Случай света

В свете теории относительности классическая механика Галилея— Ньютона приобрела характер ее частного случая и сохраняет свое значение и в настоящее время, являясь научно-теоретической базой большинства отраслей техники. На основе законов Галилея— Ньютона в дальнейшем доказывались теоремы и устанавливались принципы механики, составляющие содержание современного курса теоретической механики. [c.5]

Рассмотрим общий случай. Пусть сила света зависит от направления излучения. Будем пользоваться полярной системой координат. Точечный источник света расположим в начале координат. Направление будет характеризоваться широтой ф, кото[)ая изменяется от нуля до я, и долготой 0, которая изменяется от нуля до 2л. Тогда сила света определяется как / = / (в, гр). Как следует из рис. 1.2 (на рисунке принят г = 1), [c.11]

Чтобы выяснить влияние размеров источника на интерференционную картину, обратимся к опыту с интерферометром Майкельсона, где зеркала составляют друг с другом угол, отличный от 90 . Рассмотрим два случая 1) источник света точечный и излучает монохроматический свет 2) источник света протяженный. [c.90]

Случай 1. Положим, что в интерферометр Майкельсона направляется свет от точечного источника (из точки S на рис. 4.20), излучающего монохроматический свет длиной волны X. При незначительном наклоне зеркала 3 относительно 3i наблюдаются полосы равной толщины от слоя воздуха переменной толщины, заключенного между зеркалом 3i и изображением зеркала За в пластинке П. Очевидно, что интенсивность, обусловленная интерференцией лучей, исходящих от некоторой толщины / воздушного слоя, равна [c.90]

При отражении света от поверхностей прозрачных пластин вследствие малого коэффициента отражения мы не принимали во внимание лучи, отраженные два или большее число раз. Однако в случаях, когда интенсивности многократно отраженных лучей близки друг к другу, учет их вклада в общую интенсивность является обязательным. Реализация упомянутого случая — случая многолучевой интерференции — определяется значениями коэффициентов отражения и пропускания. [c.100]

Дифракция света от круглого отверстия. Этот случай имеет большое практическое значение (использование линз в оптических приборах). Роль круглого отверстия играют оправы объективов, являющиеся неотделимой частью оптических приборов. [c.142]

Выше мы рассмотрели случай нормального падения параллельного пучка света на дифракционную решетку. Аналогичным образом можно рассмотреть случай падения лучей под некоторым отличным от нуля углом. [c.148]

Рассмотрим простой случай — направим пучок света перпендикулярно плоскости решетки, т. е. вдоль оси 2. В этом случае а = = ро == 90° и 7о = О- Условия максимумов вдоль осей х и у будут [c.156]

Получение эллиптически-поляризованного света. Рассмотрим взаимодействие двух когерентных волн со взаимно перпендикулярными электрическими векторами, распространяющихся вдоль одной прямой. Практически такой случай можно реализовать на следующей установке (рис. 9.15) естественный свет, исходящий из точечного источника S, проходя через призму Николя, превращается в линейно-поляризованный. Пластинка П толщиной d, вырезанная из одноосного кристалла параллельно оптической оси 00, располагается так, чтобы линейно-поляризованный свет падал на нее пер- [c.234]

Случай 1. Оптическая ось положительного кристалла лежит в плоскости падения под косым углом к преломляющей грани кристалла (рис. 10.13). Параллельный пучок света падает под углом к поверхности кристалла. Очевидно, что за время, в течение которого правый край В фронта волны А В достигает точки D на поверхности кристалла, вокруг каждой из точек на поверхности кристалла между А н D возникают две лучевые поверхности — сферическая и эллипсоидальная. Эти две поверхности соприкасаются друг с другом вдоль оптической оси. Из-за положительности кристалла эллипсоид будет вписан в сферу, т. е. все точки эллипсоида будут расположены внутри сферической поверхности. Для [c.262]

Случай 2. Оптическая ось О О расположена под углом к преломляющей грани. Направим параллельный пучок света перпендикулярно поверхности положительного кристалла (рис. 10.14). [c.262]

Случай 3. Оптическая ось О О положительного кристалла параллельна преломляющей грани и плоскости падения. Луч света падает нормально к поверхности кристалла (рис. 10.15). В этом случае обыкновенный и необыкновенный лучи распространяются, не преломившись, в направлении падения, но с разными скоростями (Уо > Vg). Для отрицательного кристалла получится тот же результат с той лишь разницей, что Vg < Ve. Если бы в данном случае луч падал под некоторым углом, отличным от нуля. [c.263]

Случай 4. Луч света падает нормально к поверхности кристалла, оптическая ось (на рис. 10.16 показана точкой внутри кружка) параллельна преломляющей грани и перпендикулярна плоскости падения. Так как эллипсоид и сфера должны соприкасаться вдоль оптической оси, то их сечения плоскостью чертежа представляют собой концентрические окружности разных радиусов. И в этом случае оба луча распространяются по направлению падающего луча с разными скоростями. Электрический вектор обыкновенного луча (изображен стрелкой) расположен в плоскости чертежа, в то время как электрический вектор необыкновенного луча направлен перпендикулярно плоскости чертежа (изображен точкой). [c.263]

Если подключить к освещаемому электроду отрицательный полюс батареи, то сначала сила тока с повышением напряжения возрастает, а. затем сила тока остается постоянной. Сила тока насыщения I пропорциональна мощности светового потока излучения. Этому случаю соответствует участок графика на рисунке 299 слева от оси ординат. Измерив запирающее напряжение, можно найти максимальное значение кинетической энергии электронов, вырываемых светом из катода [c.300]

Если ди дХ > О, то U и. Этот случай, как правило, реализуется при прохождении света сквозь различные стекла и другие прозрачные среды. Заметим, что если > О, то < 0. ди с дп [c.50]

Заслуживает особого упоминания случай и > с (фазовая скорость больше скорости света в вакууме), который не противоречит теории относительности, ограничивающей лишь скорость сигнала (групповую скорость). С фазовой скоростью и распространяется в среде немодулированная волна. Для передачи какой-то информации нужно промодулировать волну, причем экспериментальное значение скорости сигнала не может превосходить скорости света в вакууме. В дальнейшем рассмотрены случаи, когда п < 1,, т. е. и > с (например, для радиоволн в ионосфере, при исследовании рентгеновских лучей и-др.). [c.51]

Проведем числовую оценку коэффициентов отражения и пропускания для одного частного случая. При прохождении света из воздуха (п1 = 1) в стекло (для видимой области спектра П2 1,5) 7 = [(Л2 — 1)/(л2 + 1)] = 4%, тогда как = [c.75]

Закончим изложение физических явлений, связанных с отражением электромагнитной волны, рассмотрением причин возникновения давления света. Расчет этого весьма общего явления впервые был проведен Максвеллом для случая отражения световой волны от поверхности металла. Экспериментальное подтверждение расчета П. Н. Лебедевым сыграло большую роль в утверждении электромагнитной теории снега. [c.107]

Учет высказанных соображений о степени монохроматичности излучений позволяет правильно оценить допустимую толщину пластин. Переходя к способам наблюдения интерференционных полос разной локализации, будем считать, что пластины тонкие , т.е. можно работать с протяженными источниками света, без каких-либо дополнительных монохроматоров. Рассмотрим отдельно два упоминавшихся выше наиболее важных предельных случая локализации интерференционных полос. [c.213]

Этот результат (дополнительность картин в проходящем и отраженном свете) справедлив при выполнении условия (5.57), т.е. при отсутствии поглощения в отражающих слоях. Таким образом, изложенная теория, безусловно, применима к тому случаю, когда в качестве отражающих слоев интерферометра используются многослойные диэлектрические покрытия, поглощение в которых пренебрежимо мало (см. 5.5). [c.243]

В большинстве николевых призм, если их держать наклонно к свету, можнр перейти край поля зрения, и когда это случается, свет не поляризуется. Такого наклона необходимо следовательно избегать. [c.58]

По типу тонального отношения между фигурой и фоном, передним планом и тональным окружением можно выделить два основных способа показа уровня глубины. На рис. 1.5.10,а реализован алгоритм высветления глубинных уровней про странства изображения. Каждая последующая фигура как бы подсвечивается боковым источником света. На рис. 1.5.10,6 сооттношение контраста фигуры и фона обратное. Каждая фигура переднего плана более светлая, чем окружающий ее фон. Выступание переднего плана осуществляется здесь за счет контраста светлого на темном. Вся композиция при такой тональной разработке соответствует случаю лобового освещения объекта единым источником света. С удалением в глубину пространство все более темнеет и уплотняется, вокруг предметов переднего плана образуются как бы подпирающие их сзади тени — ореолы. На рис. 1.5.10,е много-уровневость достигается комбинацией двух основных алгоритмов передачи глубины пространства. [c.61]

В последние годы возник большой интерес к методам измерения, в которых используется избыточная информация, содержащаяся в спектре излучения нагретых тел. Принцип новых методов основан на утверждении, что если излучательная способность материала пропорциональна длине волны в степени п, то температура может быть получена из относительных измерений спектральной яркости при п + 2 длинах волн. Для п = 0 мы имеем случай двухцветного пирометра или пирометра отношения, в котором излучате,тьная способность не зависит от длины волны. Если п= и излучательная способность с длиной волны меняется линейно, требуется три длины волны. Проблема с двухцветным пирометром, как было показано, состоит в том, что для равенства излучательной способности при двух длинах волн на практике длины волн должны быть расположены рядом. С другой стороны, легко показать, что чувствительность при увеличении расстояния между длинами волн увеличивается. Подобный анализ для трехцветного пирометра показывает, что даже небольшие отличия от предполагаемого линейного соотношения между излучательной способностью и длиной волны могут приводить к большим погрешностям. Свет [81], однако, отметил, что при использовании современных компьютеров метод определения истинной температуры из измерений при т длинах волн на основе предположения, что излучательная способность является функцией п-й степени от длины волны и т>п, имеет ряд преимуществ. Они состоят в том, что избыточная информация, содержащаяся в [т—(п = 2)] измерениях, должна компенсировать недостаток точности в измерениях относительной яркости при т длинах волн. Трудности достижения высокой точности были показаны в работе Коатса [26], где был сделан вывод, что ни один из этих методов, по-видпмому, не приводит к большей точности опреде.ле-ния Т, чем точность, достигаемая пирометром на одной длине волны с использованием известной величины излучательной способности. [c.392]

Рассмотрим случай нормального падения плоской монохроматической и линейно-поляризованной волны на хорошо отражающую поверхность с относительным показателем преломления п> 1. Поглощением света при распространении пренебрежем. Отра)кен-ная световая волна, когерентная с падающей, будет распространяться в противоположном паправленгпг. В результате произо11дет интерференция двух когерентных волн—. падающей и отраженной. Считая, что в световых явлениях основную роль играет электрический вектор, запишем уравнение падающей световой волны, распространяющейся в положительном направлении оси х, в виде [c.96]

Влияние ширины щели. Рассмотрим теперь влияние ширины щели на дифракционную картину. Как следует из рис. 6.20, с увеличением ширины щели происходит сближение максимумов и минимумов относительно центра. Поскольку с увеличением ширины щели увеличивается общий световой поток, то интенсивность при сравнительно больших отверстиях должна быть больше. На рис. 6.20 представлен график распределения интенсивности для щелей разной ширины. Как видно из рисунка, с уменьшением ширины щели центральный максимум расплывается. При Ь Я (что соответствует sin ф 1, т. е. ф = л/2) [[.еитральный максимум расплывается в бесконечность, что приводит к равномерному освещению экрана. Дальнейшее уменьшение ишрины щели (Ь < i) приводит к отклонению от теории Френеля — Кирхгофа. Этот случай не имеет смысла с практической точки зрения, так как при этом наблюдается монотонное уменьшение интенсивности прошедшего света. [c.140]

Выражение (7.1) в действительности является более обицш, чем принцип Ферма, сформулированный в своем первоначальном виде. Дело в TOiM, что условие S/ = О не является условием только минимума это есть условие экстремума — минимума, максимума или стационарности. Следовательно, свет при распространении между двумя точками может выбирать не только путь, требуюш,ий минимального времени прохождения, но также путь, требующий максимального времени, либо пути, требующие одинакового времени. Все эти три случая станут более ясными на следующих конкретных примерах. [c.168]

Рассмотрим два крайних случая а) точечный источник света расположен недалеко от предмета (в данном случае от точки) б) источник света удален в бесконечность. В первом случае предмет (точка) освещается сферическо , во втором—плоской волной. Плоскую волну можно получить также и при расположении точечного ИСТОЧН - [c.211]

Интерференция поляризованного света. До сих пор мы рассматривали взаимодействие двух световых лучей с колебаниями, происходящими во взаимно перпендикулярных направлениях, распространяющихся вдоль одной линии. Возникает естественный вопрос будет ли наблюдаться отличное от рассмотренного выи.1е явление, если оба луча являются взаимно когерентными и электрические векторы в них колеблются вдоль одной прямой Практически такой случай можно реализовать на установке (рнс. 9.21), где между двумя НИКОЛЯМИ Л/i и N-, расположена кристаллическая пластинка Я, вырезанная из одноосного кристалла параллелыю оптической оси. Параллельный пучок естестветюго спета, паправлеиный на николь Л/х, превращаясь в лине11н0- поляризованный, падает на пластинку П перпендикулярно ее поверхности. При нормальном падении пучка лучей на пластинку из одноосного кристалла, оптическая ось в которой параллельна преломляющей поверхности, возникающие [c.240]

Коротко изложим суть современной статистической теории рассеяния света в газах. Будем считать, что неоднородности возникают только благодаря флуктуации плотности в объемах, линейные размеры которых малы по сравнению с длиной волны света. Пусть в некотором малом объеме v случайно (благодаря тепловому движению молекул) собралось число частиц + AiV, где — число частиц в рассматриваемом малом объеме при идеально равномерном распределении молекул в пространстве, /S.N — флуктуация плотности молекул. В результате такого скопления част1щ рассматриваемый малый объем излучает волну амплитуды Е + Е, где Ео— амплитуда волны, излучаемая тем же объемом с числом частиц N . В отличие от случая совершенно равномерного распределения частиц по объемам рассеяние в этом случае не будет теперь уничтожаться интерференцией ни по одному из направлений. Напряженность поля световой волны, рассеянной малым объемом v, будет обусловлена полем Ее легко вычислить, если учесть, что флуктуации плотности вызывают дополнительную поляризацию АР под действием световой волны. Действительно, поскольку диэлектрическая прони- [c.311]

Деполяризация рассеянного света. Иной результат получается в том случае, когда молекула рассеивающей среды анизотропная. Если в первом случае было безразлично, как орнеитирована молекула по отношению к направлению электрического вектора падающего света, то во втором случае оно имеет существенное значение. В зависимости от ориентации молекулы по отношению к возбуждающему полю направление индуцированного колеблющегося диполя может совпадать с направлением электрического поля света (возбуждающего поля). В качестве примера рассмотрим предельный случай — полную анизотропию, т. е. модели так называемой жесткой налочки где поляризуемость во всех направлениях, кроме одного, совпадающего с осью палочки , равна нулю (а = а, [c.316]

В свете этих представлений высокая монохроматичность лазерного излучения остается непонятной. Однако если обратить внимание на роль резонатора при образовании системы стоячих волн, то этому можно найти объяснение. Согласно формуле (17,12), стоячие волны возникают только при т = - 1, 2, 3,. .. (типы колебаний, соответствующие разным значениям т, называются модами). Можно оценить порядок числа мод для конкретного случая, например при L 10 см, I 5000 А, как следует из формулы (17.12), т 10 Однако в резонаторе возникнут не все моды, а лишь не-дшогие 113 них, которые одновременно удовлетворяют и условию, связывающему частоту излучения с разностью энергетических уровней атома активной среды, с учетом ширины данных уровней. Несколько таких мод представляют собой очень узкие линии, частоты которых отстоят друг от друга на Av = /2L. [c.387]

Для подробного 0б71яснения аберрации света и для введения количественных расчетов рассмотрим случай, когда р == я/2, т. е. когда звезда находится в полюсе эклиптики. [c.415]

Поляризация излучения является третьей основной характеристикой монохроматич( ской волны. Наиболее простой случай. нинейной поляризации имеет место в УКВ-области, и его можно искусственно создать и в оптическом диапазоне. Существует множество различных типов оптических поляризаторов — устройств, на выходе которых получа( тся линейно поляризованный спет (кристаллы исландского игиата или кварца, призма Николя и различные другие приспособле шя). ( помощью таких уст ройств можно не только поляризовать излучение, но и проверить, характеризуется ли неизвестная радиация линейной поляриза-иией.Методика подобных исследований ясна из рис. 1.12, где показаны две взаимные ориентации поляризатора и анализатора, при которых свет проходит целиком или нацело задерживается. Метод исследования эллиптически поляризованного света [c.36]

Рассмотрим несколько подробнее условия получения круговой поляризации, которая, как известно, является частным случаем эллиптической поляризации. Для возникновения циркулярно поляризованного света разность фаз 6 должна б дть равной (2k + 1)п/2. Но, кроме того, должны быть одинаковыми амплитуды двух взаимно перпендикулярных колебаний. Это достигается при определенной ориентации вектора Е в падающей волне относительно оптической оси кристалла. РГетрудно сообразить, что если угол между Е и плоскостью главного сечения равен 45°, то амплитуды обыкновенной и необыкновенной волн одинаковы и при 8 = (2/е + 1)п/2 из кристалла выйдет волна, поляризованная по кругу. Именно так работает пластинка в четверть длины волны (рис.3.3), которую можно использовать как для превращения линейно поляризованной волны в волну, поляризованную [c.116]

Рис. 4.6 показывает, что на участке ВС показатель преломления убывает при возрастании частоты и после перехода через центр линии поглощения (т = то) становится меньше единицы. Это значит, что в данных условиях фазовая скорость волны больше скорости света в вакууме. Мы уже сталкивались с под<збными явлениями, и выше указывалось, что соотношение и > с не противоречит теории относительности, запрет которой U < с) не распространяется лишь на скорость переноса энергии. Однако нужно предостеречь читателя от попыток оценить для этого случая скорость и, используя формулу Рэлея. Детальное исследование показывает, что такие оценки некорректны при столь резких изменениях показателя преломления, которые происходят вблизи линии поглощения, и в этом случае необходимо различать групповую скорость волн и скорость сигнала (см. 1.4). [c.151]

Из полученного значения < п> > пп сразу следует возможность самофокусировки лазерного излучения, предсказанной Г. Г. Аска-рьяном в 1962 г. и вскоре обнаруженной в эксперименте. Действительно, равенство (4.52) показывает, что если через какую-либо среду (твердое тело или жидкость с определенными свойствами ) проходит интенсивный пучок света, то он делает эту среду неоднородной — в ней как бы образуется некий канал, в котором показатель преломления больше, чем в других ее частях. Тогда для лучей, распространяющихся в этом канале под углом, большим предельного, наступает полное внутреннее отражение от оптически менее плотной среды ( см. 2.4) и наблюдается своеобразная фокусировка излучения. Наиболее интересен случай, когда подбором входной диафрагмы для данного вещества удается установить такой диаметр канала 2а, что дифракционное уширение >L/(2a) (см. 6.2) компенсирует указанный эффект и в среде образуется своеобразный оптический волновод, по которому свет распространяется без расходимости. Такой режим называют самоканализацией (самозахватом) светового пучка (рис. 4.21). Весьма эффектны такие опыты при использовании мощных импульсных лазеров, излучение которых образует в стекле тонкие светящиеся нити. Однако в газообразных средах самофокусировка не имеет места, что существенно ограничивает возможность использования этого интересного явления. [c.169]

Но, как уже указывалось, может иметь место промежуточный случай — на экране наблюдается интерференционная картина, но ее качество хуже, чем при когерентном освешении. Тогда функция видимости больше нуля, но меньше единицы (О < F < 1). Назовем два источника света, создающих такую картину интерференции, частично когерентными. В дальнейшем последнему случаю будет уделяться наибольшее внимание. Заметим, что иногда практикуется представление частично когерентного света [c.184]

Условие (5.31) или близкое к нему неравенство нетрудно получить из значительно более простых рассуждений, в которых рассматривается случай, когда полосы, создаваемые одной половиной источника, гасят полосы, создаваемые другой его половиной. Но недостаток таких качественных рассуждений заключается в том, что заранее предполагается существование интерференционных полос от протяженного источника (или от его половины), что не очевидно. Проведенный же расчет привел к однозначному выводу о существовании интерференционных полос при выполнении условия 2dtga> < л/4. Мы получили право использовать синусоидальную идеализацию и для протяженного источника света при выполнении в эксперименте условия (5.31). Конечно, сформулированное ранее ограничение допустимой разности хода (Д < с Гког) остается в силе и при интерференции от протяженных источников света. Таким образом, условие временной когерентности (5.23) дополняется условием пространственной когерентности ( 5.31). [c.202]

Все предыдущее исследование проводилось для некоторого выбранного направления колебаний излучающих атомов в источнике света, т.е. рассматривалось излучение вполне определенной поляризации. Не представляет труда распространить полученные выводы на случай поляризованного света, но здесь необходимо более тщательно исследовать вопрос об интерференции поляризованных лучей, в частности наложение интерференционных картин, создаваемых волнами, поляризованными во взаимно перпендикулярных направлениях. Здесь снова окажется полезным идеализированное устройство из двух параллельных пластин, отражающих свет и использованных при описании прост-ранс гвенной когерентности в 5.3. [c.203]

Постановка задачи б шзка к случаю прохождения плоской монохроматической волны через диэлектрическую пластинку или отражения от нее (см. 5.4). Но тогда учитывалась интерференция только двух пучков света (например, отразившихся от передней и задней поверхностей диэлектрической пластинки). Всеми последующими отраженными волнами пренебрегали, что [c.238]

Мы условились пока не рассматривать роли размеров источника (пространственной когерентности в явлениях дифракции). Однако из сказанного выше можно сделать очевидный качественный вывод чем уже щель, тем меньше должны сказываться размеры источника на распределении освещенности в дифракционной картине. Действительно, роль размеров источника света отчетливо проявится в том случае, когда суммарное уширение центрального максимума будет в основном обусловлено наложением дифракционных картин от различных участков источника света. Этот случай иллюстрирует рис. 6.29, где 1геальный источник условно заменен тремя точечными источниками, расположенными в его пределах. [c.285]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...