Набљудувања на ширење на брановите на површината на водата од две или повеќеизворите покажуваат дека брановите минуваат еден низ друг без воопшто да влијаат еден на друг. На ист начин, звучните бранови не влијаат еден на друг. Кога свири оркестар, звуците од секој инструмент ни доаѓаат сосема исто како секој инструмент да свири посебно.

Овој експериментално утврден факт се објаснува со фактот дека, во границите на еластична деформација, компресија или истегнување на телата долж една насока не влијае на нивните еластични својства кога се деформираат во која било друга насока. Затоа, во секоја точка до која стигнуваат брановите од различни извори, резултатот од дејството на неколку бранови во кое било дадено време еднаков на збиротрезултатите од секој бран посебно. Овој модел се нарекува принцип на суперпозиција.

Пречки во бранови.

За да стекнеме подлабоко разбирање за содржината на принципот на суперпозиција, да го извршиме следниот експеримент.

Во бранова бања, користејќи вибратор со две прачки, ќе создадеме два точкасти извори на бранови со иста фреквенција

двоумење. Набљудувањата покажуваат дека во овој случај се појавува посебен модел на ширење на брановите во брановата бања. На површината на водата има ленти каде што нема вибрации (сл. 226).

Сличен феномен може да се најде во експериментите со звучни бранови. Ајде да инсталираме два динамични звучници и да ги поврземе на излезот на еден генератор на звук. Движејќи се на кратки растојанија во училницата, можете да слушнете дека звукот е силен во некои точки во просторот, а тивок во други. Звучните бранови од два извора се зајакнуваат едни со други во некои точки во вселената, а меѓусебно слабеат во други (сл. 227).

Феноменот на зголемување или намалување на амплитудата на добиениот бран кога се додаваат два или повеќе бранови со исти периоди на осцилација се нарекува бранова интерференција.

Феноменот на бранова интерференција не е во спротивност со принципот на суперпозиција. Во точките со нулта амплитуда на осцилации, два бранови кои се среќаваат не се „поништуваат“ едни со други;

Услови за минимални и максимални пречки.

Амплитудата на осцилациите е нула на

оние точки во просторот во кои брановите со иста амплитуда и фреквенција пристигнуваат со фазно поместување на осцилациите за или за половина од периодот на осцилација. Со истиот закон за осцилација на два извори на бранови, разликата ќе биде половина од периодот на осцилација, под услов разликата во растојанијата од изворите на бранови до оваа точка да биде еднаква на половина од брановата должина:

или непарен број полубранови:

Разликата се нарекува разлика на патеката на интерферентните бранови и состојба

се нарекува услов за минимална интерференција.

Максималните пречки се забележани во точките во просторот каде брановите пристигнуваат со иста фаза на осцилација. Со оглед на истиот закон за осцилација на два извора, за да се задоволи овој услов, разликата на патеката мора да биде еднаква на цел број бранови:

Кохерентност.

Интерференцијата на брановите е можна само ако е исполнет условот за кохерентност. Зборот кохерентност значи конзистентност. Осцилациите со иста фреквенција и постојана фазна разлика со текот на времето се нарекуваат кохерентни.

Интерференција и закон за зачувување на енергијата.

Каде исчезнува енергијата на два бранови во местата на минимум пречки? Ако земеме предвид само едно место каде што се среќаваат два бранови, тогаш на таквото прашање не може да се одговори точно. Распространувањето на брановите не е збир на независни процеси на осцилација во одделни точки во просторот. Суштината на брановиот процес е преносот на енергијата на осцилација од една точка во просторот во друга, итн. Кога брановите се мешаат во местата на минимум пречки, енергијата на добиените осцилации е всушност помала од збирот на енергиите на два бранови кои пречат . Но, во местата на максимални пречки, енергијата на добиените осцилации го надминува збирот на енергиите на интерферентните бранови за точно иста количина како што се намалила енергијата во местата на минимумите на пречки. Кога брановите се мешаат, енергијата на осцилацијата се прераспределува во просторот, но во исто време строго се почитува законот за зачувување на енергијата.

Бранова фракција.

Ако ја намалите големината на дупката во пречката долж патеката на бранот, тогаш колку е помала големината на дупката, толку поголеми отстапувања од праволиниската насока на ширење брановите ќе ги доживеат (сл. 228, а, б) . Отстапувањето на правецот на ширење на бранот од права линија на границата на препреката се нарекува бранова дифракција.

За да ја набљудуваме дифракцијата на звучните бранови, поврзуваме звучници на излезот на звучниот генератор и поставуваме екран направен од материјал на патеката на звучните бранови.

апсорпција на звучни бранови. Со поместување на микрофонот зад екранот, можете да откриете дека звучните бранови се снимаат и зад работ на екранот. Со промена на фреквенцијата на звучните вибрации, а со тоа и должината на звучните бранови, може да се утврди дека феноменот на дифракција станува позабележителен со зголемување на брановата должина.

Дифракција на брановите се случува кога ќе наидат на пречка од која било форма и големина. Обично, кога големината на пречката или дупката во пречката е голема во споредба со брановата должина, дифракцијата на бранот е малку забележлива. Дифракцијата најјасно се манифестира кога брановите минуваат низ отвор со димензии според редот на брановата должина или кога наидуваат на пречки со исти димензии. На доволно големи растојанија помеѓу изворот на бранот, пречката и местото каде што се набљудуваат брановите, може да се појават феномени на дифракција и со големи отвори или пречки.

Принципот Хајгенс-Френел.

Квалитативно објаснување на феноменот на дифракција може да се даде врз основа на принципот на Хајгенс. Сепак, принципот на Хајгенс не може да ги објасни сите карактеристики на ширењето на бранот. Дозволете ни да поставиме бариера со широка дупка на патеката на рамни бранови во брановата бања. Искуството покажува дека брановите минуваат низ дупката и се шират по првичната насока на зракот. Брановите од дупката не се шират во други насоки. Ова е во спротивност со принципот на Хајгенс, според кој секундарните бранови треба да се шират во сите правци од точките до кои доаѓа примарниот бран.

Да ставиме широка бариера на патот на брановите. Искуството покажува дека брановите не се шират надвор од пречка, што повторно е во спротивност со принципот на Хајгенс. За да ги објасни феномените забележани кога брановите се среќаваат со пречки, францускиот физичар Аугустин Френел (1788-1827) во 1815 година го дополнил принципот на Хајгенс со идеи за кохерентноста на секундарните бранови и нивната интерференција. Отсуството на бранови подалеку од насоката на зракот на примарниот бран зад широка дупка според принципот Хајгенс-Френел се објаснува со фактот дека секундарните кохерентни бранови емитирани од различни делови на дупката се мешаат едни со други. Нема бранови во оние места каде што се исполнети условите за минимум на пречки за секундарни бранови од различни области.

Поларизација на бранови.

Феномени на интерференција и дифракција

се забележуваат и при ширење на надолжните и попречните бранови. Меѓутоа, попречните бранови имаат едно својство кое надолжните бранови го немаат - својството на поларизација.

Поларизиран бран е попречен бран во кој сите честички осцилираат во иста рамнина. Рамно-поларизиран бран во гумен кабел се создава кога крајот на кабелот осцилира во една рамнина. Ако крајот на кабелот вибрира во различни насоки, тогаш бранот што се шири по должината на кабелот не е поларизиран.

Поларизација на овој бран може да се постигне со поставување на пречка на неговиот пат со отвор во форма на тесен шлиц. Слот дозволува само вибрации на кабелот што се појавуваат долж него. Затоа, откако ќе помине низ процепот, бранот станува поларизиран во рамнината на процепот (сл. 229). Ако понатаму на патеката на рамно-поларизираниот бран се постави втор процеп паралелно со првиот, тогаш бранот слободно поминува низ него. Вртењето на вториот процеп во однос на првиот за 90° го запира процесот на ширење на брановите во кабелот.

Уредот што ги одвојува од сите можни вибрации оние што се случуваат во една рамнина (првиот процеп) се нарекува поларизатор. Уредот што ви овозможува да ја одредите рамнината на поларизација на бранот (вториот процеп) се нарекува анализатор.

Како што споменавме погоре, во природниот зрак постојано се случуваат хаотични промени во насоката на авионот електрично поле. Според тоа, ако замислиме природен зрак како збир од две меѓусебно нормални осцилации, тогаш неопходно е да се земе предвид фазната разлика на овие осцилации исто така да варира хаотично со времето.

Во § 16 беше објаснето дека неопходен условинтерференција е кохерентност на додадените осцилации. Од оваа околност и од дефиницијата за природен зрак, следи еден од основните закони за интерференција на поларизираните зраци, воспоставен од Араго: ако примиме два зраци од ист природен зрак, меѓусебно нормално поларизирани, тогаш овие два зраци се некохерентни и во иднина не можат да се мешаат едни со други.

Неодамна, С.И. Вавилов покажа теоретски и експериментално дека можат да постојат два природни, навидум кохерентни греди кои не се мешаат едни со други. За таа цел, во интерферометарот на патеката на еден од зраците, тој постави „активна“ супстанција која ја ротира рамнината на поларизација за 90 ° (ротацијата на рамнината на поларизација е дискутирана во § 39). Тогаш вертикалната компонента на осцилациите на природниот зрак станува хоризонтална, а хоризонталната компонента станува вертикална, а ротираните компоненти се собираат со компонентите на вториот зрак што не се кохерентни со нив. Како резултат на тоа, по воведувањето на супстанцијата, мешањето исчезна.

Да продолжиме со анализа на феномените на интерференција на поларизирана светлина забележана кај кристалите. Вообичаената шема за набљудување на пречки во паралелни греди се состои (сл. 140) од кристален поларизатор k и анализатор a. За едноставност, да го анализираме случајот кога кристалната оска е нормална на зракот. Потоа

рамнински поларизиран зрак што излегува од поларизаторот во кристал К ќе се подели на два кохерентни зраци, меѓусебно поларизирани нормални рамнинии оди во иста насока, но со различни брзини.

Ориз. 140. Дијаграм на инсталација за набљудување на пречки во паралелни зраци.

Од најголем интерес се две ориентации на главните рамнини на анализаторот и поларизаторот: 1) меѓусебно нормални главни рамнини (вкрстени); 2) паралелни главни рамнини.

Прво да разгледаме вкрстен анализатор и поларизатор.

На сл. 141 ИЛИ значи рамнина на осцилација на зракот што минува низ поларизаторот; -неговата амплитуда; -насока на оптичката оска на кристалот; нормално на оската; ОП е главната рамнина на анализаторот.

Ориз. 141. Кон пресметката на интерференцијата на поларизираната светлина.

Кристалот, како што беше, ги разложува вибрациите по оските и на две вибрации, т.е. во извонредни и обични зраци. Амплитудата на извонредниот зрак е поврзана со амплитудата a и аголот a на следниов начин:

Амплитуда на обичен зрак

Само проекцијата на еднакво

и проекцијата на X во иста насока

Така, добиваме две осцилации, поларизирани во иста рамнина, со еднакви, но спротивно насочени амплитуди. Додавањето на две такви осцилации дава нула, т.е. се добива темнина, што одговара на вообичаениот случај на вкрстен поларизатор и анализатор. Ако се земе предвид дека меѓу двата зраци, поради разликата во нивните брзини во кристалот, се појавила дополнителна фазна разлика која дотогаш ја означуваме квадратот на добиената амплитуда ќе се изрази на следниов начин (том I, § 64, 1959 година во претходното издание § 74):

односно светлината поминува низ комбинација од два вкрстени николи ако меѓу нив се вметне кристална плоча. Очигледно, количеството на пренесена светлина зависи од големината на фазната разлика поврзана со својствата на кристалот, неговото двојно прекршување и дебелината. Само во случај или ќе се добие целосна темнина без оглед на кристалот (ова одговара на случајот кога кристалната оска е нормална или паралелна на главната рамнина на Никол). Тогаш само еден зрак поминува низ кристалот - или обичен или извонреден.

Фазната разлика зависи од брановата должина на светлината. Нека дебелината на плочата е брановата должина (во празнина) индекс на рефракција Потоа

Еве ја брановата должина на обичниот зрак и е брановата должина на извонредниот зрак во кристалот. Колку е поголема дебелината на кристалот и поголема е разликата помеѓу поголемата еднакво на единство), тогаш за бранова должина 2 пати помала, веќе е еднаква на она што дава темнина (зашто во овој случај еднаква на нула). Ова ги објаснува боите забележани кога белата светлина поминува низ опишаната комбинација на николи и кристална плоча. Дел од зраците што ја сочинуваат белата светлина се гаснат (тоа се оние што се блиску до нула или парен број, додека другиот дел поминува низ, и

Низ најсилно поминуваат зраци кои се блиску до непарен број. На пример, црвените зраци минуваат низ, но сините и зелените зраци се ослабени, или обратно.

Бидејќи формулата за внесува, станува јасно дека промената на дебелината треба да предизвика промена на бојата на зраците што минуваат низ системот. Ако поставите кристален клин помеѓу николите, тогаш во видното поле ќе се забележат ленти од сите бои, паралелни со работ на клинот, предизвикани од континуираното зголемување на неговата дебелина.

Сега да погледнеме што ќе се случи со набљудуваната слика кога анализаторот ќе се ротира.

Ајде да го ротираме вториот никол така што неговата главна рамнина стане паралелна со главната рамнина на првата никол. Во овој случај, на сл. 141 линија истовремено ги прикажуваат двете главни рамнини. Исто како порано

Но, проекциите за

Добиваме две нееднакви амплитуди насочени во иста насока. Без да се земе предвид двојното прекршување, добиената амплитуда во овој случај е едноставно a, како што треба да биде со паралелен поларизатор и анализатор. Земајќи ја предвид фазната разлика што произлегува во кристалот помеѓу , доведува до следнава формулаза квадратот на добиената амплитуда:

Споредувајќи ги формулите (2) и (4), гледаме дека, т.е., збирот на интензитетите на светлосните зраци што се пренесуваат во овие два случаи е еднаков на интензитетот на упадниот зрак. Следи дека шемата забележана во вториот случај е комплементарна со шемата забележана во првиот случај.

На пример, во монохроматска светлина, вкрстените николи ќе дадат светлина, бидејќи во овој случај, а паралелните ќе дадат темнина, бидејќи во бела светлина, ако во првиот случај поминуваат црвени зраци, тогаш во вториот случај, кога николот е ротирано за 90°, ќе минуваат зелени зраци. Оваа промена на боите на дополнителни е многу ефикасна, особено кога

пречки се забележуваат во кристална плоча составена од парчиња со различна дебелина, што дава широк спектар на бои.

Досега, како што веќе посочивме, зборувавме за паралелен зрак на зраци. Многу покомплицирана ситуација се јавува со мешање во зрак на зрак што се зближува или дивергира. Причината за компликацијата е фактот што различни зраци на зракот минуваат низ различни дебелини на кристалот во зависност од нивната наклонетост. Овде ќе се задржиме само на наједноставниот случај, кога оската на конусниот зрак е паралелна со оптичката оска на кристалот; тогаш само зракот што патува по оската не претрпува рефракција; преостанатите зраци, наклонети кон оската, како резултат на двојното прекршување, секој ќе се распадне на обични и извонредни зраци (сл. 142). Јасно е дека зраците со ист наклон ќе патуваат по истите патишта во кристалот. Трагите од овие зраци лежат на истиот круг.

4.4.3 Оптички својства на едноаксијални кристали. Интерференција на поларизирани зраци

Оптички едноаксијалните кристали имаат наједноставни оптички својства, кои се исто така од најголемо практично значење. Затоа, има смисла да се истакне овој наједноставен посебен случај.

Оптички едноаксијални кристали се оние чии својства имаат симетрија на ротација во однос на одредена насока, наречена оптичка оска на кристалот.

1. Да ги разложиме електричните вектори E и D на компоненти E ║ и D ║ долж оптичката оска и компонентите E ┴ и D ┴ нормално на неа. Потоа

D ║ = ε ║ E ║ и D ┴ , = ε ┴ E ┴ , каде што ε ║ и ε ┴ се константи наречени надолжни и попречни диелектрични константи на кристалот. Оптички едноаксијалните кристали ги вклучуваат сите кристали на тетрагонални, хексагонални и ромбоедарски системи. Рамнината во која лежат оптичката оска на кристалот и нормалната Ндо брановиот фронт се нарекува главен пресек на кристалот. Главниот дел не е одредена рамнина, туку цело семејство на паралелни рамнини.

Сега да разгледаме два посебни случаи.

Случај 1. Вектор Д нормално на главниот дел од кристалот. Во овој случај Д == Д ┴ , и затоа D = ε ┴ Е.Кристалот се однесува како изотропна средина со диелектрична константа ε┴. За неа D = ε ┴ Еод Максвеловите равенки добиваме D = -с/v H, H =с/v Еили ε ┴ E = c/v H, H = -c/v E, каде v = v ┴ = v 0 c/√ ε ┴ .

Така, ако електричниот вектор е нормален на главниот дел, тогаш брзината на бранот не зависи од насоката на неговото ширење. Таквиот бран се нарекува обичен.

Случај 2. Вектор Д лежи во главниот дел. Од вектор Е исто така лежи во главниот дел (слика 160), тогаш Е = Е n + Е Д , Каде Е n - компонента на овој вектор заедно n, а Е Д - заедно Д. Од векторски производ [nE ] компонента Е n испаѓа. Затоа формулата за Х од Максвеловите равенки може да се запише во форма Х = s/v [nED ] . Очигледно Е Д = ЕД /Д= (E ║ D ║ + E ┴ D ┴)/D = (D ║ 2ε ║ +D ┴ 2ε ┴) /D или Е Д = Д (гревот 2 α/ ε ║ + cos2α/ ε ┴ ) = D(n ┴ 2/ ε ║ +n ║ 2/ ε ┴ ), Каде α - аголот помеѓу оптичката оска и бранот е нормален.

Ако ја внесете ознаката 1/ε = (n ┴ 2/ ε ║ +n ║ 2/ ε ┴ ), ќе успее Д = εED, и доаѓаме до односите εED = с/в H, H =с/v ED,формално идентични со односите добиени претходно. Улогата на големината ε ┴ сега игра количината ε одредена со изразот штотуку добиен за него. Затоа, нормалната брзина на бранот ќе се определи со изразот v = c/√ ε = c√ (n ┴ 2/ ε ║ +n ║ 2/ ε ┴ . Се менува со промена на насоката на бранот нормално n. Поради оваа причина, бранот чиј електричен вектор лежи во главниот дел од кристалот се нарекува извонреден.

Терминот „оптичка оска“ беше воведен за да означи права линија по која двата бранови во кристалот се шират со иста брзина. Ако има две такви линии во кристалот, кристалот се нарекува оптички биаксијален. Ако оптичките оски се совпаѓаат една со друга, спојувајќи се во една права линија, кристалот се нарекува оптички едноаксијален.

2. Бидејќи Максвеловите равенки во кристалите се линеарни и хомогени, тогаш во општ случај, бранот што влегува во кристал од изотропна средина е поделен во кристалот на два линеарно поларизирани бранови: обичен, чиј вектор на електрична индукција е нормален до главниот дел, и извонредна со векторска електрична индукција која лежи во главниот дел. Овие бранови се шират во кристалот во различни насоки и со различна брзина. Во насока на оптичката оска, брзините на двата бранови се совпаѓаат, така што бран од која било поларизација може да се шири во оваа насока.

Сите аргументи што ги користевме за да ги изведеме геометриските закони на рефлексија и прекршување се применливи и за двата бранови. Но, во кристалите тие се однесуваат на нормални бранови, а не на светлосни зраци. Нормалите на брановите на рефлектираните и двата прекршени бранови лежат во рамнината на инциденца. Нивните насоки формално го почитуваат законот на Снел sinφ/sinψ ┴ = n ┴ , sinφ/sinψ ║ = n ║ , Каде n ┴ И n ║ - индекси на рефракција на обични и вонредни бранови, т.е. n ┴ = c/v ┴ = n 0 , n ║ = c/v ║ = (n ┴ 2/ ε ║ +n ║ 2/ ε ┴ )-1/2 . Од овие n ┴ = n 0 не зависи, но n ║ : зависи од аголот на инциденца. Постојана n vсе нарекува обичен индекс на рефракција на кристал. Кога необичен бран се шири нормално на оптичката оска ( n ┴ = 1, n ║ = 0), n ║ = √ε ║ = n д . Големина n д наречен извонреден индекс на рефракција на кристал. Не може да се меша со индексот на рефракција n ║ извонреден бран. Магнитуда n дпостои константа, и n ║ - функција на насоката на ширење на бранот. Вредностите се исти кога бранот се шири нормално на оптичката оска.

3. Сега е лесно да се разбере потеклото на двојната рефракција. Да претпоставиме дека рамниот бран е случен на рамнина-паралелна плоча направена од едноаксијален кристал. Кога ќе се прекрши на првата површина на плочата, бранот внатре во кристалот ќе се подели на обичен и необичен. Овие бранови се поларизирани во меѓусебно нормални рамнини и се шират во внатрешноста на плочата во различни насоки и со различни брзини. Нормалите на брановите на двата брана лежат во рамнината на инциденца. Обичен зрак, бидејќи неговата насока се совпаѓа со насоката на бранот нормална, исто така лежи во рамнината на инциденца. Но, извонредниот зрак, генерално кажано, излегува од оваа рамнина. Во случај на биаксијални кристали, поделбата на обични и извонредни бранови го губи своето значење - внатре во кристалот, двата бранови се „извонредни“. За време на рефракцијата, нормалните бранови на двата бранови, се разбира, остануваат во рамнината на инциденца, но двата зраци, генерално кажано, ја напуштаат. Ако ударниот бран е ограничен со дијафрагма, тогаш плочата ќе произведе два снопови светлина, кои, ако плочата е доволно густа, ќе се одделат просторно. Кога ќе се прекрши на втората граница на плочата, од неа ќе излезат два зраци на светлина, паралелни со упадниот зрак. Тие ќе бидат линеарно поларизирани во меѓусебно нормални рамнини. Ако упадното светло е природно, тогаш секогаш ќе излегуваат два зраци. Ако упадното светло е линеарно поларизирано во рамнината на главниот дел или нормално на него, тогаш нема да се случи двојно прекршување - само еден зрак ќе излезе од плочата, одржувајќи ја првобитната поларизација.

Двојно прекршување се случува и кога светлината вообичаено се спушта на плочата. Во овој случај, извонредниот зрак претрпува прекршување, иако нормите на бранот и брановите фронтови не се прекршуваат. Обичен зрак на зраци не претрпува рефракција. Извонредниот зрак во плочата се отклонува, но по излегувањето од него повторно оди во првобитната насока.

Зраците, обични и извонредни, кои произлегуваат од двојното прекршување од природна светлина не се кохерентни. Зраците, обични и извонредни, кои произлегуваат од истиот поларизиран зрак се кохерентни. Ако осцилациите во два такви зраци се доведат до иста рамнина со помош на уред за поларизација, тогаш зраците ќе се мешаат на вообичаен начин. Ако осцилациите во два кохерентни рамнино-поларизирани греди се појават во меѓусебно нормални насоки, тогаш тие, собирајќи се како две меѓусебно нормални осцилации, возбудуваат осцилации од елипсовидна природа.

Светлосните бранови во кои електричниот вектор се менува со текот на времето така што неговиот крај опишува елипса се нарекуваат елипсовидно поларизирани. Во одреден случај, елипсата може да се претвори во круг, а потоа имаме работа со светлина поларизирана во круг. Магнетниот вектор во бранот е секогаш нормален на електричниот вектор и во брановите од типот што се разгледува исто така се менува со текот на времето на таков начин што неговиот крај опишува елипса или круг.

Да го разгледаме случајот со појавата на елиптични бранови подетално. Кога сноп од зраци вообичаено се спушта на плоча направена од едноаксијален кристал, чија оптичка оска е паралелна со рефрактивната површина, обичните и извонредните зраци патуваат во иста насока, но со различни брзини. Нека падне рамномерен поларизиран зрак на таква плоча, чија рамнина на поларизација прави агол со рамнината на главниот дел на плочата што се разликува од нула и од π/2.Тогаш во плочата ќе се појават и двата зраци, обични и извонредни, и тие ќе бидат кохерентни. Во моментот на нивното појавување во плочата, фазната разлика меѓу нив е нула, но таа ќе се зголемува како што зраците ќе навлезат во плочата. Разликата помеѓу индексите на рефракција n0-ne и подебелиот кристал л.Ако дебелината на плочата е избрана така што ∆ = kπ,Каде ке цел број, тогаш двата зраци, напуштајќи ја плочата, повторно ќе произведат рамномерен поларизиран зрак. На к, еднаква на парен број, неговата рамнина на поларизација се совпаѓа со рамнината на поларизација на зракот што паѓа на плочата; кога k е непарна, рамнината на поларизација на зракот што излегува од плочата ќе се ротира за π/2 во однос на рамнината на поларизација на зракот што паѓа на плочата (Слика 4.53). За сите други вредности на фазната разлика Δ, осцилациите на двата зраци што излегуваат од плочата, собирајќи се, ќе дадат елипсовидна осцилација. Ако ∆ = 2k+1)π/2тогаш оските на елипсата ќе се поклопат со насоките на осцилациите во обичните и вонредните зраци (слика 4.54). Најмалата дебелина на плочата способна да конвертира рамнополаризиран зрак во кружно поларизиран зрак ( ∆ = π/2), се определува со еднаквоста π/2 = 2πl/λ (n 0 -n д ), каде добиваме: l = λ/ 4(n 0 -n д )

Таквата плоча ќе даде разлика на патеката помеѓу обичните и извонредните зраци еднаква на λ/4,па оттука и накратко се нарекува рекорд на бранови четвртини. Очигледно е дека плочата со четвртина бран ќе даде разлика на патеката помеѓу двата зраци еднаква на λ/4, само за светлина со дадена бранова должина λ. За светлина со други бранови должини ќе даде разлика на патеката малку поинаква од λ/4,и поради директната зависност на l од λ, и поради зависноста од λ разлики во индексот на рефракција ( n 0 -n д ). Очигледно е дека, заедно со плоча со четвртина бран, исто така е можно да се произведе плоча со „полубранова должина“, т.е. плоча која воведува разлика на патеката помеѓу обичните и извонредните зраци λ/2,на што одговара фазната разлика? π . Таквата плоча може да се користи за ротирање на рамнината на поларизација на рамно-поларизираната светлина π/2. Како што е наведено, со помош на плоча λ/4, рамнински поларизиран зрак може да се претвори во елипсовидно или кружно поларизиран зрак; обратно, од елипсовидно поларизиран или кружно поларизиран зрак, рамномерна поларизирана светлина може да се добие со помош на плоча λ/4. Оваа околност се користи за да се разликува елипсовидно поларизирана светлина од делумно поларизирана светлина или кружно поларизирана светлина од природна светлина.

Оваа анализа на елипсовидно поларизирана светлина може да се изврши со помош на плоча λ/4во случај кога елипсовидна поларизација се јавува како резултат на додавање на две меѓусебно нормални осцилации со различни амплитуди со фазна разлика π/2. Ако се појави елиптична поларизација како резултат на додавање на две меѓусебно нормални осцилации со фазна разлика ∆≠π/2,тогаш за да се трансформира таквата светлина во рамномерна поларизирана, потребно е да се воведе таква дополнителна фазна разлика ∆“, која збир со ∆ би дала фазна разлика еднаква на π (или 2kπ). Во овие случаи, наместо чинија λ/4се користат уреди наречени компензатори, кои овозможуваат да се добие која било вредност на фазната разлика.

Интерференција на поларизирани зраци– феномен што се јавува кога се додаваат кохерентни поларизирани светлосни вибрации.

Со нормална инциденца на природна светлина на лицето на кристалната плоча паралелна со оптичката оска, обичните и извонредните зраци се шират без да се раздвојуваат, но со различни брзини. Два зраци поларизирани во меѓусебно нормални рамнини ќе излезат од плочата, меѓу кои ќе има оптичка разликанапредок

или фазна разлика

каде е дебелината на плочата и е должината на светлината во вакуум. Ако поставите поларизатор на патеката на зраците што излегуваат од кристалната плоча, тогаш осцилациите на двата зраци по минување низ поларизаторот ќе лежат во иста рамнина. Но, тие нема да се мешаат, бидејќи не се кохерентни, иако се добиени со делење на светлината од еден извор. Обичните и извонредните зраци содржат вибрации кои припаѓаат на различни возови на бранови емитирани од поединечни атоми. Ако рамно-поларизираната светлина е насочена кон кристална плоча, тогаш вибрациите на секој воз се поделени помеѓу обичните и извонредните зраци во иста пропорција, така што зраците што излегуваат излегуваат кохерентни.

Интерференцијата на поларизираните зраци може да се забележи кога линеарно поларизирана светлина (добиена со поминување на природна светлина низ поларизатор) поминува низ кристална плоча, минувајќи низ која зракот е поделен на две кохерентни, поларизирани

во меѓусебно нормални рамнини на зракот. Кристалната плоча обезбедува кохерентност на обичните и извонредните зраци и создава фазна разлика меѓу нив според односот (6.38.9).

За да се набљудува шемата на пречки на поларизираните зраци, потребно е да се ротира рамнината на поларизација на еден од зраците додека не се совпадне со рамнината на поларизација на другиот зрак или да се изолираат компонентите од двата зраци со иста насока на осцилација. Ова се прави со помош на поларизатор, кој ги намалува осцилациите на зраците во една рамнина. На екранот може да се забележи шема на пречки.

Интензитетот на добиената осцилација каде што е аголот помеѓу рамнината на поларизаторот и оптичката оска на кристалната плоча, е аголот помеѓу рамнините на поларизаторите и Интензитетот и бојата на светлината што се пренесува низ системот зависи од брановата должина . Кога еден од поларизаторите се ротира, бојата на шемата за пречки ќе се промени. Ако дебелината на плочата не е иста на различни места, тогаш на екранот се забележува шарена слика.

Безбедносни прашањаза самообука на учениците:

1. Што е светлосна дисперзија?

2. По кои карактеристики може да се разликуваат спектрите добиени со помош на призма и дифракциона решетка?

3. Што е природна светлина? авион поларизиран? делумно поларизирана светлина?

4. Формулирајте го Брустеровиот закон.

5. Што предизвикува двојно прекршување во оптички анизотропен едноаксијален кристал?

6. Кер ефект.

Литературни извори:

1. Трофимова, Т.И. Курс по физика: учебник. прирачник за универзитети / Т.И. Трофимова. – М.: АКАДЕМИЈА, 2008 г.

2. Савељев, И.В. Па општа физика: учебник прирачник за колеџи: во 3 тома / И.В. – СПб.: Специјално. светно, 2005 година.