Posmatranja širenja talasa na površini vode iz dva ili više izvora pokazuju da talasi prolaze jedan kroz drugi, a da uopšte ne utiču jedni na druge. Na isti način, zvučni talasi ne utiču jedni na druge. Kada orkestar svira, zvuci svakog instrumenta dolaze do nas potpuno isti kao da svaki instrument svira zasebno.

Ova eksperimentalno utvrđena činjenica objašnjava se činjenicom da, u granicama elastične deformacije, kompresija ili rastezanje tijela u jednom smjeru ne utječe na njihova elastična svojstva kada se deformiraju u bilo kojem drugom smjeru. Dakle, u svakoj tački do koje dosežu valovi iz različitih izvora, rezultat je djelovanja nekoliko valova u bilo kojem trenutku jednak zbiru rezultate svakog talasa posebno. Ovaj obrazac se naziva princip superpozicije.

Interferencija talasa.

Da bismo stekli dublje razumijevanje sadržaja principa superpozicije, izvedimo sljedeći eksperiment.

U kupki s valovima, koristeći vibrator sa dvije šipke, stvorit ćemo dva točkasta izvora valova iste frekvencije

oklevanje. Zapažanja pokazuju da se u ovom slučaju pojavljuje poseban obrazac širenja talasa u kupelji talasa. Na površini vode postoje pruge na kojima nema vibracija (Sl. 226).

Sličan fenomen se može naći u eksperimentima sa zvučnim valovima. Ugradimo dva dinamička zvučnika i spojimo ih na izlaz jednog generatora zvuka. Krećući se na kratke udaljenosti u učionici, možete čuti da je zvuk glasan na nekim mjestima u prostoru, a tih na drugim mjestima. Zvučni talasi iz dva izvora jačaju jedan drugog u nekim tačkama u prostoru, a slabe jedan drugog na drugim (Sl. 227).

Fenomen povećanja ili smanjenja amplitude rezultujućeg talasa kada se dodaju dva ili više talasa sa istim periodima oscilovanja naziva se interferencija talasa.

Fenomen interferencije talasa nije u suprotnosti sa principom superpozicije. U tačkama sa nultom amplitudom oscilacija, dva talasa koja se susreću ne „poništavaju” jedan drugog, oba se dalje šire bez promena.

Uslovi za minimalne i maksimalne smetnje.

Amplituda oscilacija je nula pri

one tačke u prostoru u koje dolaze talasi iste amplitude i frekvencije sa faznim pomakom oscilacija za polovinu perioda oscilovanja. Uz isti zakon oscilacije dva izvora talasa, razlika će biti polovina perioda oscilovanja, pod uslovom da je razlika u udaljenostima od izvora talasa do ove tačke jednaka polovini talasne dužine:

ili neparan broj polutalasa:

Razlika se zove razlika putanja interferentnih talasa i uslov

se zove minimalni uslov interferencije.

Maksimumi interferencije se uočavaju u tačkama u prostoru gde talasi dolaze sa istom fazom oscilovanja. S obzirom na isti zakon oscilacije dva izvora, da bi se zadovoljio ovaj uslov, razlika putanje mora biti jednaka cijelom broju valova:

Koherencija.

Interferencija talasa je moguća samo ako je ispunjen uslov koherentnosti. Reč koherentnost znači doslednost. Oscilacije sa istom frekvencijom i konstantnom faznom razlikom tokom vremena nazivaju se koherentne.

Interferencija i zakon održanja energije.

Gde nestaje energija dva talasa na mestima minimuma interferencije? Ako uzmemo u obzir samo jedno mjesto gdje se susreću dva talasa, onda se na takvo pitanje ne može tačno odgovoriti. Širenje talasa nije skup nezavisnih procesa oscilovanja u pojedinačnim tačkama u prostoru. Suština talasnog procesa je prenos energije oscilovanja sa jedne tačke u prostoru na drugu, itd. Kada se talasi interferiraju na mestima minimuma interferencije, energija nastalih oscilacija je zapravo manja od zbira energija dva interferentna talasa. . Ali na mjestima maksimuma interferencije, energija nastalih oscilacija premašuje zbir energija interferentnih valova za potpuno isti iznos koliko se smanjila energija na mjestima interferentnih minimuma. Kada se talasi interferiraju, energija oscilovanja se redistribuira u prostoru, ali se u isto vrijeme striktno poštuje zakon održanja energije.

Frakcija talasa.

Ako smanjite veličinu rupe u prepreci duž putanje vala, što je manja veličina rupe, to će valovi doživjeti veća odstupanja od pravolinijskog smjera širenja (Sl. 228, a, b) . Odstupanje pravca širenja talasa od prave linije na granici prepreke naziva se difrakcija talasa.

Da bismo posmatrali difrakciju zvučnih talasa, povezujemo zvučnike na izlaz generatora zvuka i postavljamo ekran od materijala na putanju zvučnih talasa.

apsorbujući zvučne talase. Pomeranjem mikrofona iza ekrana, možete otkriti da se zvučni talasi takođe snimaju iza ivice ekrana. Promjenom frekvencije zvučnih vibracija, a time i dužine zvučnih valova, može se ustanoviti da je fenomen difrakcije sve uočljiviji sa povećanjem valne dužine.

Difrakcija valova nastaje kada naiđu na prepreku bilo kojeg oblika i veličine. Obično, kada je veličina prepreke ili rupe u prepreci velika u poređenju sa talasnom dužinom, difrakcija talasa je malo primetna. Difrakcija se najjasnije manifestira kada valovi prolaze kroz otvor s dimenzijama reda valne dužine ili kada naiđu na prepreke istih dimenzija. Na dovoljno velikim udaljenostima između izvora talasa, prepreke i mesta na kome se talasi posmatraju, mogu se javiti i pojave difrakcije kod velikih otvora ili prepreka.

Huygens-Fresnel princip.

Na osnovu Huygensovog principa može se dati kvalitativno objašnjenje fenomena difrakcije. Međutim, Hajgensov princip ne može objasniti sve karakteristike širenja talasa. Postavimo barijeru sa širokom rupom na putu ravnih talasa u talasnoj kupki. Iskustvo pokazuje da valovi prolaze kroz rupu i šire se duž prvobitnog smjera zraka. Talasi iz rupe se ne šire u drugim smjerovima. Ovo je u suprotnosti sa Hajgensovim principom, prema kojem sekundarni talasi treba da se šire u svim pravcima od tačaka do kojih dolazi primarni talas.

Postavimo široku barijeru na putu talasa. Iskustvo pokazuje da se talasi ne šire preko prepreke, što je opet u suprotnosti sa Hajgensovim principom. Da bi objasnio fenomene uočene kada talasi naiđu na prepreke, francuski fizičar Augustin Fresnel (1788-1827) je 1815. godine dopunio Hajgensov princip idejama o koherentnosti sekundarnih talasa i njihovoj interferenciji. Odsustvo talasa udaljenih od smjera snopa primarnog vala iza široke rupe prema Huygens-Fresnelovom principu objašnjava se činjenicom da sekundarni koherentni valovi koje emituju različiti dijelovi rupe međusobno interferiraju. Talasa nema na onim mjestima gdje su ispunjeni uslovi minimuma interferencije za sekundarne talase iz različitih oblasti.

Polarizacija talasa.

Interferencija i fenomen difrakcije

primećuju se i tokom širenja uzdužnih i poprečnih talasa. Međutim, poprečni valovi imaju jedno svojstvo koje nemaju longitudinalni valovi - svojstvo polarizacije.

Polarizovani talas je poprečni talas u kome sve čestice osciluju u istoj ravni. Ravno polarizirani val u gumenoj vrpci nastaje kada kraj užeta oscilira u jednoj ravnini. Ako kraj kabela vibrira u različitim smjerovima, tada val koji se širi duž kabela nije polariziran.

Polarizacija ovog vala može se postići postavljanjem prepreke na njegovom putu sa otvorom u obliku uskog proreza. Utor dozvoljava samo vibracije kabla koje se javljaju duž njega. Stoga, nakon prolaska kroz prorez, val postaje polariziran u ravni proreza (Sl. 229). Ako se dalje na putu ravno polarizovanog talasa postavi drugi prorez paralelno sa prvim, tada talas slobodno prolazi kroz njega. Rotiranje drugog proreza u odnosu na prvi za 90° zaustavlja proces širenja talasa u kablu.

Uređaj koji od svih mogućih vibracija odvaja one koje se javljaju u jednoj ravni (prvi prorez) naziva se polarizator. Uređaj koji vam omogućava da odredite ravninu polarizacije vala (drugi prorez) naziva se analizator.

Kao što je gore spomenuto, u prirodnom snopu haotične promjene u smjeru ravnine se dešavaju cijelo vrijeme električno polje. Stoga, ako zamislimo prirodni snop kao zbir dvije međusobno okomite oscilacije, onda je potrebno uzeti u obzir faznu razliku ovih oscilacija da također haotično varira s vremenom.

U § 16 je objašnjeno da neophodan uslov interferencija je koherentnost dodatnih oscilacija. Iz ove okolnosti i iz definicije prirodnog zraka proizilazi jedan od osnovnih zakona interferencije polariziranih zraka koji je ustanovio Arago: ako primimo dvije zrake iz iste prirodne zrake, međusobno okomito polarizirane, tada se ispostavlja da su ove dvije zrake nekoherentni i u budućnosti se ne mogu mešati jedno u drugo.

Nedavno je S.I. Vavilov teorijski i eksperimentalno pokazao da mogu postojati dvije prirodne, naizgled koherentne zrake koje ne ometaju jedna drugu. U tu svrhu, u interferometar na putanji jednog od snopova, postavio je „aktivnu“ supstancu koja rotira ravan polarizacije za 90° (rotacija ravni polarizacije je razmatrana u § 39). Tada vertikalna komponenta oscilacija prirodnog snopa postaje horizontalna, a horizontalna komponenta postaje vertikalna, a rotirane komponente se zbrajaju sa komponentama drugog snopa koje nisu koherentne s njima. Kao rezultat toga, nakon uvođenja supstance, smetnje je nestalo.

Prijeđimo na analizu fenomena interferencije polarizirane svjetlosti uočene u kristalima. Uobičajena šema za posmatranje interferencije u paralelnim snopovima sastoji se (Sl. 140) od kristalnog polarizatora k i analizatora a. Radi jednostavnosti, analizirajmo slučaj kada je os kristala okomita na snop. Onda

Ravno polarizovani snop koji izlazi iz polarizatora u kristalu K će biti podeljen na dva koherentna snopa, polarizovana u međusobno okomitim ravnima i koja putuje u istom pravcu, ali različitim brzinama.

Rice. 140. Šema instalacije za posmatranje smetnji u paralelnim zracima.

Od najvećeg interesa su dvije orijentacije glavnih ravni analizatora i polarizatora: 1) međusobno okomite glavne ravni (ukrštene); 2) paralelne glavne ravni.

Razmotrimo prvo ukršteni analizator i polarizator.

Na sl. 141 ILI označava ravan oscilovanja zraka koji prolazi kroz polarizator; -njegova amplituda; -smjer optičke ose kristala; okomito na osu; OA je glavna ravan analizatora.

Rice. 141. Ka proračunu interferencije polarizirane svjetlosti.

Kristal, takoreći, razlaže vibracije duž osi i na dvije vibracije, odnosno na neobične i obične zrake. Amplituda izvanrednog snopa povezana je s amplitudom a i kutom a na sljedeći način:

Amplituda običnog snopa

Samo projekcija na jednako

i projekcija X u istom pravcu

Tako dobijamo dve oscilacije, polarizovane u istoj ravni, sa jednakim, ali suprotno usmerenim amplitudama. Sabiranje dvije takve oscilacije daje nulu, odnosno dobiva se tama, što odgovara uobičajenom slučaju ukrštenih polarizatora i analizatora. Ako uzmemo u obzir da se između dva snopa, zbog razlike u njihovim brzinama u kristalu, pojavila dodatna fazna razlika, koju tada označavamo kvadrat rezultirajuće amplitude će biti izražen na sljedeći način (vol. I, § 64, 1959; u prethodnom izdanju § 74):

to jest, svjetlost prolazi kroz kombinaciju dva ukrštena nikola ako se između njih umetne kristalna ploča. Očigledno, količina propuštene svjetlosti ovisi o veličini fazne razlike povezane sa svojstvima kristala, njegovom dvostrukom lomom i debljinom. Samo u slučaju ili će se postići potpuni mrak bez obzira na kristal (ovo odgovara slučaju kada je osa kristala okomita ili paralelna sa glavnom Nicol ravninom). Tada kroz kristal prolazi samo jedna zraka - obična ili izvanredna.

Fazna razlika zavisi od talasne dužine svetlosti. Neka je debljina ploče indeks loma talasne dužine (u praznini).

Ovdje je valna dužina običnog snopa i valna dužina izvanrednog snopa u kristalu. Što je veća debljina kristala i veća je razlika između veće S druge strane, ona je obrnuto proporcionalna talasnoj dužini. Dakle, ako je za određenu talasnu dužinu jednaka onome što odgovara maksimumu (pošto je u ovom slučaju to jednak jedinici), tada je za talasnu dužinu 2 puta manju, već jednak, što daje tamu (jer je u ovom slučaju jednak nuli). Ovo objašnjava boje uočene kada bijela svjetlost prođe kroz opisanu kombinaciju nikola i kristalne ploče. Dio zraka koji sačinjavaju bijelo svjetlo se gasi (to su oni koji su blizu nule ili parnog broja, dok drugi dio prolazi, a

Zraci koji su blizu neparnog broja najjače prolaze. Na primjer, crveni zraci prolaze, ali su plavi i zeleni zraci oslabljeni, ili obrnuto.

Pošto formula za ulazi, postaje jasno da bi promjena debljine trebala uzrokovati promjenu boje zraka koje prolaze kroz sistem. Ako postavite kristalni klin između nikola, tada će se u vidnom polju uočavati pruge svih boja, paralelne sa rubom klina, uzrokovane kontinuiranim povećanjem njegove debljine.

Pogledajmo sada šta će se desiti sa posmatranom slikom kada se analizator rotira.

Zarotirajmo drugi nikol tako da njegova glavna ravan postane paralelna sa glavnom ravninom prvog nikola. U ovom slučaju, na sl. 141 linija istovremeno prikazuje obje glavne ravni. Kao i prije

Ali projekcije do

Dobijamo dvije nejednake amplitude usmjerene u istom smjeru. Bez uzimanja u obzir dvostrukog prelamanja, rezultujuća amplituda u ovom slučaju je jednostavno a, kao što bi trebalo da bude sa paralelnim polarizatorom i analizatorom. Uzimajući u obzir faznu razliku koja nastaje u kristalu između , dovodi do sljedeću formulu za kvadrat rezultirajuće amplitude:

Upoređujući formule (2) i (4), vidimo da je, odnosno, zbir intenziteta svjetlosnih zraka koji se prenose u ova dva slučaja jednak intenzitetu upadnog zraka. Iz toga slijedi da je obrazac uočen u drugom slučaju komplementaran obrascu uočenom u prvom slučaju.

Na primjer, u monokromatskom svjetlu, ukršteni nikol će dati svjetlost, jer će u ovom slučaju, a paralelni dati tamu, jer u bijeloj svjetlosti, ako u prvom slučaju prolaze crvene zrake, onda u drugom slučaju, kada je nikol rotirano za 90°, zeleni zraci će proći. Ova promjena boja u dodatne je vrlo efektna, posebno kada

interferencija se uočava u kristalnoj ploči sastavljenoj od komada različitih debljina, dajući široku paletu boja.

Do sada smo, kao što smo već naveli, govorili o paralelnom snopu zraka. Mnogo komplikovanija situacija se dešava sa interferencijom u konvergentnom ili divergentnom snopu zraka. Razlog za komplikaciju je činjenica da različite zrake snopa prolaze kroz različite debljine kristala u zavisnosti od njihovog nagiba. Ovdje ćemo se zadržati samo na najjednostavnijem slučaju, kada je os konusnog snopa paralelna optičkoj osi kristala; tada se samo zrak koji putuje duž ose ne lomi; preostale zrake, nagnute prema osi, kao rezultat dvostrukog prelamanja, svaka će se raspasti na obične i vanredne zrake (slika 142). Jasno je da će zrake sa istim nagibom putovati istim putanjama u kristalu. Tragovi ovih zraka leže na istom krugu.

4.4.3 Optička svojstva jednoosnih kristala. Interferencija polarizovanih zraka

Optički jednoosni kristali imaju najjednostavnija optička svojstva, koja su ujedno i od najvećeg praktičnog značaja. Stoga ima smisla istaknuti ovaj najjednostavniji poseban slučaj.

Optički jednoosni kristali su oni čija svojstva imaju simetriju rotacije u odnosu na određeni smjer, koji se naziva optička osa kristala.

1. Razložimo električne vektore E i D na komponente E ║ i D ║ duž optičke ose i komponente E ┴ i D ┴ okomito na nju. Onda

D ║ = ε ║ E ║ i D ┴ , = ε ┴ E ┴ , gdje su ε ║ i ε ┴ konstante, koje se nazivaju uzdužna i poprečna dielektrična konstanta kristala. Optički jednoosni kristali uključuju sve kristale tetragonalnog, heksagonalnog i romboedarskog sistema. Ravan u kojoj leže optička osa kristala i normala N do valnog fronta naziva se glavni poprečni presjek kristala. Glavni presek nije određena ravan, već čitava porodica paralelnih ravni.

Razmotrimo sada dva posebna slučaja.

Slučaj 1. Vektor D okomito na glavni presjek kristala. U ovom slučaju D == D ┴ , i zbog toga D = ε ┴ E. Kristal se ponaša kao izotropni medij s dielektričnom konstantom ε┴. Za nju D = ε ┴ E iz Maxwellovih jednačina dobijamo D = -s/v H, H =s/v E ili ε ┴ E = c/v H, H = -c/v E, gdje v = v ┴ =v 0 c/√ ε ┴ .

Dakle, ako je električni vektor okomit na glavni presjek, tada brzina valova ne ovisi o smjeru njegovog širenja. Takav talas se naziva običnim.

Slučaj 2. Vektor D leži u glavnom delu. Od vektora E takođe leži u glavnom delu (Slika 160). E = E n + E D , Gdje E n - komponenta ovog vektora duž n, a E D - zajedno D. Od vektorski proizvod [nE ] komponenta E n ispada. Stoga je formula za H iz Maksvelovih jednačina može se zapisati u obliku H = s/v [nED ] . Očigledno E D = ED /D= (E ║ D ║ + E ┴ D ┴)/D = (D ║ 2ε ║ +D ┴ 2ε ┴) /D ili E D = D (grijeh 2 α/ ε ║ + cos2α/ ε ┴ ) = D(n ┴ 2/ ε ║ + n ║ 2/ ε ┴ ), Gdje α - ugao između optičke ose i talasne normale.

Ako unesete oznaku 1/ε = (n ┴ 2/ ε ║ + n ║ 2/ ε ┴ ), to će uspjeti D = εED, i dolazimo do odnosa εED = s/v H, H =s/v ED, formalno identična sa ranije dobijenim odnosima. Uloga veličine ε ┴ sada igra količina ε određena izrazom upravo dobijenim za nju. Stoga će normalna brzina talasa biti određena izrazom v = c/√ ε = c√ (n ┴ 2/ ε ║ + n ║ 2/ ε ┴ . Mijenja se promjenom smjera talasne normale n. Iz tog razloga, val čiji električni vektor leži u glavnom dijelu kristala naziva se izvanrednim.

Termin "optička os" uveden je da označi pravu liniju duž koje se oba talasa u kristalu šire istom brzinom. Ako u kristalu postoje dvije takve linije, kristal se naziva optički biaksijalan. Ako se optičke ose poklapaju jedna s drugom, spajajući se u jednu ravnu liniju, kristal se naziva optički jednoosni.

2. Kako su Maxwellove jednadžbe u kristalima linearne i homogene, onda se u općem slučaju val koji ulazi u kristal iz izotropne sredine unutar kristala dijeli na dva linearno polarizirana vala: obični, čiji je vektor električne indukcije okomit. na glavnu sekciju, i izvanrednu sa vektorskom električnom indukcijom koja leži u glavnoj sekciji. Ovi valovi se šire u kristalu u različitim smjerovima i različitim brzinama. U pravcu optičke ose, brzine oba talasa se poklapaju, tako da talas bilo koje polarizacije može da se širi u tom pravcu.

Svi argumenti koje smo koristili za izvođenje geometrijskih zakona refleksije i prelamanja su primjenjivi na oba vala. Ali u kristalima se odnose na talasne normale, a ne na svetlosne zrake. Talasna normala reflektovanog i oba prelomljena talasa leže u ravni upada. Njihova uputstva se formalno povinuju Snellovom zakonu sinφ/sinψ ┴ = n ┴ , sinφ/sinψ ║ = n ║ , Gdje n ┴ I n ║ - indeksi prelamanja običnih i vanrednih talasa, tj. n ┴ = c/v ┴ = n 0 , n ║ = c/v ║ = (n ┴ 2/ ε ║ + n ║ 2/ ε ┴ )-1/2 . Od njih n ┴ = n 0 ne zavisi, ali n ║ : zavisi od upadnog ugla. Konstantno n v naziva se obični indeks loma kristala. Kada se izvanredni talas širi okomito na optičku osu ( n ┴ = 1, n ║ = 0), n ║ = √ε ║ = n e . Veličina P e nazvan izvanrednim indeksom prelamanja kristala. Ne može se miješati s indeksom prelamanja n ║ izvanredan talas. Magnituda n e postoji konstanta i n ║ - funkcija pravca širenja talasa. Vrijednosti su iste kada se val širi okomito na optičku os.

3. Sada je lako razumjeti porijeklo dvostruke refrakcije. Pretpostavimo da ravan val pada na ravnoparalelnu ploču napravljenu od jednoosnog kristala. Kada se prelomi na prvoj površini ploče, val unutar kristala će se podijeliti na običan i neobičan. Ovi valovi su polarizirani u međusobno okomitim ravninama i šire se unutar ploče u različitim smjerovima i različitim brzinama. Valne normale oba talasa leže u ravni upada. Obični zrak, pošto se njegov smjer poklapa sa smjerom normale vala, također leži u ravni upada. Ali izvanredni zrak, uopšteno govoreći, izlazi iz ove ravni. U slučaju biaksijalnih kristala, podjela na obične i vanredne valove gubi smisao - unutar kristala su oba vala "izvanredna". Prilikom prelamanja, talasne normale oba talasa, naravno, ostaju u ravni upada, ali je oba zraka, uopšteno govoreći, napuštaju. Ako je upadni val ograničen dijafragmom, tada će ploča proizvesti dva snopa svjetlosti, koji će, ako je ploča dovoljno debela, biti prostorno odvojeni. Kada se prelomi na drugoj granici ploče, iz nje će izaći dva snopa svjetlosti, paralelna sa upadnim snopom. Oni će biti linearno polarizovani u međusobno okomitim ravnima. Ako je upadno svjetlo prirodno, tada će uvijek izaći dva snopa. Ako je upadno svjetlo linearno polarizirano u ravnini glavnog presjeka ili okomito na njega, tada neće doći do dvostrukog prelamanja - samo će jedan snop izaći iz ploče, održavajući izvornu polarizaciju.

Dvostruko prelamanje se takođe dešava kada svetlost normalno pada na ploču. U ovom slučaju, izvanredna zraka podliježe prelamanju, iako se valne normale i valni frontovi ne lome. Običan snop zraka se ne lomi. Izvanredna zraka u ploči je odbijena, ali po izlasku iz nje ponovo ide u prvobitnom smjeru.

Zrake, obične i neobične, koje proizlaze iz dvolomnosti prirodnog svjetla nisu koherentne. Zrake, obične i neobične, koje proizlaze iz iste polarizirane zrake su koherentne. Ako se oscilacije u dva takva snopa dovedu u istu ravan pomoću polarizacionog uređaja, tada će se snopovi interferirati na uobičajen način. Ako se oscilacije u dva koherentna snopa polarizirane ravnine javljaju u međusobno okomitim smjerovima, onda one, zbrajajući se kao dvije međusobno okomite oscilacije, pobuđuju oscilacije eliptične prirode.

Svjetlosni valovi u kojima se električni vektor mijenja tokom vremena tako da njegov kraj opisuje elipsu nazivaju se eliptički polarizirani. U konkretnom slučaju, elipsa se može pretvoriti u krug i tada imamo posla sa svjetlom polariziranim u krug. Magnetski vektor u valu je uvijek okomit na električni vektor, a kod valova razmatranog tipa također se mijenja s vremenom na način da njegov kraj opisuje elipsu ili kružnicu.

Razmotrimo detaljnije slučaj pojave eliptičkih talasa. Kada snop zraka normalno pada na ploču napravljenu od jednoosnog kristala, čija je optička osa paralelna s lomnom površinom, obične i neobične zrake putuju u istom smjeru, ali različitim brzinama. Neka ravan polarizovani snop padne na takvu ploču, čija ravan polarizacije čini ugao sa ravninom glavnog preseka ploče koji je različit od nule i od π/2. Tada će se oba zraka, obični i izvanredni, pojaviti u ploči, i oni će biti koherentni. U trenutku njihovog pojavljivanja u ploči, fazna razlika između njih je nula, ali će se povećavati kako zraci prodiru u ploču. Razlika između indeksa loma n0-ne i debljeg kristala l. Ako je debljina ploče odabrana tako da ∆ = kπ, Gdje k je cijeli broj, tada će oba snopa, napuštajući ploču, opet proizvesti ravan polarizirani snop. At k, jednak parnom broju, njegova ravan polarizacije poklapa se sa ravninom polarizacije zraka koji pada na ploču; kada je k neparan, ravan polarizacije zraka koji izlazi iz ploče bit će rotiran za π/2 u odnosu na ravan polarizacije zraka koji pada na ploču (slika 4.53). Za sve ostale vrijednosti fazne razlike Δ, oscilacije obje zrake koje izlaze iz ploče, zbrajajući se, dat će eliptičnu oscilaciju. Ako ∆ = 2k+1)π/2 tada će se ose elipse poklapati sa pravcima oscilacija u običnim i izvanrednim zracima (slika 4.54). Najmanja debljina ploče koja može pretvoriti snop polarizovane ravni u kružno polarizovan snop ( ∆ = π/2), određena je jednakošću π/2 = 2πl/λ (n 0 -n e ), gdje dobijamo: l = λ/ 4(n 0 -n e )

Takva ploča će dati razliku puta između običnih i izvanrednih zraka jednaku λ/4, stoga se skraćeno naziva četvrtvalnim rekordom. Očigledno je da će četvrtvalna ploča dati razliku putanja između oba zraka jednaku λ/4, samo za svjetlost date valne dužine λ. Za svjetlost drugih valnih dužina to će dati razliku putanje malo drugačiju od λ/4, kako zbog direktne zavisnosti l od λ, tako i zbog zavisnosti od λ razlike indeksa loma ( n 0 -n e ). Očigledno je da je, uz četvrtvalnu ploču, moguće proizvesti i ploču "poluvalne dužine", odnosno ploču koja uvodi razliku putanja između običnih i izvanrednih zraka λ/2,čemu odgovara fazna razlika? π . Takva ploča se može koristiti za rotaciju ravni polarizacije ravni polarizirane svjetlosti π/2. Kao što je naznačeno, upotrebom λ/4 ploče, snop polarizovane ravni može se pretvoriti u eliptički ili kružno polarizovani snop; obrnuto, iz eliptično polarizovanog ili kružno polarizovanog snopa, ravan polarizovana svetlost se može dobiti pomoću λ/4 ploče. Ova se okolnost koristi za razlikovanje eliptično polarizirane svjetlosti od djelomično polarizirane svjetlosti ili kružno polarizirane svjetlosti od prirodne svjetlosti.

Ova analiza eliptično polarizirane svjetlosti može se izvesti pomoću ploče λ/4 u slučaju kada se eliptična polarizacija javlja kao rezultat zbrajanja dvije međusobno okomite oscilacije različitih amplituda s faznom razlikom π/2. Ako se eliptična polarizacija dogodi kao rezultat zbrajanja dvije međusobno okomite oscilacije s faznom razlikom ∆≠π/2, onda je za transformaciju takve svjetlosti u ravninsko polariziranu potrebno uvesti takvu dodatnu faznu razliku ∆", koja bi u zbroju sa ∆ dala faznu razliku jednaku π (ili 2kπ). U ovim slučajevima umjesto tanjira λ/4 koriste se uređaji koji se nazivaju kompenzatori, koji omogućavaju dobijanje bilo koje vrijednosti fazne razlike.

Interferencija polarizovanih zraka– fenomen koji se javlja kada se dodaju koherentne polarizovane svetlosne vibracije.

Sa normalnim upadom prirodne svjetlosti na površinu kristalne ploče paralelne optičkoj osi, obične i vanredne zrake se šire bez razdvajanja, ali različitim brzinama. Iz ploče će izaći dvije zrake polarizirane u međusobno okomitim ravninama, između kojih će se nalaziti optička razlika napredak

ili faznu razliku

gdje je debljina ploče i dužina svjetlosti u vakuumu. Ako postavite polarizator na putanju zraka koje izlaze iz kristalne ploče, tada će oscilacije oba zraka nakon prolaska kroz polarizator ležati u istoj ravni. Ali oni se neće miješati, jer nisu koherentni, iako su dobiveni podjelom svjetlosti iz jednog izvora. Obične i neobične zrake sadrže vibracije koje pripadaju različitim nizovima talasa koje emituju pojedinačni atomi. Ako se svjetlosno polarizirano svjetlo usmjeri na kristalnu ploču, tada se vibracije svakog niza dijele između običnih i izvanrednih zraka u istoj proporciji, tako da se pojavljuju koherentne zrake.

Interferencija polariziranih zraka može se uočiti kada linearno polarizirana svjetlost (dobijena prolaskom prirodne svjetlosti kroz polarizator) prolazi kroz kristalnu ploču, prolazeći kroz koju se snop dijeli na dva koherentna, polarizirana

u međusobno okomitim ravninama grede. Kristalna ploča osigurava koherentnost običnih i izvanrednih zraka i stvara faznu razliku između njih prema odnosu (6.38.9).

Da bi se promatrao interferencijski obrazac polariziranih zraka, potrebno je rotirati ravninu polarizacije jednog snopa dok se ne poklopi sa ravninom polarizacije drugog snopa ili izolirati komponente od oba snopa s istim smjerom oscilovanja. To se radi pomoću polarizatora, koji smanjuje oscilacije zraka u jednu ravninu. Na ekranu se može uočiti obrazac interferencije.

Intenzitet rezultujuće oscilacije gde je ugao između ravni polarizatora i optičke ose kristalne ploče, je ugao između ravni polarizatora i Intenzitet i boja svetlosti koja se prenosi kroz sistem zavisi od talasne dužine . Kada se jedan od polarizatora okrene, boja interferentnog uzorka će se promijeniti. Ako debljina ploče nije ista na različitim mjestima, tada se na ekranu uočava šarena slika.

Test pitanja za samopripremu učenika:

1. Šta je disperzija svjetlosti?

2. Po kojim karakteristikama se mogu razlikovati spektri dobijeni pomoću prizme i difrakcione rešetke?

3. Šta je prirodno svjetlo? avion polarizovan? djelomično polarizirano svjetlo?

4. Formulirajte Brewsterov zakon.

5. Što uzrokuje dvolomnost u optički anizotropnom jednoosnom kristalu?

6. Kerrov efekat.

Književni izvori:

1. Trofimova, T.I. Kurs fizike: udžbenik. priručnik za univerzitete / T.I. Trofimova. – M.: ACADEMIA, 2008.

2. Savelyev, I.V. Kurs opšte fizike: udžbenik. priručnik za fakultete: u 3 toma / I.V. Savelyev. – SPb.: Special. lit., 2005.