakteriseras av värdet

där m 0 visar med vilken del av interferensfransens bredd som interferensmönstret har förskjutits. Mätning av värdet på m 0 med känd l, m 0 och  kan du beräkna n z eller ändra n z - n 0 . Till exempel när interferensmönstret förskjuts med 1/5 av kanten vid l\u003d 10 cm och  \u003d 0,5 mikron (nz - n 0) \u003d 10 -6, d.v.s. interferensrefraktometrar låter dig mäta förändringen i brytningsindex med mycket hög noggrannhet (upp till 1/1 000 000).

Användningen av interferometrar är mycket varierande. Utöver ovanstående används de för att studera kvaliteten på tillverkningen av optiska delar, mäta vinklar, studera snabba processer som sker i luften som strömmar runt flygplan etc. Med hjälp av en interferometer jämförde Michelson för första gången den internationella standarden för en meter med längden på en vanlig ljusvåg. Med hjälp av interferometrar studerades även ljusets utbredning i rörliga kroppar, vilket ledde till grundläggande förändringar i idéerna om rum och tid.

Gymnastiksal 144

abstrakt

Ljusets hastighet.

Ljus störningar.

stående vågor.

Elev i 11:e klass

Korchagin Sergey

St Petersburg 1997.

Ljus är en elektromagnetisk våg.

På 1600-talet uppstod två teorier om ljus: våg och korpuskulär. Den korpuskulära 1-teorin föreslogs av Newton och vågteorin av Huygens. Enligt Huygens är ljus vågor som fortplantar sig i ett speciellt medium - eter, som fyller hela rymden. De två teorierna har funnits sida vid sida under lång tid. När en av teorierna inte förklarade ett fenomen förklarades det av en annan teori. Till exempel kunde den rätlinjiga utbredningen av ljus, vilket leder till bildandet av skarpa skuggor, inte förklaras på grundval av vågteori. Men i början av 1800-talet upptäcktes sådana fenomen som diffraktion 2 och interferens 3, vilket gav upphov till tankar om att vågteorin slutligen besegrade den korpuskulära. Under andra hälften av 1800-talet visade Maxwell att ljus är ett specialfall av elektromagnetiska vågor. Dessa verk fungerade som grunden för den elektromagnetiska teorin om ljus. Men i början av 1900-talet upptäckte man att när det sänds ut och absorberas, beter sig ljus som en ström av partiklar.

Ljusets hastighet.

Det finns flera sätt att bestämma ljusets hastighet: astronomiska och laboratoriemetoder.

Ljusets hastighet mättes första gången av den danske forskaren Roemer 1676 med den astronomiska metoden. Han registrerade tiden då den största av Jupiters månar, Io, befann sig i skuggan av denna enorma planet. Roemer gjorde mätningar i det ögonblick då vår planet var närmast Jupiter, och i det ögonblick då vi var lite (enligt astronomiska termer) längre bort från Jupiter. I det första fallet var intervallet mellan utbrotten 48 timmar 28 minuter. I det andra fallet var satelliten 22 minuter försenad. Av detta drogs slutsatsen att ljuset behöver 22 minuter för att resa avståndet från platsen för den tidigare observationen till platsen för den nuvarande observationen. Han kände till avståndet och tidsfördröjningen för Io och beräknade ljusets hastighet, som visade sig vara enorm, cirka 300 000 km/s 4 .

För första gången mättes ljusets hastighet med laboratoriemetoden av den franske fysikern Fizeau 1849. Han fick värdet på ljusets hastighet lika med 313 000 km/s.

Enligt moderna data är ljusets hastighet 299 792 458 m/s ±1,2 m/s.

Ljus störningar.

Det är ganska svårt att få en bild av interferensen från ljusvågor. Anledningen till detta är att ljusvågorna som emitteras av olika källor inte överensstämmer med varandra. De måste ha samma våglängder och en konstant fasskillnad vid vilken punkt som helst i rymden 5 . Lika våglängder är inte svårt att uppnå med ljusfilter. Men det är omöjligt att inse en konstant fasskillnad, på grund av det faktum att atomer från olika källor avger ljus oberoende av varandra 6 .

Icke desto mindre kan störningen av ljus observeras. Till exempel iriserande överflöde av färger på en såpbubbla eller på en tunn film av fotogen eller olja på vatten. Den engelske vetenskapsmannen T. Jung var den första som kom till den briljanta idén att färg förklaras av tillägget av vågor, varav en reflekteras från den yttre ytan och den andra från den inre. I detta fall uppstår interferens av 7 ljusvågor. Resultatet av interferens beror på ljusets infallsvinkel på filmen, dess tjocklek och våglängd.

stående vågor.

Det märktes att om ena änden av repet svängs med en korrekt vald frekvens (dess andra ände är fixerad), kommer en kontinuerlig våg att löpa till den fasta änden, som sedan kommer att reflekteras med förlusten av en halvvåg. Interferensen från incidenten och den reflekterade vågen kommer att resultera i en stående våg som verkar vara stationär. Stabiliteten för denna våg uppfyller villkoret:

L=nl/2, l=u/n, L=nu/n,

Där L * är längden på repet; n * 1,2,3, etc; u * är hastigheten för vågutbredning, som beror på repets spänning.

Stående vågor exciteras i alla kroppar som kan svänga.

Bildandet av stående vågor är ett resonansfenomen som uppstår vid kroppens resonans- eller naturliga frekvenser. Punkter där interferens avbryts kallas noder, och punkter där interferens är förstärkt är antinoder.

Ljus ѕ elektromagnetisk våg………………………………………………..2

Ljusets hastighet …………………………………………………………………2

Ljusstörningar………………………………………………………….3

Stående vågor………………………………………………………………………3

Physics 11 (G.Ya. Myakishev B.B. Lukhovtsev)

Fysik 10 (N.M. Shakhmaev S.N. Shakhmaev)

Stödjande anteckningar och testuppgifter (G.D. Luppov)

1 Det latinska ordet "kropp" översatt till ryska betyder "partikel".

2 Runda hinder med ljus.

3 Fenomenet med förstärkning eller dämpning av ljus vid överlagring av ljusstrålar.

4 Roemer fick själv ett värde på 215 000 km/s.

5 Vågor med samma längd och konstant fasskillnad kallas koherenta.

6 De enda undantagen är kvantljuskällor - lasrar.

7 Tillägget av två vågor, som ett resultat av vilket det finns en tidsstabil förstärkning eller försvagning av de resulterande ljusvibrationerna vid olika punkter i rymden.

Ljusets natur

De första idéerna om ljusets natur uppstod bland de gamla grekerna och egyptierna. Med uppfinningen och förbättringen av olika optiska instrument (paraboliska speglar, mikroskop, spotting scope) utvecklades och transformerades dessa idéer. I slutet av 1600-talet uppstod två teorier om ljus: korpuskulär(I. Newton) och Vinka(R. Hooke och H. Huygens).

vågteori betraktade ljus som en vågprocess, liknande mekaniska vågor. Vågteorin byggde på Huygens princip. Stora förtjänster i utvecklingen av vågteorier tillhör den engelske fysikern T. Jung och den franske fysikern O. Fresnel, som studerade fenomenen interferens och diffraktion. En uttömmande förklaring av dessa fenomen kunde endast ges på basis av vågteorin. En viktig experimentell bekräftelse på giltigheten av vågteorin erhölls 1851, när J. Foucault (och oberoende A. Fizeau) mätte ljusets utbredningshastighet i vatten och fick värdet υ < c.

Även om vågteorin var allmänt accepterad i mitten av 1800-talet, förblev frågan om ljusvågornas natur olöst.

På 60-talet av XIX-talet etablerade Maxwell de allmänna lagarna för det elektromagnetiska fältet, vilket ledde honom till slutsatsen att ljus är elektromagnetiska vågor. En viktig bekräftelse på denna synvinkel var sammanträffandet av ljusets hastighet i vakuum med den elektrodynamiska konstanten:

\(~c = \dfrac(1)(\sqrt(\varepsilon_0 \mu_0))\) .

Ljusets elektromagnetiska natur upptäcktes efter experiment av G. Hertz (1887–1888) på studiet av elektromagnetiska vågor. I början av 1900-talet, efter P. N. Lebedevs experiment med att mäta ljustryck (1901), förvandlades den elektromagnetiska teorin om ljus till ett fast etablerat faktum.

Den viktigaste rollen för att klargöra ljusets natur spelades av den experimentella bestämningen av dess hastighet. Sedan slutet av 1600-talet har upprepade försök gjorts att mäta ljusets hastighet med olika metoder (A. Fizeaus astronomiska metod, A. Michelsons metod). Modern laserteknik gör det möjligt att mäta ljusets hastighet med mycket hög noggrannhet baserat på oberoende våglängdsmätningar λ och ljusets frekvenser ν (c = λ · ν ). På så sätt hittades värdet c= 299792458 ± 1,2 m/s, överskridande i noggrannhet alla tidigare erhållna värden med mer än två storleksordningar.

Ljus spelar en oerhört viktig roll i våra liv. Den överväldigande mängd information om världen runt en person får med hjälp av ljus. Men i optik som en gren av fysiken förstås ljus inte bara synligt ljus, men också breda intervall av det elektromagnetiska strålningsspektrumet intill det - infraröd(IR) och UV(UV). Enligt sin fysiska egenskap är ljus i grunden omöjligt att skilja från elektromagnetisk strålning från andra områden - olika delar av spektrumet skiljer sig från varandra endast i våglängd λ och frekvens ν .

För att mäta våglängder i det optiska området används längdenheter 1 nanometer(nm) och 1 mikrometer(µm):

1 nm = 10-9 m = 10-7 cm = 10-3 um.

Synligt ljus upptar ett område på cirka 400 nm till 780 nm, eller 0,40 µm till 0,78 µm.

Ett periodiskt föränderligt elektromagnetiskt fält som utbreder sig i rymden är elektromagnetisk våg.

De viktigaste egenskaperna hos ljus som en elektromagnetisk våg

När ljus utbreder sig vid varje punkt i rymden inträffar periodiskt upprepade förändringar i de elektriska och magnetiska fälten. Det är lämpligt att representera dessa förändringar i form av oscillationer av vektorerna för den elektriska fältstyrkan \(~\vec E\) och magnetfältsinduktionen \(~\vec B\) vid varje punkt i rymden. Ljus är en tvärgående våg, eftersom \(~\vec E \perp \vec \upsilon\) och \(~\vec B \perp \vec \upsilon\) .
Svängningarna av vektorerna \(~\vec E\) och \(~\vec B\) vid varje punkt av den elektromagnetiska vågen uppträder i samma faser och i två inbördes vinkelräta riktningar \(~\vec E \perp \vec B\) vid varje punktutrymme.
Ljusperioden som en elektromagnetisk våg (frekvens) är lika med perioden (frekvensen) av svängningar från källan till elektromagnetiska vågor. För elektromagnetiska vågor är förhållandet \(~\lambda = \upsilon \cdot T = \dfrac(\upsilon)(\nu)\) sant. I vakuum är \(~\lambda_0 = c \cdot T = \dfrac(c)(\nu)\) den största våglängden jämfört med λ i en annan miljö pga ν = const och endast ändringar υ och λ när man flyttar från en miljö till en annan.
Ljus är en bärare av energi och energiöverföringen sker i vågens utbredningsriktning. Den volymetriska energitätheten för ett elektromagnetiskt fält ges av \(~\omega_(em) = \dfrac(\varepsilon \cdot \varepsilon_0 \cdot E^2)(2) + \dfrac(B^2)(2 \cdot \mu \cdot \mu_0)\)
Ljus, liksom andra vågor, fortplantar sig i en rak linje i ett homogent medium, genomgår brytning när det passerar från ett medium till ett annat och reflekteras från metallbarriärer. De kännetecknas av fenomenen diffraktion och interferens.

Ljus störningar

För att observera våginterferens på vattenytan användes två vågkällor (två kulor fixerade på en oscillerande stav). Det är omöjligt att erhålla ett interferensmönster (omväxlande minima och maxima för belysning) med två konventionella oberoende ljuskällor, till exempel två elektriska glödlampor. Att tända en annan glödlampa ökar bara belysningen av ytan, men skapar inte en växling av minima och maxima av belysning.

För att ett stabilt interferensmönster ska kunna observeras när ljusvågor överlagras, är det nödvändigt att vågorna är koherenta, det vill säga att de har samma våglängd och en konstant fasskillnad.

Varför är ljusvågor från två källor inte koherenta?

Interferensmönstret från två källor, som vi har beskrivit, uppstår endast när monokromatiska vågor av samma frekvens läggs till. För monokromatiska vågor är fasskillnaden för oscillationer vid vilken punkt som helst i rymden konstant.

Vågor med samma frekvens och konstant fasskillnad kallas sammanhängande.

Endast koherenta vågor, överlagrade på varandra, ger ett stabilt interferensmönster med ett oföränderligt arrangemang i rymden av maxima och minima för svängningarna. Ljusvågor från två oberoende källor är inte koherenta. Källornas atomer utstrålar ljus oberoende av varandra som separata "snatches" (tåg) av sinusformade vågor. Varaktigheten av kontinuerlig emission av en atom är cirka 10 s. Under denna tid färdas ljuset en väg som är cirka 3 m lång (Fig. 1).

Dessa vågtåg från båda källorna är överlagrade på varandra. Fasskillnaden för svängningar vid någon punkt i rymden förändras kaotiskt med tiden beroende på hur tågen från olika källor förskjuts i förhållande till varandra vid en given tidpunkt. Vågor från olika ljuskällor är osammanhängande på grund av att skillnaden i de inledande faserna inte förblir konstant. Faser φ 01 och φ 02 ändras slumpmässigt, och på grund av detta ändras fasskillnaden för de resulterande svängningarna vid någon punkt i rymden slumpmässigt.

Med slumpmässiga avbrott och förekomsten av svängningar ändras fasskillnaden slumpmässigt, med beaktande av observationstiden τ alla möjliga värden från 0 till 2 π . Som ett resultat, över tid τ mycket längre än tiden för oregelbundna fasförändringar (i storleksordningen 10 -8 s), medelvärdet av cos ( φ 1 – φ 2) i formeln

\(~I = 4 I_0 \cos^2 \dfrac(\varphi_1 - \varphi_2)(2) = 2 I_0 \) .

är lika med noll. Ljusets intensitet visar sig vara lika med summan av intensiteterna från de enskilda källorna, och inget interferensmönster kommer att observeras. Ljusvågornas inkoherens är huvudorsaken till att ljus från två källor inte ger ett interferensmönster. Detta är den främsta, men inte den enda anledningen. En annan anledning är att ljusets våglängd, som vi snart ska se, är mycket kort. Detta komplicerar avsevärt observationen av störningar, även om man har koherenta vågkällor.

Förutsättningar för maxima och minima för interferensmönstret

Som ett resultat av överlagringen av två eller flera koherenta vågor i rymden, interferensmönster, vilket är en växling av maxima och minima för ljusintensiteten, och därmed skärmens belysning.

Ljusintensiteten vid en given punkt i rymden bestäms av svängningarnas fasskillnad φ 1 – φ 2. Om källornas svängningar är i fas, då φ 01 – φ 02 = 0 och

\(~\Delta \varphi = \varphi_1 - \varphi_2 = 2 \pi \dfrac(r_2 - r_1)(\lambda)\) . (ett)

Fasskillnaden bestäms av skillnaden i avstånd från källorna till observationspunkten Δ r = r 1 – r 2 (avståndsskillnad kallas slagskillnad ). På de punkter i rymden som tillståndet

\(~\Delta r = r_1 - r_2 = k \lambda ; k = 0, 1, 2, \ldots\) . (2)

vågorna, som summeras, förstärker varandra, och den resulterande intensiteten är 4 gånger större än intensiteten för var och en av vågorna, dvs. observerade maximal . Tvärtom, kl

\(~\Delta r = r_1 - r_2 = \dfrac(\lambda)(2) (2k + 1)\) . (3)

vågor tar ut varandra jag= 0), dvs. observerade minimum .

Huygens–Fresnel-principen

Vågteorin är baserad på Huygens-principen: varje punkt som en våg når fungerar som centrum för sekundära vågor, och dessa vågors envelopp anger vågfrontens position vid nästa ögonblick i tiden.

Låt en plan våg normalt falla på ett hål i en ogenomskinlig skärm (Fig. 2). Enligt Huygens tjänar varje punkt i sektionen av vågfronten som särskiljs av hålet som en källa för sekundära vågor (i ett homogent isotropiskt medium är de sfäriska). Efter att ha konstruerat de sekundära vågornas hölje under ett visst ögonblick ser vi att vågfronten går in i området för den geometriska skuggan, d.v.s. vågen går runt hålets kanter.

Huygens-principen löser bara problemet med utbredningsriktningen för vågfronten, förklarar fenomenet diffraktion, men tar inte upp frågan om amplituden och följaktligen intensiteten hos vågor som utbreder sig i olika riktningar. Fresnel lade fysisk mening i Huygens princip och kompletterade den med idén om interferens av sekundära vågor.

Enligt Huygens-Fresnel princip, kan en ljusvåg exciterad av någon källa S representeras som resultatet av en överlagring av koherenta sekundära vågor "utstrålade" av fiktiva källor.

Oändligt små element av varje sluten yta som omsluter källan S kan fungera som sådana källor. Vanligtvis väljs en av vågytorna som denna yta, så alla fiktiva källor verkar i fas. Sålunda är vågorna som utbreder sig från källan resultatet av interferensen av alla koherenta sekundära vågor. Fresnel uteslöt möjligheten av förekomsten av bakåtriktade sekundära vågor och antog att om en ogenomskinlig skärm med ett hål är placerad mellan källan och observationspunkten, så är amplituden för sekundärvågorna på skärmens yta noll, och i hålet är det samma som i frånvaro av en skärm. Att ta hänsyn till sekundärvågornas amplituder och faser gör det möjligt att i varje specifikt fall hitta amplituden (intensiteten) för den resulterande vågen vid vilken punkt som helst i rymden, d.v.s. att bestämma lagarna för ljusets utbredning.

Metoder för att erhålla ett interferensmönster

Idé av Augustin Fresnel

För att erhålla sammanhängande ljuskällor fann den franske fysikern Augustin Fresnel (1788-1827) 1815 ett enkelt och genialiskt sätt. Det är nödvändigt att dela upp ljuset från en källa i två strålar och tvinga dem att gå igenom olika vägar, föra dem samman. Sedan kommer vågtåget som emitteras av en enskild atom att delas upp i två sammanhängande tåg. Detta kommer att vara fallet för tåg av vågor som emitteras av varje atom i källan. Ljuset som sänds ut av en enda atom producerar ett bestämt interferensmönster. När dessa bilder överlagras på varandra erhålls en ganska intensiv fördelning av belysning på skärmen: interferensmönstret kan observeras.

Det finns många sätt att erhålla koherenta ljuskällor, men deras kärna är densamma. Genom att dela strålen i två delar erhålls två imaginära ljuskällor som ger koherenta vågor. För detta används två speglar (Fresnel-bispeglar), en biprisma (två prismor vikta vid baserna), en bilens (en lins skuren på mitten med halvorna isär) etc.

Newtons ringar

Det första experimentet om observation av ljusinterferens i laboratoriet tillhör I. Newton. Han observerade ett interferensmönster som härrörde från reflektion av ljus i ett tunt luftgap mellan en plan glasplatta och en plankonvex lins med en stor krökningsradie. Interferensmönstret såg ut som koncentriska ringar, kallade Newtons ringar(Fig. 3 a, b).

Newton kunde inte förklara ur den korpuskulära teorins synvinkel varför ringar uppstår, men han förstod att detta berodde på någon slags periodicitet av ljusprocesser.

Youngs experiment med två slitsar

Experimentet som T. Jung föreslagit visar på ett övertygande sätt ljusets vågnatur. För att bättre förstå resultaten av Youngs experiment är det användbart att först överväga situationen där ljus passerar genom en enda slits i en skiljevägg. I enkelslitsexperimentet passerar monokromatiskt ljus från en källa genom en smal slits och spelas in på en skärm. Det är oväntat att med en tillräckligt smal slits inte en smal lysande remsa (bilden av slitsen) syns på skärmen, utan en jämn fördelning av ljusintensiteten, som har ett maximum i mitten och gradvis minskar mot kanterna. Detta fenomen beror på ljusets diffraktion genom en slits och är också en konsekvens av ljusets vågnatur.

Låt nu två skåror göras i mellanväggen (fig. 4). Om man successivt stänger den ena eller andra slitsen kan man vara övertygad om att intensitetsfördelningsmönstret på skärmen kommer att vara detsamma som i fallet med en slits, men endast läget för intensitetsmaximum kommer varje gång att motsvara läget för den öppna slits. Om båda slitsarna öppnas, visas en omväxlande sekvens av ljusa och mörka ränder på skärmen, och ljusstyrkan på de ljusa ränderna minskar med avståndet från mitten.

Vissa tillämpningar av störningar

Tillämpningarna av interferens är mycket viktiga och omfattande.

Det finns speciella enheter interferometrar- vars åtgärd är baserad på fenomenet interferens. Deras syfte kan vara olika: noggrann mätning av ljusvåglängder, mätning av brytningsindex för gaser, etc. Det finns interferometrar för speciella ändamål. En av dem, designad av Michelson för att fånga mycket små förändringar i ljusets hastighet, kommer att diskuteras i kapitlet "Fundamentals of Relativity".

Vi kommer att fokusera på endast två tillämpningar av störningar.

Ytkvalitetskontroll

Med hjälp av interferens är det möjligt att utvärdera kvaliteten på slipning av produktens yta med ett fel på upp till 10 -6 cm. För att göra detta måste du skapa ett tunt lager av luft mellan provets yta och en mycket slät referensplatta (fig. 5).

Då kommer ytojämnheter upp till 10-6 cm att orsaka märkbar krökning av interferensfransarna som bildas när ljus reflekteras från ytan som testas och referensplattans nedre yta.

I synnerhet kan kvaliteten på linslipningen kontrolleras genom att observera Newtons ringar. Ringarna kommer att vara regelbundna cirklar endast om linsens yta är strikt sfärisk. Varje avvikelse från sfäricitet större än 0,1 λ kommer att ha en märkbar effekt på formen på ringarna. Där det finns en utbuktning på linsen kommer ringarna att bukta ut mot mitten.

Det är märkligt att den italienska fysikern E. Torricelli (1608-1647) kunde slipa linser med ett fel på upp till 10 -6 cm Hans linser förvaras i museet och deras kvalitet kontrolleras med moderna metoder. Hur lyckades han göra det? Det är svårt att svara på denna fråga. På den tiden gavs hantverkets hemligheter vanligtvis inte ut. Tydligen upptäckte Torricelli interferensringar långt före Newton och gissade att de kunde användas för att kontrollera kvaliteten på slipningen. Men, naturligtvis, kunde Torricelli inte ha någon aning om varför ringarna dyker upp.

Vi noterar också att man med nästan strikt monokromatiskt ljus kan observera ett interferensmönster när det reflekteras från plan som ligger på ett stort avstånd från varandra (i storleksordningen flera meter). Detta gör att du kan mäta avstånd på hundratals centimeter med ett fel på upp till 10 -6 cm.

Upplysning av optik

Linserna i moderna kameror eller filmprojektorer, ubåtsperiskop och olika andra optiska anordningar består av ett stort antal optiska glasögon - linser, prismor, etc. Genom att passera genom sådana anordningar reflekteras ljus från många ytor. Antalet reflekterande ytor i moderna fotografiska linser överstiger 10, och i ubåtsperiskop når det 40. När ljus faller vinkelrätt mot ytan reflekteras 5-9% av den totala energin från varje yta. Därför passerar ofta bara 10-20% av ljuset som kommer in genom enheten. Som ett resultat blir bildens belysning låg. Dessutom försämras bildkvaliteten. En del av ljusstrålen, efter flera reflektioner från interna ytor, passerar fortfarande genom den optiska enheten, men är spridd och deltar inte längre i att skapa en tydlig bild. I fotografiska bilder, till exempel, bildas en "slöja" av denna anledning.

För att eliminera dessa obehagliga konsekvenser av ljusreflektion från ytorna på optiska glasögon är det nödvändigt att minska andelen av den reflekterade ljusenergin. Bilden som ges av enheten blir samtidigt ljusare, "är upplyst". Det är härifrån termen kommer. upplysning av optik.

Upplysning av optik bygger på interferens. En tunn film med ett brytningsindex appliceras på ytan av ett optiskt glas, såsom en lins. n n, mindre än glasets brytningsindex n med. För enkelhetens skull, låt oss överväga fallet med normalt ljusinfall på filmen (fig. 6).

Villkoret att vågorna som reflekteras från filmens övre och nedre ytor tar bort varandra kan skrivas (för en film med minsta tjocklek) enligt följande:

\(~2h = \dfrac(\lambda)(2 n_n)\) . (4)

där \(~\dfrac(\lambda)(n_n)\) är våglängden i filmen, och 2 h- slagskillnad.

Om amplituderna för båda reflekterade vågorna är desamma eller mycket nära varandra, kommer ljusets utsläckning att vara fullständig. För att uppnå detta väljs filmens brytningsindex på lämpligt sätt, eftersom intensiteten hos det reflekterade ljuset bestäms av förhållandet mellan brytningsindexen för de två intilliggande medierna.

Vitt ljus faller på linsen under normala förhållanden. Uttryck (4) visar att den erforderliga filmtjockleken beror på våglängden. Därför är det omöjligt att undertrycka de reflekterade vågorna för alla frekvenser. Filmtjockleken väljs så att fullständig utsläckning vid normalt infall inträffar för våglängderna i den mellersta delen av spektrumet (grön färg, λz = 5,5·10 -7 m); det ska vara lika med en fjärdedel av våglängden i filmen:

\(~h = \dfrac(\lambda)(4 n_n)\) . (4)

Reflexionen av ljuset från de extrema delarna av spektrumet - rött och violett - dämpas något. Därför har en lins med belagd optik i reflekterat ljus en lila nyans. Nu har även enkla billiga kameror belagd optik. Sammanfattningsvis betonar vi än en gång att ljusets utsläckning av ljus inte betyder omvandling av ljusenergi till andra former. Precis som med interferens av mekaniska vågor innebär dämpningen av vågor av varandra i ett givet område av rymden att ljusenergi helt enkelt inte kommer in här. Dämpning av reflekterade vågor i en lins med belagd optik gör att allt ljus passerar genom linsen.

Bilaga

Tillägg av två monokromatiska vågor

Låt oss överväga mer detaljerat tillägget av två harmoniska vågor med samma frekvens ν vid något tillfälle MEN homogent medium, förutsatt att källorna till dessa vågor S 1 och S 2 är från punkten MEN på avstånd, respektive. l 1 och l 2 (fig. 7).

Låt oss för enkelhetens skull anta att de betraktade vågorna är antingen longitudinella eller tvärgående polariserade, och att deras amplituder är lika med a 1 och a 2. Sedan, enligt \(~x(s,t) = a \cdot \sin (\omega t - k s + \varphi_0)\), ekvationerna för dessa vågor vid punkten MEN ser ut som

\(~x_1(l_1,t) = a_1 \cdot \sin (\omega t - k l_1 + \varphi_(01))\) . (5) \(~x_2(l_2,t) = a_2 \cdot \sin (\omega t - k l_2 + \varphi_(02))\) . (6)

Ekvationen för den resulterande vågen, som är en överlagring av vågorna (5), (6), är deras summa:

\(~x(t) = x_1(l_1,t) + x_2(l_2,t) = a \cdot \sin (\omega t + \varphi)\), (7)

Dessutom, vilket kan bevisas med hjälp av cosinussatsen känd från geometrin, bestäms kvadraten på amplituden för den resulterande svängningen av formeln

\(~a^2 = a^2_1 + a^2_2 + 2 a_1 a_2 \cos \Delta \varphi\)> , (8)

där ∆ φ - oscillationsfasskillnad:

\(~\Delta \varphi = k(l_1 - l_2) - (\varphi_(01) - \varphi_(02))\) . (nio)

(Uttryck för den inledande fasen φ 01 av den resulterande svängningen, kommer vi inte att ge på grund av dess besvärlighet).

Från (8) kan man se att amplituden för den resulterande svängningen är en periodisk funktion av vägskillnaden Δ l. Om vågvägsskillnaden är sådan att fasskillnaden Δ φ är lika med

\(~\Delta \varphi = \pm 2 \pi n ; n = 0, 1, 2, \ldots\) , (10)

då vid punkten MEN amplituden för den resulterande vågen kommer att vara maximal ( maximalt tillstånd), om

\(~\Delta \varphi = \pm (2n +1) \pi\) , (11)

sedan amplituden vid punkten MEN minimum ( minimivillkor).

För enkelhetens skull antar det φ 01 = φ 02 och a 1 = a 2 , och med hänsyn till likheten \(~k = \dfrac(\omega)(\upsilon) = \dfrac(2 \pi)(\lambda)\), villkor (10) och (11) och motsvarande uttryck för amplituden a kan vi skriva i formen:

\(~\Delta l = \pm n \lambda\) ( maximalt tillstånd), (12)

och då a = a 1 + a 2 och

\(~\Delta l = \pm (2n +1) \dfrac(\lambda)(2)\) ( minimivillkor), (13)

och då a = 0.

Litteratur

Myakishev G.Ya. Fysik: Optik. Kvantfysiken. Betyg 11: Proc. för fördjupade studier av fysik / G.Ya. Myakishev, A.Z. Sinyakov. – M.: Bustard, 2002. – 464 sid.
Burov L.I., Strelchenya V.M. Fysik från A till Ö: för studenter, sökande, handledare. - Minsk: Paradox, 2000. - 560 sid.