Спектр первого порядка

В изложенной здесь элементарной теории мы пренебрегли весьма важным влиянием наклона лучей на амплитуду А, а также и шириною щелей. При должном учете этих факторов оказывается, что интенсивность в последующих спектрах быстро уменьшается с увеличением порядка, и даже спектр первого порядка значительно бледнее соответствующего спектра, образованного призмой. Поэтому не рекомендуется применять решетку, если желают работать с ярким спектром. [c.84]

Следует отметить, что определение длин волн по линиям сравнения, лежащим в другом порядке спектра, может привести к ошибкам, связанным с тем, что, как уже отмечалось, спектры разных порядков могут фокусироваться на несколько отстоящих друг от друга поверхностях. Если, кроме того, инструментальный контур, даваемый решеткой, асимметричен, то это может привести к кажущемуся смещению спектральных линий в спектрах разных порядков. Связанные с этими эффектами ошибки в измерении длин волн вряд ли могут превышать 0,1—0,01 А. Однако при прецизионных измерениях с погрешностями такой величины мириться нельзя. Чтобы их избежать, этот метод следует применять в сочетании с первым методом, т. е. использовать стандарты длин волн. Для этого на одну пластинку снимается неизвестный спектр элемента Л, спектр элемента В, длины волн линий которого в вакуумной области рассчитаны, и спектр элемента С, длины волн линий которого известны в видимой области и спектр первого порядка которого накладывается на линии в спектрах второго, третьего и т.д. порядков элементов Л и В. Тогда можно найти длины волн линий элемента В по линиям элемента С и сравнить их с расчетными, после чего построить кривую поправок. Это позволит для любой линии элемента Л найти поправку к измеренным длина)м волн или убедиться в том, что она пренебрежимо мала. [c.231]

Метод фазового контраста основан на том, что, как показывает анализ, фаза световых колебаний нулевого спектрального максимума (т. е. прямо прошедшего света) отличается от фазы колебаний спектра первого порядка (т. е. света, дифрагированного объектом) на я/2. Представим его векторной диаграммой (рис. 14). Вектор [c.27]

Ранее для наблюдения таких объектов применяли дифференциальное окрашивание препаратов, после чего малоконтрастные прозрачные объекты превращаются в поглощающие (контрастные) или разноцветные. Но, во-первых, далеко не все детали объектов могут быть окрашены в разные цвета во-вторых, дифференциальное окрашивание малопригодно при изучении живых объектов. Используя наличие разности в показателях преломления объекта и среды, голландский физик Цернике (1935 г.) разработал новый метод — метод фазового контраста, который позволил сделать видимыми такие прозрачные объекты, как описанные выше [35]. Метод фазового контраста основан на том, что фаза световых колебаний нулевого спектрального максимума (т. е. прямо прошедшего света), как показывает анализ, отличается от фазы колебаний спектра первого порядка (т. е. света, дифрагированного объектом) на я/2. [c.25]

Опыт. Полосы Фабри — Перо в оконном стекле. Для этого опыта необходим широкий, почти монохроматичный источник света. Наиболее дешевым и простым в обращении источником такого типа является стандартная неоновая лам- Па 120 или 220 в, ввинчивающаяся в обычный патрон. Лампы такого типа используют электромонтеры для проверки напряжения в сети. При работе лампы возникает круглый диск светящегося неона диаметром около 2,5 см. Включите лампу и посмотрите на нее через дифракционную решетку, расположенную близко к глазу. В спектре первого порядка, который виден под углом 15—20° относительно центрального оранжевого изображения источника, вы сможете увидеть по крайней мере три ярких изображения источника зеленое, оранжевое и красное. (В действительности каждое из этих изображений состоит из большого числа ярких линий.) Наблюдаемые виртуальные источники четки и не размазаны, что указывает на Монохроматичность каждого отдельного изображения (в пределах, конечно, [c.237]

Опыт, Для опыта нужны линейный источник белого света и две идентичные дифракционные решетки. Ориентируйте лампу так, чтобы нить была вертикальной, и посмотрите на нее через решетку (она должна быть близкой к глазу), ориентированную так, чтобы спектр был развернут по горизонтали. Теперь совместите с первой решеткой вторую и осторожно поворачивайте ее до тех пор, пока спектры первого порядка обеих решеток не совместятся. Действуя очень тщательно, вы сумеете обнаружить черные полосы , пересекающие окрашенное изображение первого порядка. Часть объяснения заключается в следующем. Расстояние между штрихами равно й. Обозначим через х расстояние между параллельными плоскостями обеих решеток. Их можно считать двумя заборами или частоколами, стоящими друг перед другом. При некоторых углах отражения штрихи обеих решеток будут лежать на одной линии, а при других углах проекции штрихов одной решетки могут лежать посередине между смежными штрихами другой. В последнем случае эффективное число штрихов на единицу длины удваивается. Теперь начинается физика. Почему вы получаете черные полосы Соответствуют ли они первому или второму случаю наложения штрихов Можете ли вы найти расстояние 5, зная или с1 , зная в [c.465]

Углеводород. Посмотрите на спектр первого порядка пламени газовой горелки. Вы увидите резкое и ясное изображение в синем и зеленом свете, Синий цвет пламени связан с одной или несколькими почти монохроматическими спектральными линиями, [c.468]

Спектры первого порядка образуются под таким углом дифракции I, что [c.51]

Положение главных максимумов в дифракционной решетке зависит от длины волны. Исключение составляют только главные максимумы нулевого порядка (т = 0), положения которых от длины волны не зависят. Белый и всякий сложный свет можно рассматривать как суперпозицию монохроматических волн с различными длинами. Эти волны при дифракции на решетке ведут себя независимо. Поэтому решетка в каждом порядке т О разложит падающий свет в спектр, в котором отдельные монохроматические компоненты окажутся" пространственно разделенными. Главные дифракционные максимумы, соответствующие т — , образуют спектр первого порядка. За ним идет спектр второго т = 2), третьего (т = 3) и высших порядков. Если падающий свет белый, то спектр каждого порядка имеет вид цветной полосы, в которой встречаются все цвета радуги. В такой полосе наиболее отклоненными 6)1 дут красные лучи, наименее отклоненными — фиолетовые. [c.312]

Какую разрешающую силу должен иметь спектральный аппарат для раз решеиия дублета D-линии натрия = 589,0 нм, = 589,6 нм) Подсчитать минимальное число штрихов решетки, которая может разрешить его в спектре первого порядка. При каком наименьшем основании а можно сделать то же самое с помощью призмы, изготовленной из стекла с дисперсией dn/dX = —956 см [c.324]

Аналогично амплитуда каждого из боковых спектров первого порядка есть ] 2кс) и т. д. Сумма интенсивностей всех отраженных волн есть [c.97]

Пример 9.4. Перед объективом фотокамеры установлена дифракционная решетка с периодом 0,002 мм. На решетку, нормально к ней, падает пучок белого света. Найдите длину спектра первого порядка, если фокусное расстояние объектива /=21 см, а пленка чувствительна к лучам с длиной волны от 400 до 680 нм. [c.169]

На фиг. 321 приведена схема установки Виллиса [2158]. На фотоэлемент падает свет от обоих спектров первого порядка, отраженный двумя зеркалами 5 на фотоэлемент падает [c.280]

Сразу видно, что внешнее кольцо не является спектром первого порядка относительно внутреннего кольца, поскольку диаметр первого меньше удвоенного диаметра последнего. Следовательно, внутри стекла должны существовать [c.347]

Только полная совокупность дифракционных максимумов определит вторичное изображение в соответствии с объектом. Впрочем, совокупность максимумов, расположенных по одну сторону от центра (например соответствующих положительным т), достаточна для передачи всех деталей, ибо остальные лищь усиливают яркость, не меняя подробностей картины. Особое значение имеют максимумы первых порядков, расположенные под малыми углами и обусловленные более крупными и обычно более важными деталями строения, определяющими в основном вид реального объекта. Максимумы, лежащие под большими углами, определяются главным образом более мелкими деталями предмета, могущими, впрочем, быть очень характерными. Так, например, ь случае объекта в виде бесконечной решетки спектры первого порядка достаточны для образования изображения в виде периодической структуры правильного периода, но с плавны.м переходом от светлых мест к темным " ). Для правильной передачи не только периодичности структуры, но и характерного для нашей решетки резкого перехода от света к темноте, необходимо, чтобы в образовании изображения участвовали и спектры высших порядков. Очень мелкие детали (эле.менты структуры [c.352]

Из изложенного ясно, что для получения правильного изображения надо, чтобы через объектив микроскопа и далее проникали дифракционные пучки всех направлений. Обычно внутри микроскопа не ставится препятствий, так что опасность представляет лишь входной зрачок, которым служит оправа объектива, ограничизаю-ищя его рабочее отверстие ). Чем меньше предмет или его деталь d, тем большие углы дифракции он обусловливает и тем шире должно быть отверстие объектива. Отверстие объектива определяется углом 2и между крайними лучами, идущими от объекта (расположенного у фокуса) к краям объектива. Половина этого угла носит название апертуры. Если апертура меньше pi — угла дифракции, соответствующего спектрам первого порядка, т. е. sin и < sin tpi = = Ao/d, то в микроскоп проникнут только лучи от центрального максимума и мы не увидим изображения, соответствующего деталям, определяемым величиной d, т. е. в случае нашей решетки будем иметь равномерное освещение. Таким образом, условр езш и У - XJd есть условие, необходимое для разрешения деталей d. В крайнем случае (sin и = %old) мы жертвуем максимумами высших порядков, т. е. как сказано, несколько ухудшаем качество изображения. Чем больше sin и по сравнению с kjd, тем больше спектров высших порядков участвует в построении изображения, т. е. тем точнее передается наблюдаемый объект. [c.353]

Прп использовании спектрографов скользящего паденпя обычно работают со спектрами первого порядка, и поэтому область дисперспи достаточно велика. Переход от одной области спектра к другой осуществляется передвижением кассеты по кругу Роуланда. Заметим также, что в приборах скользящего падения угловая и линейная дисперсии (в отличие от схем нормального падения) значительно изменяются с длиной волны за счет изменения угла (р (см. (3.94)). Все прпборы ско.льзящего падения вакуумные. [c.301]

Приведем таблицу оптимальной шир шы решетки с 600 штрих1мм и радиусом кривизны 1 м для разных участков спектра первого порядка при углах падения 80 и 88° (табл.3.3 [c.163]

Точных измерений кантов, насколько нам известно, нет. Анализ, предложенный Маханти, подвергли сомнению Лумис и Уатсон. Ниже приведены результаты наших собственных измерений, сделанных по спектрограмме внешних частей (пламени) дуги между медными электродами в спектре первого порядка вогнутой 6-метровой решетки. Канты в оранжевой области сложны они состоят из 4—6 кантов различной интенсивности мы приводим только выделяющиеся канты. (См. лист 6 спектрограмм.) [c.128]

Наконец надо сделать несколько замечаний относительно перекрывания спектров, принадлежащих разным порядкам. Ограничимся рассмотрением видимого спектра, т. е. области длин волн от Я, = 0,4 ж до Хз= 0,75 мк. Мы видим, что спектр первого порядка не налагается на спектр второго порядка, так как спектр первого порядка занимает участок от р == до = Лг/с/ = = 0.75 А,1/0,4й — 1,8А,1/ й , тогда как спектр второго порядка начинается при р = — 2 .1/ й . Вместе с тем спектр второго порядка занимает область от р = 2л,/й до р = 2А,2/сг, а спектр третьего порядка начинается уже при 2- 1,8Л1/й , так что оба они частично покрываются. При yвe п чeнии порядка соседние спектры перекрываются все больше и больше (рис. 8.23). Если лштии с длинами волн к и Я + 6А налагаются в двух соседних порядках (т + 1) и т, то [c.377]

Если, кроме спектра нулевого порядка, сквшь диафрагмы проходят еще два спектра первого порядка (Sj S , т. е. если m=ad/Xl немного больше [c.387]

Разрешающая сила решетки в первом порядке дифракции. Две длины волны % кХ + йКъ спектре первого порядка разделены промежутком di = dXlP os i. Ширина каждой линии равна [c.52]

Конечно, при изготовлении голограммы условие В /о, соблюдение которого предполагалось при нашем изложении, не может Гыть выполнено вполне точно. Его невыполнение приводит к появлению дополнительных изображений. Это проще всего пояснить на примере, в котором предметная и опорная волны обе плоские и падают на фотопластинку под разными углами (предметом является бесконечно удаленная светящаяся точка). Тогда при соблюдении условия О /о голограмма будет представлять собой дифрак ционную решетку с синусоидальной амплитудной прозрачностью При ее просвечивании, наряду со спектром нулевого порядка (т. е прямого просвечивающего пучка, проникшего за голограхмму) появятся спектры первого и минус первого порядков, один из кото рых будет мнимым, а другой действительным изображениями пред мета. Если же условие О 1 не соблюдается, то разложение функции и (л ) в ряд Фурье будет содержать гармоники высших порядков. При просвечивании голограммы, наряду со спектрами первых порядков, появятся спектры высших порядков, т. е. дополнительные мнимые и действительные изображения предмета. Однако, если такие дополнительные изображения слабы и получаются в стороне от основного изображения, то они не причиняют существенного вреда. [c.351]

Все эксперименты по параметрическим взаимодействиям световых волн, выполненные до настоящего времени, достаточно хорошо описываются соотношениями, приведенными в гл. 4, 1 и 2. Наиболее тщательную проверку теории позволили осуществить эксперименты по генерации второй световой гармоники в пьезоэлектрических кристаллах. Франкен в своем первом эксперименте [I] фокусировал луч рубинового лазера с длиной волны 6943 А в кристалл кварца в пятно диаметром около I мм. Энергия лазерного импульса равнялась приблизительно 3 дж, длительность составляла около сек. Излучение, выходившее из кварца, регистрировалось с помощью кварцевого спектрографа на фотопленке, нечувствительной к красному свету. Оценки показали, что около 10 " от общего числа фотонов, имевшихся в импульсе, преобразовывалось в кванты ультрафиолетового излучения с длиной волны 3471 А. Эксперименты, выполненные позже с использованием дифракционных решеток, подтвердили, что генерируемая частота равна удвоенной частоте излучения рубинового лазера с точностью до 10 . В этих экспериментах производилось сравнение дифракционного спектра первого порядка ультрафиолетового излучения с дифракционным спектром второго порядка излучения рубина, причем оба спектра получались во время одной и той же экспозиции [c.190]

На фиг. 25 показан слзгчай , 1в котором между соседними лучами разность фаз равна периоду, разность хода равна одной волне. Этому < направлению пучка соответствует спектор. В результате из решетки выходят несколько пучков, разложе нных спектр. Нулевой спектр перпендикулярен плоскости решетки спектры первого < порядка, образуемые пучками, разность "фаз которых равна одному периоду, рассеиваются веером из параллельных 1моиохр)оматических пучков по обе стороны от нулевого под все б6льши1мн и ( бльшими уг ами выходят спектры второго, третьего и так далее порядка. [c.54]

Длина спектра первого порядка может быть определена из выражения А/ = /А0 = = D/AX, где D = m/ d os 0) — угловая дисперсия, см. формулу (9.7). Из условия главных максимумов в первом порядке sin0 X/d, и среднее зналенир [c.169]

Подробное теоретическое и экспериментальное исследование асимметрии диффракционной картины при косом падении (спектры первого порядка) было выполнено Рытовым [5211]. В опытах применялись частоты 30 и 75 мггц.—Прим. ред. [c.177]

Нат [1403] подробно изучил вопрос о том, как будет проходить диффракция в случае р > 1, т. е. когда неравенство (164) не выполняется. При этом интенсивность максимумов второго и высших порядков становится очень малой и только спектры первого порядка обладают заметной интенсивностью. Кроме того, для р>1 интенсивность максимумов первого порядка будет периодической функцией длины пути света I и периодически будет становиться равной нулю. Те же результаты получили Экстерман и Ванье [2114]. [c.187]

При использовании этого метода не следует применять большую силу звука, так как, согласно сказанному в гл. III, 4, п. 2, интенсивность спектра первого порядка пропорциональна силе звука лишь для малых звуковых энергий при больших энергиях многократная диффракция вызывает перераспределение диффрагированного света. Ввиду сказанного целесообразнее, просвечивая звуковой пучок на различных расстояниях х от источника звука, добиваться одинаковых диффракционных картин путем регулирования силы звука. Тогда, поскольку сила звука пропорциональна квадрату напряжения U, подаваемого на пьезокварц, получаем [c.280]

Висс [2182] и Бажулин [195] также применяли оптический диффракционный метод для измерения поглощения в жидкостях с той лишь разницей, что вместо одной щели они пользовались целым рядом одинаковых щелей, расположенных одна за другой, что позволяло одновременно получать целую серию диффракционных картин от ряда точно определенных мест в звуковом пучке. Все отдельные диффракционные спектры фотографировались одновременно, а затем спектры первого порядка фотометрирова-лись. [c.282]

Бёммель [293, 294] применил чисто оптический метод измерения скорости звука в газах на частотах выше 1—1,5 мггц. Как мы уже упоминали выше, интерферометрические измерения на столь высоких частотах весьма затрудняются тем, что ввиду сильного поглощения образование стоячих волн возможно только при очень малых расстояниях между излучателем и отражателем. Кроме того, при сравнительно большой длительности таких измерений в результате поглощения происходит сильное нагревание газа, что приводит к возникновению температурных градиентов как вдоль звукового пучка, так и между звуковым пучком и окружающей средой. Для избежания этих затруднений Бёммель использовал при своих измерениях явление диффракции света на ультразвуке на применявшихся им высоких частотах угол диффракции для спектров первого порядка достаточно велик. [c.316]

При отображении щели, освещенной естественным светом, через стеклянный блок, в котором возбуждены продольные упругие колебания, направление распространения которых параллельно щели, возникают обычные дебаевские диффракционные картины. При расположении колеблющегося тела между двумя скрещенными николями появляется только один дублет, т. е. два спектра первого порядка, расположенные справа и слева от места расположения центрального изображения, которое само в данном случае отсутствует. Эти явления описаны в работе Гидемана и Хёша. Они представляют собой видоизменение явлений, наблюдаемых в опытах Шефера и Бергмана для их получения достаточно заменить диафрагму щелью и подобрать соответствующее расположение поляризатора и скрещенного с ним анализатора [1834]. [c.353]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...