Интерференция света.
План лекции
I. Осуществление когерентных колебаний в оптике. Интерференционные схемы. Метод деления фронта волны (метод Юнга).
II. Интерференция в тонких пленках. Полосы равного наклона и равной толщины. Кольца Ньютона.
III. Двухлучевые интерферометры. ИнтерферометрЖамена. Интерферометр Майкельсона. Интерферометр Маха-Цендера.
I. Для осуществления интерференции света необходимо получить когерентные световые пучки, для чего применяются различные приемы. До появления лазеров (см. § 233) во всех приборах для наблюдения интерференции света когерентные пучки получали разделением и последующим сведением световых лучей, исходящих из одного и того же источника. Практически это можно осуществить с помощью экранов и щелей, зеркал и преломляющих тел. Рассмотрим некоторые из этих методов.
1. Метод Юнга. Источником света служит ярко освещенная щель S (рис.245), от которой световая волна падает на две узкие равноудаленные щели S1 и S2, параллельные щели S. Таким образом, щели S1 и S2 играют роль когерентных источников. Интерференционная картина (область ВС) наблюдается на экране (Э), расположенном на некотором расстоянии параллельно S1 и S2.Как уже указывалось (см. §171), Т. Юнгу принадлежит первое наблюдение явления интерференции.
|
|
3. Зеркала Френеля. Свет от источника S (рис. 246) падает расходящимся пучком на два плоских зеркала А 1 О и A 2 O, расположенных относительно друг друга под углом, лишь немного отличающимся от 180° (угол j мал). Учитывая правила построения изображения в плоских зеркалах, можно показать, что и источник, и его изображения S 1и S2 (угловое расстояние
между которыми равно 2j) лежат на одной и той же окружности радиуса r с центром в О (точка соприкосновения зеркал). Световые пучки, отразившиеся от обоих зеркал, можно считать выходящими из
мнимых источников S1 и S2, являющихся
мнимыми изображениями S в зеркалах. Мнимые источники S1 и S2 взаимно когерентны, и исходящие из них световые пучки, встречаясь друг с другом, интерферируют в области взаимного перекрывания (на рис. 246 она выполнена зеленым цветом). Можно показать, что максимальный угол расхождения перекрывающихся пучков не может быть больше 2j. Интерференционная картина наблюдается на экране (Э), защищенном от прямого попадания света заслонкой (3).
3. Бипризма Френеля. Она состоит из двух одинаковых, сложенных основаниями призм с малыми преломляющими углами. Свет от источника S (рис. 247) преломляется в обеих призмах, в результате чего за бипризмой распространяются световые лучи, как бы исходящие из мнимых источни-
|
|
ков S 1и S 2, являющихся когерентными. Таким образом, на поверхности экрана (в области, выполненной в цвете) происходит наложение когерентных пучков и наблюдается интерференция.
4. Зеркало Ллойда. Точечный источник
находится близко к поверхности плоского зеркала М. Когерентными источниками служат сам источник и его мнимое изображение.
II.
Интерференция света в тонких пленках
В природе часто можно наблюдать радужное окрашивание тонких пленок (масляные пленки на воде, мыльные пузыри, оксидные пленки на металлах), возникающее в результате интерференции света, отраженного двумя поверхностями пленки. Пусть на плоскопараллельную прозрачную пленку с показателем преломления n и толщиной d под углом i (рис. 249) падает плоская монохроматическая волна (для простоты рассмотрим один луч). На поверхности пленки в точке О луч разделится на два: частично отразится от верхней поверхности пленки, а частично преломится. Преломленный луч, дойдя до точки С, частично преломится в воздух (n 0 = 1), а частично отразится и пойдет к точке В. Здесь он опять частично отразится (этот ход луча в дальнейшем из-за малой интенсивности не рассматриваем) и преломится, выходя в воздух под углом ('. Вышедшие из пленки лучи 1 и 2 когерентны, если оптическая разность их хода мала по сравнению с длиной когерентности падающей волны. Если на их пути поставить
собирающую линзу, то они сойдутся в одной из точек Р фокальной плоскости линзы и дадут интерференционную картину, которая определяется оптической разностью хода между интерферирующими лучами.
Оптическая разность хода, возникающая между двумя интерферирующими лучами от точки О до плоскости АВ,
D=n(ОС+СВ)-(ОА±l0/2),
где показатель преломления окружающей пленку среды принят равным 1, а член ±l0/2 обусловлен потерей полуволны при отражении света от границы раздела. Если n>n0, то потеря полуволны произойдет в точке О и вышеупомянутый член будет иметь знак минус, если же n<n0, то потеря полуволны произойдет в точке С и l0 /2 будет иметь знак плюс. Согласно рис.249, OC=CB=d/cosr, ОA = ОВ sin i=2d tg r sin i. Учитывая для данного случая закон преломления sini=nsin r, получим
С учетом потери полуволны для оптической разности хода получим
Для случая, изображенного на рис. 249 (n>n0),
В точке Р будет максимум, если (см.(172.2))
и минимум, если (см. (172.3))
Доказывается, что интерференция наблюдается только, если удвоенная толщина пластинки меньше длины когерентности падающей волны.
280
2. Полосы равного наклона (интерференция от плоскопараллельной пластинки). Из выражений (174.2) и (174.3) следует, что интерференционная картина в плоскопараллельных пластинках (пленках) определяется величинами l0, d, n и i. Для данных l0, d и n каждому наклону i лучей соответствует своя интерференционная полоса. Интерференционные полосы, возникающие в результате наложения лучей, падающих на плоскопараллельную пластинку под одинаковыми углами, называются полосами равного наклона.
Лучи 1' и 1 ", отразившиеся от верхней и нижней граней пластинки (рис.250), параллельны друг другу, так как пластинка плоскопараллельна. Следовательно, интерферирующие лучи 1 ' и 1 " «пересекаются» только в бесконечности, поэтому говорят, что полосы равного наклона локализованы в бесконечности. Для их наблюдения используют собирающую линзу и экран (Э), расположенный в фокальной плоскости линзы. Параллельные лучи 1' и 1" соберутся в фокусе F линзы (на рис. 250 ее оптическая ось параллельна лучам 1' и 1"), в эту же точку придут и другие лучи (на рис.250 — луч 2), параллельные лучу 1, в результате чего увеличивается общая интенсивность. Лучи 3, наклоненные под другим углом, соберутся в другой точке Р фокальной плоскости линзы. Легко показать, что если оптическая ось линзы перпендикулярна поверхности пластинки, то полосы равного наклона будут иметь вид концентрических колец с центром в фокусе линзы.
|
|
3. Полосы равной толщины (интерференция от пластинки переменной толщины).
Пусть на клин (угол а между боковыми гранями мал) падает плоская волна, направление распространения которой совпадает с параллельными лучами 1 и 2 (рис. 251). Из всех лучей, на которые разделяется падающий луч 1, рассмотрим лучи 1 ' и 1 ", отразившиеся от верхней и нижней поверхностей клина. При определенном взаимном положении клина и линзы лучи 1' и 1" пересекутся в некоторой точке А, являющейся изображением точки В. Так как лучи 1' и 1" когерентны, они будут интерферировать. Если источник расположен довольно далеко от поверхности клина и угол а достаточно мал, то оптическая разность хода между интерферирующими лучами 1' и 1" может быть с достаточной степенью точности вычислена по формуле (174.1), где в качестве d берется толщина клина в месте падения на него луча. Лучи 2' и 2", образовавшиеся за счет деления луча 2, падающего в другую точку клина, собираются линзой в точке А'. Оптическая разность хода уже определяется толщиной d'. Таким образом, на экране возникает система интерференционных полос. Каждая из полос возникает за счет отражения от мест пластинки, имеющих одинаковую толщину (в общем случае толщина пластинки может изменяться произвольно). Интерференционные полосы, возникающие в результате интерференции от мест одинаковой толщины, называются полосами равной толщины.
Так как верхняя и нижняя грани клина не параллельны между собой, то лучи 1' и 1" (2' и 2") пересекаются вблизи пластинки, в изображенном на рис. 251 случае — над ней (при другой
конфигурации клина они могут пересекаться и под пластинкой). Таким образом, полосы равной толщины локализованы вблизи поверхности клина. Если свет падает на пластинку нормально, то полосы равной толщины локализуются на верхней поверхности клина.
|
|
3. Кольца Ньютона. Кольца Ньютона, являющиеся классическим примером полос равной толщины, наблюдаются при отражении света от воздушного зазора, образованного плоскопараллельной пластинкой и соприкасающейся с ней плосковыпуклой линзой с большим радиусом кривизны (рис. 252). Параллельный пучок света падает нормально на плоскую поверхность линзы и частично отражается от верхней и нижней поверхностей воздушного зазора между линзой и пластинкой. При наложении отраженных лучей возникают полосы равной толщины, при нормальном падении света имеющие вид концентрических окружностей.
В отраженном свете оптическая разность хода (с учетом потери полуволны при отражении), согласно (174.1), при условии, что показатель преломления воздуха n =1, а i=0,
D=2 d +l0/2,
где d — ширина зазора. Из рис. 252 следует, что R2= (R-d)2 +r 2, где R — радиус кривизны линзы, r — радиус кривизны окружности, всем точкам которой соответствует одинаковый зазор d. Учитывая, что d мало, получим d = r2/(2R). Следовательно,
D= r2/R+l0/2. (174.4)
Приравняв (174.4) к условиям максимума (172.2) и минимума (172.3), получим выражения для радиуса m-го светлого кольца
rm=Ö((m -l/2 )l 0 R) (m=1, 2, 3,...)
и радиуса m-го темного кольца
Измеряя радиусы соответствующих колец, можно (зная радиус кривизны линзы R) определить l0 и, наоборот, по известной l0 найти радиус кривизны линзы R.
Как для полос равного наклона, так и для полос равной толщины положение максимумов зависит от длины волны l0 (см. (174.2)). Поэтому система светлых и темных полос получается только при освещении монохроматическим светом. При наблюдении в белом свете получается совокупность смещенных друг относительно друга полос, образованных лучами разных длин волн, и интерференционная картина приобретает радужную окраску. Все рассуждения были проведены для отраженного света. Интерференцию можно наблюдать и в проходящем свете, причем в данном случае не наблюдается потери полуволны. Следовательно, оптическая разность хода для проходящего и отраженного света отличатся на l0 /2, т. е. максимумам интерференции в отраженном свете соответствуют минимумы в проходящем, и наоборот.
III. Явление интерференции также применяется в очень точных измерительных приборах, называемых интерферометрами. Все интерферометры основаны на одном и том же принципе и различаются лишь конструкционно. На рис. 255 представлена упрощенная схема интерферометра Майкельсона. Монохроматический свет от источника S падает под углом 45° на плоскопараллельную пластинку Р 1. Сторона пластинки, удаленная от S, посеребренная и полупрозрачная, разделяет луч на две части: луч 1 (отражается от посеребренного слоя) и луч 2 (проходит через него).
Луч 1 отражается от зеркала М 1и, возвращаясь обратно, вновь проходит через пластинку Р 1(луч 1 ' ). Луч 2 идет к зеркалу М 2, отражается от него, возвращается обратно и отражается от пластинки Р 1(луч 2') Так как первый из лучей проходит пластинку Р 1дважды, то для компенсации возникающей разности хода на пути второго луча ставится пластинка p 2(точно такая же, как и P 1, только не покрытая слоем серебра).
Лучи 1' и 2' когерентны; следовательно, будет наблюдаться интерференция, результат которой зависит от оптической разности хода луча 1. от точки О до зеркала M 1и луча 2 от точки О до зеркала M 2. При перемещении одного из зеркал на расстояние l0/4 разность хода обоих лучей увеличится на l0/2 и произойдет смена освещенности зрительного поля. Следовательно, по незначительному смещению интерференционной картины можно судить о малом перемещении одного из зеркал и использовать интерферометр Майкельсона для точного (порядка 10-7 м) измерения длин (измерения длины тел, длины световой волны, изменения длины тела при изменении температуры (интерференционный дилатометр)).
Интерферометр Жамена