116

10

Міністерство освіти і науки України

Український державний університет водного господарства і природокористування

Кафедра фізики

073-90

В.О.Дубчак, М.О.Ковалець,

В.Ф.Орленко, Є.С.Никонюк

З А Г А Л Ь Н А Ф І З И К А

Частина 2. Магнетизм, електромагнітні коливання і хвилі. Оптика, теорія відносності. Елемен- ти атомної фізики, квантової механіки і фізики твердого тіла. Фізика ядра та еле- ментарних часток.

За редакцією В.О.Дубчака

Рекомендовано

методичною комісією по спеціальності “Гідромеліорація” як конспект лекцій для студентів інженерно-технічних спеціаль-

ностей, заочна форма навчання

Протокол № від 2002р.

Рівне - 2002

В.О.Дубчак, М.О.Ковалець, В.Ф.Орленко, Є.С.Никонюк. Загальна фізика. За редакцією

В.О.Дубчака. Ч. 2. Магнетизм, електромагнітні коливання і хвилі. Оптика, теорія відносності. Елементи атомної фізики, квантової механіки і фізики твердого тіла. Фізика ядра та елементарних часток: конспект лекцій,-Рівне: УДУВГП, 2002.-94с.

Укладачі: В.О.Дубчак, кандидат фізико-математичних

наук, доцент;

М.О.Ковалець, кандидат фізико-математич- них наук, доцент;

В.Ф.Орленко, кандидат фізико-математичних

наук, доцент;

Є.С.Никонюк, кандидат фізико-математичних наук, професор

Комп'ютерний набір: В.Д.Віюк

Відповідальний за випуск: В.Ф.Орленко, зав. кафедри фізики, доцент, кандидат фізико-математичних наук

Рецензенти: М.В.Бялик, доцент кафедри фізики, кандидат

фізико математичних наук;

М.В.Яцков, зав. кафедри хімії, професор, кан-

дидат хімічних наук

ЗМІСТ

Передмова

Розділ ІV. Магнетизм. Електромагнітні коливання і хвилі

§ 4.1. Магнітне поле і його характеристики. Дія магнітного поля на контур зі струмом. Магнітний момент контура. Принцип суперпозиції

§ 4.2. Закон Біо-Савара-Лапласа для елемента струму. Магнітне поле прямолінійного та колового струмів

§ 4.3. Теорема про циркуляцію вектора . Поле соленоїда

§4.4.Дія магнітного поля на струм, закон Ампера. Сила Лоренца

§4.5. Магнітна взаємодія струмів

§ 4.6. Магнітний потік

§ 4.7. Робота переміщення провідника та контура зі струмом у магнітному полі

§ 4.8. Явище електромагнітної індукції. Закон Фарадея, правило Ленца. Явище самоіндукції, індуктивність контура (соленоїда). Взаємоіндукція

§ 4.9. Енергія магнітного поля. Густина енергії магнітного поля

§ 4.10. Магнітне поле в речовині

§ 4.11. Вільні електромагнітні коливання

§ 4.12. Згасаючі електромагнітні коливання

§ 4.13. Вимушені електромагнітні коливання

§ 4.14. Електромагнітні хвилі

Розділ V. Оптика. Теорія відносності

§ 5.1. Закони відбивання і заломлення світла. Явище повного внутрішнього відбивання

§ 5.2. Тонкі лінзи

§ 5.3. Інтерференція світла

§ 5.4. Дифракція світла

1. Принцип Гюйгенса-Френеля. Метод зон Френеля

2. Дифракція Фраунгофера

3. Дифракція рентгенівських променів

§ 5.5. Поляризація світла

Типи поляризації. Поляризація при відбиванні

2. Поляризація при подвійному променезаломленні. Поляроїди і поляризаційні призми

3. Інтерференція поляризованих променів. Штучна оптична анізотропія

4. Обертання площини поляризації

§ 5.6. Квантова природа випромінювання. Теплове випромінюван- ня

§ 5.7. Фотоефект

§ 5.8. Тиск світла

§ 5.9. Ефект Комптона

§ 5.10. Гальмівне рентгенівське випромінювання

§ 5.11. Елементи теорії відносності (релятивістська механіка)

Розділ VI. Елементи атомної фізики, квантової механіки і фізики твердого тіла

§6.1.Ядерна модель атома. Воднеподібний атом Бора. Спект-ральні серії

§ 6.2. Корпускулярно-хвильовий дуалізм матерії; гіпотеза де Бройля. Співвідношення невизначеностей Гайзенберга

§ 6.3. Хвильова функція та її зміст. Рівняння Шрьодінгера

§6.4. Частинка в одновимірній прямокутній потенціальній ямі (ящику). Проходження частинки через потенціальний бар'єр

§ 6.5. Квантовий лінійний гармонічний осцилятор

§ 6.6. Воднеподібні атоми в квантовій механіці. Квантові числа електрона в атомі

§ 6.7. Власний момент (спін) електрона. Принцип Паулі. Забудова складних атомів. Характеристичне рентгенівське випромінювання

§ 6.8. Теплові коливання кристалічної гратки і теплоємність твердих тіл

§ 6.9. Елементи зонної теорії твердих тіл

§ 6.10. Розподіл і концентрація носіїв в зонах

§6.11.Електричні властивості металів і напівпровідників

Розділ VІІ. Фізика ядра та елементарних часток

§7.1. Склад і характеристики ядра

§7.2. Дефект маси та енергія зв'язку ядра. Ядерні сили. Моделі ядра

§7.3. Радіоактивність

§7.4. Ядерні реакції

§7.5. Елементарні частинки та фундаментальні взаємодії

Передмова

Друга частина конспекту лекцій з курсу загальної фізики для інженерно-технічних спеціальностей містить короткий виклад розділів: магнетизм (з елементами електромагнітних коливань і хвиль) (доц. Ковалець М.О.); оптика (з елементами теорії відносностей) (доц. Орленко В.Ф.); квантова механіка, фізика твердого тіла (доц. Никонюк Є.С.); фізика ядра та елементарних часток (доц. Дубчак В.О.). Виклад розрахований на 5-7 оглядових лекцій для студентів-заочників по другій частині курсу загальної фізики і виконання ними з цієї частини курсу двох контрольних робіт. Він побудований у відповідності з робочою програмою цієї частини курсу, дотриманням вимог загальноприйнятих найменувань і позначення фізичних величин та одиниць їх вимірювання у системі SI; нумерація формул і малюнків проведена в межах кожного розділу.

Розділ IV. Магнетизм. Електромагнітні коливання і хвилі.

§ 4.1. Магнітне поле і його характеристики. Дія магнітного поля на контур зі струмом. Магнітний момент контура. Принцип суперпозиції

Більше як 2000 років тому була відкрита властивість магнітної стрілки орієнтуватись вздовж земного меридіана. Кінець стрілки, повернутий на північ, дістав назву північного магнітного полюса, а протилежний - південного. Було також відкрито взаємодію полюсів - притягання різнойменних та відштовхування однойменних.

У 1820 році Ерстед відкрив явище відхилення магнітної стрілки електричним струмом, а Ампер - взаємодію паралельних струмів і висунув гіпотезу про те, що магнітні поля створюються струмами, тобто рухомими електричними зарядами. В магнетизмі всі струми поділяються на макроструми, що зумовлені напрямленим рухом вільних носіїв (електронів, дірок, іонів), і мікроструми, що зумовлені рухом електронів в атомах і молекулах; саме мікроструми створюють магнітні поля постійних магнітів. Отже, магнітне поле - особливий вид матерії, що створюється рухомими електричними зарядами (струмами) і діє на рухомі заряди, провідники зі струмом та постійні магніти.

Досліди показують, що магнітне поле певним чином орієнтує вміщений в нього контур зі струмом, тобто на контур з боку магнітного поля діє момент сили. Цей момент дорівнює нулю в рівноважному положенні контура, а в деякому положенні він - максимальний.

Пробний контур характеризується магнітним моментом

, (4.1)

де І - сила струму в контурі, S - його площа, - одиничний вектор нормалі до площини контура, напрямок якого визначається за правилом свердлика.

Відношення максимального обертового моменту до магнітного моменту контура характеризує магнітне поле в даному місці простору і називається магнітною індукцією:

. (4.2)

Напрямок визначається за напрямком магнітного моменту контура з струмом, який перебуває в рівноважному положенні.

В міжнародній системі СІ магнітна індукція вимірюється в Теслах: .

Відмітимо, що у випадку довільної орієнтації контура відносно поля (мал.4.1), на нього діє обертовий момент

(4.3)

де - кут між та . У векторній формі

(4.4)

Для магнітних полів справедливий принцип суперпозиції: індукція магнітного поля, створеного в певній точці простору кількома струмами, дорівнює векторній сумі індукцій полів, створених в цій точці кожним струмом зокрема,

(4.5)

Як вже відмічалось, в будь-якому середовищі існують мікроструми, зумовлені рухом електронів в атомах (мал.4.2). При відсутності зовнішнього магнітного поля магнітні моменти мікрострумів, завдяки тепловому руху атомів, орієнтовані хаотично і їх магнітні поля в середньому скомпенсовані. В зовнішньому магнітному полі магнітні моменти атомів орієнтуються вздовж ліній поля; сумарне поле мікрострумів стає відмінним від нуля і додається до поля макроструму. Тому результуюче магнітне поле в середовищі буде відрізнятись від поля макроструму:

, (4.6)

де - магнітна проникність середовища (магнетика),яка показує, у скільки разів магнітне поле в середовищі відрізняється від поля макроструму у вакуумі, тобто . Для вакууму .

Історично склалось так, що поле макрострумів характеризується іншою характеристокою - напруженістю магнітного поля (). В системі СІ індукція та напруженість магнітного поля мають різні одиниці вимірювання: ; між цими двома характеристиками магнітного поля існує зв'язок

, (4.7)

де - магнітна стала.

Для графічного зображення магнітного поля використовують лінії магнітної індукції, які проводяться так, щоб дотична до них в кожній точці співпадала з напрямком в цій точці. Лінії магнітної індукції проводяться з такою густиною, щоб число ліній, які перетинають нормальну до них площадку одиничної площі чисельно дорівнювало в даному місці простору. Лінії магнітної індукції не мають ні початку, ні кінця, вони або замикаються навколо провідників зі струмом, або ідуть з нескінченності в нескінченність. Їх напрямок встановлюється згідно з правилом свердлика (див.мал.4.3, 4.4).

Магнітне поле прямолінійного Магнітне поле довгого соленоїда нескінченно довгого провідника зі зі струмом.

Магнітне поле називається однорідним, якщо у всіх його точках . Лінії індукції однорідного поля - паралельні прямі, проведені з однаковою густиною. Однорідним є поле всередині нескінченно довгого соленоїда (мал.4.4).

§ 4.2. Закон Біо-Савара-Лапласа для елемента струму. Магнітне поле прямолінійного та колового струмів

Закон Біо-Савара-Лапласа встановлює індукцію магнітного поля, створеного елементом струму в певній точці простору:

(4.8)

або, у скалярній формі,

(4.9)

де - радіус-вектор, проведений від елемента струму до даної точки; - кут між елементом струму і радіусом-вектором . Напрямок визначається за правилом свердлика (мал.4.5).

Індукцію поля, створеного в даній точці простору всім провідником, знаходимо за принципом суперпозиції:

(4.10)

Закон Біо-Савара-Лапласа та принцип суперпозиції дозволяють отримати вирази для магнітних полів, створених провідниками різних конфігурацій. Зокрема:

а) магнітне поле скінченного прямолінійного струму в точці простору на відстані R від провідника (мал.4.6)

, (4.11)

б) магнітне поле нескінченно довгого струму в точці простору на відстані R від провідника (мал. 4.7)

, (4.12)

в) магнітне поле в центрі колового струму (мал.4.8)

. (4.13)

§ 4.3. Теорема про циркуляцію вектора . Поле соленоїда

Циркуляцією вектора по деякому замкненому контуру l називається інтеграл виду

(4.14)

де - проекція вектора на напрямок дотичної до елемента контура dl. Ця фізична величина описується однойменною теоремою:

циркуляція вектора напруженості магнітного поля по довільному замкненому контуру дорівнює алгебраїчній сумі всіх струмів, охоплених цим контуром,

. (4.15)

За допомогою цієї теореми можна розрахувати напруженість магнітного поля всередині довгого соленоїда (мал.4.4):

, (4.16)

де - число витків на одиниці довжини соленоїда.

Індукція магнітного поля всередині соленоїда

, (4.17)

де - магнітна проникність осердя.

§ 4.4. Дія магнітного поля на струм, закон Ампера. Сила Лоренца

Нехай у магнітному полі з індукцією знаходиться лінійний елемент струму . На цей елемент з боку поля діє сила, величина і напрямок якої визначаються законом Ампера:

(4.18)

або, в скалярній формі,

, (4.19)

де - кут між напрямком струму в провіднику і напрямком магнітного поля. Сила, що діє на провідник зі струмом скінченної довжини, знаходиться з (4.18) або (4.19) інтегруванням по всій довжині провідника:

, (4.20)

або

. (4.21)

Зокрема, для прямолінійного провідника в однорідному магнітному полі

(4.22)

Напрямок сили Ампера можна знаходити за правилом лівої руки (мал. 4.9).

На електричний заряд, що рухається в магнітному полі, діє сила, перпендикулярна як до швидкості заряду, так і до ліній магнітної індукції; вона називається силою Лоренца і визначається за формулою

(4.23)

або, в скалярній формі,

, (4.24)

де - кут між швидкістю заряду і напрямком .

Для позитивного заряду напрямок сили Лоренца визначається за правилом лівої руки (мал.4.10). Якщо заряд негативний, напрямок сили Лоренца буде протилежним. Відмітимо окремо, що на нерухомий заряд магнітне поле не діє. В цьому - його принципова відмінність від електричного поля.

§ 4.5. Магнітна взаємодія струмів

Як відмічалось у § 4.4, на провідник зі струмом, вміщений в магнітне поле, діє сила Ампера. Зокрема, така сила буде діяти на провідник зі струмом з боку магнітного поля іншого струму. На мал.4.11 зображені два паралельних нескінченно довгих провідники зі струмами. На струм діє сила Ампера з боку магнітного поля, створеного струмом

. (4.25)

(- індукція поля першого струму на віддалі R від нього). Аналогічно, на перший струм з боку магнітного поля другого струму діє сила

. (4.26)

Напрямки сил і знайдені за правилом лівої руки і вказані на мал.4.11. Порівнюючи (4.25) та (4.26), а також врахувавши напрямки та , можна записати , що узгоджується з третім законом Ньютона.

Якщо струми в провідниках будуть напрямлені антипаралельно, то напрямки сил взаємодії зміняться і провідники будуть відштовхуватись один від одного.

Отже, сила взаємодії двох паралельних провідників зі струмами

. (4.27)

Основна одиниця сили струму в системі СІ - Ампер -вводиться на основі (4.27). Один ампер - це сила такого постійного струму, який при проходженні по двох паралельних прямолінійних провідниках нескінченної довжини і малого поперечного перерізу, розміщених на відстані 1метр один від одного у вакуумі, викликає між ними магнітну взаємодію силою ньютон на кожен метр довжини.

§ 4.6. Магнітний потік

Магнітним потоком через деяку площадку dS називається скалярна фізична величина, що дорівнює

, (4.28)

де - проекція на напрямок нормалі до площадки; - кут між векторами та (мал. 4.12).

Якщо врахувати правила побудови ліній магнітної індукції (див. § 4.1), то стає очевидним фізичний зміст магнітного потоку: він чисельно дорівнює кількості ліній магнітної індукції, що перетинають дану площадку. Магнітний потік через довільну поверхню

(4.29)

В системі СІ магнітний потік вимірюється у веберах: .

§ 4.7. Робота переміщення провідника та контура зі струмом у магнітному полі

Нехай у магнітному полі індукцією під дією сили Ампера переміщується провідник зі струмом (мал.4.13). Робота сили Ампера при нескінченно малому переміщенні

, (4.30)

оскільки - площа, яку перетнув провідник, а - магнітний потік, який перетнув провідник. Повна робота

- (4.31)

дорівнює добутку сили струму на скінченний магнітний потік, який перетнув провідник.

Нехай тепер у магнітному полі переміщується контур зі струмом з положення 1234 у положення , як показано на мал.4.14.

Роботу переміщення контура зі струмом можна розглядати як суму робіт переміщення його сторін: .

Очевидно, , оскільки сили Ампера, що діють на ці сторони, напрямлені перпендикулярно до їх переміщення; отже не виконують роботи.

(сила Ампера напрям-лена протилежно до переміщення); (сила Ампера направлена в бік переміщення). Отже, . З використанням формули (4.31) останній вираз запишемо у вигляді

(4.32)

тобто робота переміщення контура зі струмом у магнітному полі дорівнює добутку сили струму в контурі на зміну магнітного потоку через площу контура. Формула (4.32) лишається справедливою для контура довільної форми і довільної орієнтації відносно магнітного поля.

§ 4.8. Явище електромагнітної індукції. Закон Фарадея, правило Ленца. Явище самоіндукції, індуктивність контура (соленоїда). Взаємоіндукція.

Явищем електромагнітної індукції називається виникнення електричного струму в замкненому контурі при зміні магнітного потоку через цей контур. Це явище було відкрите Фарадеєм у 1831 році. Він установив закон, згідно якому е.р.с. індукції, що виникає в контурі, дорівнює швидкості зміни магнітного потоку через поверхню, обмежену цим контуром:

; (4.33)

це - миттєве значення е.р.с. індукції. Середнє значення е.р.с. індукції

. (4.34)

Знак “-” у законі Фарадея відповідає правилу Ленца: індукційний струм має такий напрямок, щоб своїм магнітним потоком протидіяти зміні того магнітного потоку, який викликає появу даного індукційного струму.

Якщо по провідному контуру тече струм силою І, то поверхню, обмежену цим контуром, перетинає власний магнітний потік Ф (мал.4.15), що пропорційний силі струму, , або

, (4.35)

де коефіцієнт пропорційності L залежить від розмірів і форми контура, а також - від магнітної проникності навколишнього середовища. Він називається індуктивністю контура Якщо сила струму в контурі змінюється, то в ньому виникає, згідно із законом Фарадея, е.р.с. індукції, яка в даному випадку називається е.р.с. самоіндукції. Отже, самоіндукцією називається явище виникнення е.р.с. та індукційного струму в тому самому контурі, по якому тече змінний електричний струм. Застосовуючи формули (4.33) та (4.35), для е.р.с. самоіндукції запишемо

(4.36)

Знак “-” в (4.36), у відповідності з правилом Ленца, означає, що струм самоіндукції завжди протидіє зміні струму, який викликав його появу.

В системі СІ одиницею індуктивності є Генрі. З (4.36) отримаємо:

=Гн.

Знайдемо тепер вираз для індуктивності довгого соленоїда. Магнітний потік соленоїда дорівнює сумі магнітних потоків через усі N витків соленоїда. Враховуючи, що всередині соленоїда магнітне поле однорідне й напрямлене паралельно до осі соленоїда, запишемо , де -магнітний потік через один виток, S - площа витка. Враховуючи (4.17), отримаємо , де - число витків на одиниці довжини

Соленоїда; N, тому

(4.37)

Підставивши (4.37) у (4.35), знайдемо

- (4.38)

індуктивність довгого соленоїда.

Розглянемо тепер два близько розміщених провідних контури. Нехай по одному з цих контурів тече електричний струм силою (мал.4.16).

- власний магнітний потік першого контура Частину цього магнітного потоку, який перетинає другий контур, позначимо . Очевидно, що , тобто , де - коефіцієнт взаємної індукції контурів 2 і 1. Якщо змінюється, то змінюється і , і в контурі 2 виникає е.р.с. взаємоіндукції

. (4.39)

Якщо, навпаки, змінний струм тече в контурі 2, а е.р.с. індукується в контурі 1, то отримаємо аналогічний результат: ;

, (4.40)

де - коефіцієнт взаємної індукції контурів 1 і 2. Можна довести, що , тобто можна говорити про коефіцієнт взаємної індукції двох контурів. Цей коефіцієнт залежить від розмірів та форми контурів, магнітної проникності навколиш-нього середовища та від їх взаємного розміщення. Так, для двох котушок, що мають спільне тороїдальне осердя, (мал.4.17)

, (4.41)

де l - довжина середньої лінії осердя, та - кількості витків першої та другої котушок.

§ 4.9. Енергія магнітного поля. Густина енергії магнітного поля

Провідник зі струмом завжди оточений магнітним полем, причому магнітне поле з'являється і зникає разом із виникненням та зникненням електричного струму. Оскільки магнітне поле, як і електричне, володіє енергією, то очевидно, що енергія магнітного поля дорівнює роботі, виконаній джерелом при створенні цього струму.

Розглянемо контур індуктивністю L, по якому тече струм силою І. Власний магнітний потік . При зміні сили струму на dI магнітний потік змінюється на dФ. При цьому, згідно (4.32), джерело струму виконує роботу .

Проінтегрувавши останній вираз, отримаємо .

Отже, енергія магнітного поля контура

. (4.42)

Знайдемо тепер енергію магнітного поля всередині довгого соленоїда. Підставивши (4.38) у (4.42), отримаємо

.

Враховуючи, що об'єм магнітного поля практично співпадає з об'ємом соленоїда , а напруженість магнітного поля в соленоїді , останній вираз запишемо у вигляді

. (4.43)

Введемо тепер поняття густини енергії магнітного поля як енергії одиниці об'єму поля

. (4.44)

Підставивши (4.43) у (4.44), для густини енергії магнітного поля одержимо

. (4.45)

Формула (4.45), виведена для однорідного поля всередині соленоїда, лишається справедливою для будь-якого магнітного поля.

§ 4.10. Магнітне поле в речовині

У всіх тілах, що знаходяться в магнітному полі, виникає результуючий магнітний момент. Це явище називають намагнічуванням, а відповідне тіло - магнетиком.

Магнітне поле в магнетику складається з двох частин: поля макрострумів, що течуть по провідниках, з індукцією і власного поля , створеного мікрострумами середовища. Індукція результуючого магнітного поля в магнетику .

В молекулах речовини циркулюють замкнені струми; кожен такий струм має магнітний момент; у відсутності зовнішнього магнітного поля молекулярні струми, внаслідок теплового руху молекул, орієнтовані хаотично і створене ними середнє поле дорівнює нулю. У зовнішньому полі магнітні моменти молекул орієнтуються переважно вздовж напрямку ( в деяких речовинах, так званих діамагнетиках,- проти зовнішнього поля), внаслідок чого речовина намагнічується. Кількісною характеристикою намагнічування речовини є вектор намагнічування (), рівний векторній сумі магнітних моментів усіх молекул в одиниці об'єму речовини:

. (4.46)

Вектор намагнічування пропорційний напруженості магнітного поля:

. (4.47)

Коефіцієнт пропорційності називається магнітною сприйнятливістю; це безрозмірна величина, що залежить від природи магнетика.

Величини , , , а також і зв'язані між собою:

; ; ; .

Крива залежності В (Н) називається кривою намагнічування.

Речовини, для яких , , називаються парамагнетиками (; ; ; Fe Cl).

Речовини, для яких , , називаються діамагнетиками (; ; Zn; ; ; He; Аr; Сr; Ne).

Речовини, для яких , називаються феромагнетиками (Fe; Со; Ni).

Феромагнетики відрізняються від парамагнетиків і діамагнетиків рядом властивостей:

а) крива намагнічування феромагнетика має складний характер (мал. 4.18), тоді як для парамагнетиків вона являє собою пряму з додатнім кутовим коефіцієнтом, а для діамагнетиків - пряму з від'ємним кутовим коефіцієнтом;

б)магнітна проникність феромагнетиків залежить від напруженості поля; у діа- і парамагнетиків - не залежить;

в) розмагнічений феромагнетик намагнічується зовнішнім магнітним полем; залежність В(Н) виражається кривою 01 (мал.4.18). При зменшенні Н до нуля В(Н) змінюється по кривій 1-2; має місце відставання зміни індукції від зміни напруженості. Це явище називається магнітним гістерезисом. Магнітна індукція, що зберігається в феромагнетику після зникнення зовнішнього поля (коли Н=0), називається залишковою магнітною індукцією (Вr). Щоб розмагнітити феромагнетик, треба зняти залишкову індукцію; для цього потрібно створити поле протилежного напрямку. Напруженість поля Нс (відрізок 03 на мал.4.18), при якій магнітна індукція дорівнює нулю, називається коерцитивною силою.

Така залежність В (Н) називається петлею гістерезису.

Властивості феромагнетиків пояснюються наявністю в них областей спонтанної намагніченості - доменів. Розташування магнітних моментів доменів у відсутності зовнішнього поля - хаотичне, тому і сумарна намагніченість дорівнює нулю. В зовнішньому полі магнітні моменти доменів повертаються вздовж поля і феромагнетик намагнічується.

§ 4.11. Вільні електромагнітні коливання

Вільні електромагнітні коливання виникають в ідеальному коливному контурі, що складається з конденсатора ємністю С та котушки індуктивністю L (мал.4.19). Конденсатор заряджається від джерела постійної напруги (ключ К в положенні 1) і в момент часу t=0 під'єднується до котушки (ключ К в положенні 2). Процес розрядки конденсатора супроводжується збільшенням сили струму в котушці; отже, з'являється е.р.с. самоіндукції. Згідно з правилом Лєнца, струм самоіндукції тече проти струму розрядки. Через чверть періода конденсатор повністю розряджений, а сила струму в котушці досягає максимуму. Далі сила струму в котушці зменшується, а струм самоіндукції, згідно з правилом Лєнца, тече в тому ж самому напрямку, що і струм розрядки, перезаряджаючи конденсатор. Далі такі процеси повторюються у зворотньому напрямку, і в момент часу t=T система повертається у вихідний стан.

Періодичні зміни заряду на пластинах конденсатора та сили струму в котушці називаються електромагнітними коливаннями. Якщо втрати енергії на нагрівання відсутні (контур ідеальний, R=0), то коливання будуть незгасаючими. Запишемо для такого контура 2-й закон Кірхгофа: , де - напруга на конденсаторі, -е.р.с. самоіндукції. Підставивши вирази для цих двох величин в 2-й закон Кірхгофа, після нескладних перетворень отримаємо

, (4.48)

де - циклічна частота вільних електромагнітних коливань (власна частота). (4.48) являє собою диференціальне рівняння вільних електромагнітних коливань; його розв'язок має вигляд

(4.49)

(кінетичне рівняння вільних електромагнітних коливань). Період вільних електромагнітних коливань

(4.50)

(формула Томсона).

Знайдемо тепер вираз для сили струму в котушці контура: , або

(4.51)

Видно, що коливання сили струму І випереджують коливання заряду q на чверть періода (мал. 4.20).

При вільних гар-монічних коливан-нях в коливному контурі відбуває-ться періодичне перетворення енер-гії електричного поля конденсатора в енер-гію магнітного поля котушки: .

Величини та змінюються від 0 до максимальних значень, рівних, відповідно, та . Коливання і Wм зміщені за фазою: в ті моменти часу, коли , і навпаки. Повна енергія електромагнітних коливань в контурі з часом не змінюється:

. (4.52)

§ 4.12. Згасаючі електромагнітні коливання

Згасання коливань в реальному коливному контурі, опір якого R, обумовлене втратою енергії на нагрівання провідників.

Запишемо для реального контура (мал.4.21) 2-й закон Кірхгофа:

(4.53)

де - напруга на конденсаторі, - напруга на опорі, - е.р.с. самоіндукції. Підставивши вирази для цих величин в (4.53), після нескладних перетворень одержимо диференціальне рівняння згасаючих електромагнітних коливань

, (4.54)

де - коефіцієнт згасання, - власна циклічна частота. Розв'язок (4.54) має вигляд

, (4.55)

що є кінематичним рівнянням згасаючих електромагнітних коливань. Частота згасаючих коливань

. (4.56)

Графік згасаючих коливань, побудований згідно (4.55), зображений на (мал.4.22).

Логарифмічний декремент згасання - це логарифм відношення двох амплітуд, розділених в часі на один період:

. (4.57)

Ця формула встановлює зв'язок між логарифмічним декрементом, коефіцієнтом згасання та періодом згасаючих коливань.

§ 4.13. Вимушені електромагнітні коливання

Для здійснення вимушених електромагнітних коливань в коливний контур потрібно включити джерело змінної напруги (мал.4.23).

Запишемо 2-й закон Кірхгофа для такого контура

, (4.58)

де - напруга на конденсаторі, - напруга на опорі, - е.р.с. самоіндукції. Підставивши вирази для цих величин в (4.58) після перетворень отримаємо

, (4.59)

тобто диференціальне рівняння вимушених електромагнітних коливань, в якому ; . Його розв'язок для коливань, що встановились, має вигляд

, (4.60)

де - (4.61)

амплітуда вимушених коливань,

- (4.62)

початкова фаза вимушених коливань.

Графік вимушених коливань приведений на (мал.4.24).Як видно з (4.61), амплітуда вимушених коливань залежить від співвідношення між частотою змінної напруги і власною частотою контура .

Графік залежності q0 приведений на мал.4.25. При деякій частоті змінної напруги, яка називається резонансною, амплітуда вимушених коливань досягає максимуму (мал.4.25). Явище різкого зростання амплітуди вимушених коливань при наближенні частоти змінної напруги до резонансної називається резонансом. Можна показати, що

. (4.63)

В ідеальному контурі (R=0), як видно з (4.63), і , коли (див.4.61).

Знайдемо вираз сили струму . З урахуванням (4.60) і (4.61) після перетворень отримаємо

, (4.64)

Вираз (4.64) являє собою закон Ома для кола змінного струму, де повний опір (імпеданс) контура

, (4.65)

- індуктивний опір котушки, - ємнісний опір конденсатора, R - активний опір контура.

§ 4.14. Рівняння Максвела для електромагнітного поля. Електромагнітні хвилі

Максвел створив теорію електромагнітного поля, яка дозволила з єдиної точки зору пояснити електричні та магнітні явища. В її основі лежать 4 рівняння (рівняння Максвела в інтегральній формі):

це рівняння показує, що джерелами електричного поля можуть бути не тільки електричні заряди, але і змінні магнітні поля: в кожній точці простору, внаслідок зміни з часом індукції магнітного поля, утворюється вихрове електричне поле, напруженість якого лежить в площині, перпендикулярній .

це рівняння показує, що магнітні поля можуть створюватись як електричним струмом, так і змінним електричним полем. Змінний струм, на відміну від постійного, проходить через конденсатор; але цей струм не являється струмом провідності; він називається струмом зміщення. Струм зміщення являє собою змінне електричне поле; його густина

- теорема Гауса для електричного поля.

- теорема Гауса для магнітного поля.

Величини, що входять в рівняння Максвела зв'язані між собою співвідношеннями

, ,

( - електрична і магнітна сталі, відповідно,

- діелектрична та магнітна проникності,

- питома електропровідність).

Сукупність змінних електричного та магнітного полів, що нерозривно зв'язані одне з одним, називається електромагнітним полем.

Можна показати, що перші два рівняння Максвела можна перетворити таким чином:

(4.66)

тобто вектори напруженостей та змінного електромагнітного поля задовольняють хвильовому рівнянню Будь-яка функція, що задовольняє хвильовому рівнянню, описує деяку хвилю. Отже, з рівнянь Максвела випливає, що електромагнітне поле існує у вигляді електромагнітних хвиль. Їх основні властивості:

а) вектори напруженостей електричного і магнітного полів та в електромагнітній хвилі перпендикулярні, як один до одного, так і до напрямку поширення хвилі.

б) коливання векторів та відбуваються синфазно в часі і просторі, тобто та одночасно досягають максимуму і одночасно перетворюються на нуль (див. мал.4.26);

в) миттєві значення Е та Н зв'язані співвідношенням

; (4.67)

г) швидкість розповсюдження електромагнітної хвилі залежить від властивостей середовища

(4.68)

де - швидкість світла у вакуумі, та - електрична та магнітна проникності середовища. Оскільки , а , то , тобто швидкість розповсюдження електромагнітних хвиль у середовищах завжди менша ніж у вакуумі.

Хвильовому рівнянню (4.66) задовольняє, зокрема, плоска біжуча хвиля. Рівняння плоскої електромагнітної хвилі, що розповсюджується вздовж осі х:

, (4.69)

де і - амплітуди напруженостей електричного і магнітного полів, відповідно, - циклічна частота, х - координата, v - швидкість розповсюдження хвилі, - початкова фаза хвилі.

Електромагнітні хвилі переносять енергію. Об'ємна густина енергії електромагнітної хвилі дорівнює сумі об'ємних густин енергії електричного і магнітного полів:

.

З використанням (4.67) останнє рівняння можна привести до вигляду

, (4.70)

де - швидкість розповсюдження електромагнітних хвиль у середовищі.

Перенос енергії електромагнітною хвилею характеризується вектором Пойнтінга , модуль якого дорівнює енергії, що переноситься хвилею за одиницю часу через площадку одиничної площі, перпендикулярну до напрямку розповсюдження хвилі.

(4.71)

Електромагнітні хвилі мають широкий діапазон частот, відрізняються за способами генерації та застосуванням (див. шкалу електромагнітних хвиль).

Шкала електромагнітних хвиль

Вид випромінювання	Довжини хвиль, м	Частоти, Гц	Основні способи генерації та застосування
Радіохвилі			Генератори електромагніт-них коливань різних конст-рукцій. Використовуються в телеграфії, телебаченні, раді-олокації, радіоастрономії.
Інфрачервоні промені			Випромінювання нагрітих тіл (дугові та газорозрядні лампи). Використовуються в інфрачервоній спектроскопії, при фотографуванні в темно-ті.
Видиме світло			Лампи, лазери.
Ультрафіолетові промені			Випромінювання Сонця, ртутні лампи. Використову-ються в ультрафіолетовій мі-кроскопії, в медицині.
Рентгенівські промені			Трубки Рентгена (Пулюя). Використовуються в медич- ній діагностиці, дефектоско- пії.
промені			Виникають при радіоактив- них розпадах ядер. Викорис- товуються в спектроско- пії.

Розділ V. Оптика. Теорія відносності.

§ 5.1. Закони відбивання і заломлення світла. Явище повного внутрішнього відбивання

В основі геометричної оптики лежать закони відбивання і заломлення світла.

Закон відбивання твердить, що відбитий промінь лежить в одній площині з падаючим променем і нормаллю, проведеною в точці падіння; при цьому кут відбивання рівний куту падіння (.

Закон заломлення: промінь падаючий, заломлений і нормаль в точці падіння лежать в одній площині. Відношення синуса кута падіння до синуса кута заломлення є величина стала для даної пари двох середовищ і рівна відносному показнику заломлення другого середовища відносно першого (мал.5.1)

(5.1)

Відносний показник заломлення - це відношення абсолютних показників заломлення середовищ і , де (с - швидкість світла у вакуумі, і - швидкості світла в першому і другому середовищах).

Отже,

(5.2)

Якщо промінь поширюється з оптично більш густого середовища в менш густе (то при деякому граничному куті падіння заломлений промінь буде ковзати по межі поділу двох середовищ, тобто При куті падіння світловий промінь повністю відбивається. В цьому полягає суть явища повного внутрішнього відбивання (мал.5.2). Очевидно, в цьому випадку

(5.3)

На явищі повного внутрішнього відбивання базується робота приладів (рефрактометрів), які дозволяють визначати показник заломлення середовища.

§ 5.2. Тонкі лінзи.

Лінза називається тонкою, якщо її товщина d мала порівняно з радіусами кривизни її поверхонь R1 і R2 (мал.5.3).

Головною оптичною віссю лінзи називають пряму, що проходить через центри кривизни її поверхонь. Можна вважати, що в такій лінзі точки перетину головної оптичної осі з обома поверхнями лінзи співпадають. Цю точку називають центром лінзи. Промені, які проходять через центр лінзи, не зазнають заломлень.

Величину

(5.4)

називають оптичною силою тонкої лінзи і - абсолютні показники заломлення для матеріалу лінзи і оточуючого середовища). Для збирної (додатньої) лінзи Ф>0, для розсівної (від'ємної) Ф<0. Точки, що лежать на головній оптичній осі лінзи по обидві сторони від оптичного центру на відстанях, f, називають головними фокусами лінзи (мал.5.4).

Для першого головного фокуса F

(5.5)

Аналогічно друга головна фоку-

сна відстань

(5.6)

Площини, які проходять через головні фокуси F і лінзи ерпендикулярно до головної оптичної осі, називаються фокальними площинами лінзи.

Найчастіше буває, що речовина по обидва боки від лінзи одна й таж (наприклад, повітря). Тоді головні фокусні відстані чисельно дорівнюють одна одній. Протилежні знаки означають, що головні фокуси лежать з різних боків від лінзи. Для збирної лінзи (оскільки Ф>0) , для розсівної лінзи (оскільки Ф<0)

Для лінз справедлива формула

, (5.7)

або у вигляді

(5.8)

де всі відрізки відраховуються від центра лінзи, а радіуси кривизни завжди напрямлені від вершини поверхні до центра сферичної поверхні. Вони вважаються додатніми, якщо напрямлені в сторону поширення світла. Кути відраховуються від напрямку головної оптичної осі і вважаються додатніми, якщо вони відраховані за стрілкою годинника. Відрізки, перпендикулярні до оптичної осі, відраховуються від оптичної осі; вони додатні вище оптичної осі і від'ємні нижче оптичної осі.

При розв'язуванні задач основне рівняння тонкої лінзи (5.7) записують у вигляді:

(5.9)

де , , знак плюс відповідає збирній лінзі, знак мінус - розсівній.

Лінійне збільшення для тонкої лінзи визначається як

. (5.10)

Для дійсних зображень Г<0, тобто вони обернені; для уявних зображень Г>0, тобто вони прямі.

Оптична сила Ф центрованої системи двох тонких лінз на відстані d одна від одної з оптичними силами Ф1 і Ф2 дорівнює

. (5.11)

§ 5.3. Інтерференція світла

Інтерференція світла - це явище накладання когерентних світлових хвиль, в результаті якого відбувається перерозподіл світлової енергії в просторі. В точках простору, куди когерентні хвилі приходять у фазі, вони підсилюють одна одну; в точках, куди вони попадають в протифазі, відбувається послаблення світла. На екрані спостерігається характерна інтерференційна картина у вигляді чергування темних і світлих смуг - максимумів і мінімумів освітленості, якщо падаюче світло моно- хроматичне.

Хвилі називаються когерентними, якщо їхня різниця фаз не залежить від часу.

У випадку максимуму інтенсивності інтерференційної картини в оптичній різниці ходу двох когерентних хвиль вкладається ціле число довжин хвиль (у вакуумі) тобто

(k=0, 1, 2, …) (5.12)

У середовищі довжина хвилі Мінімум інтерференції спостерігається, коли в оптичній різниці ходу вкладається непарне число півхвиль, тобто

?=(2k+1) (k=0, 1, 2, …) (5.13)

Оптичною довжиною шляху променя називають добуток геометричного шляху променя на показник заломлення середовища.

Природні джерела світла не є когерентними. Це зумовлене тим, що акти випромінювань атомів відбуваються при хаотичній зміні різниці фаз. Для отримання когерентних світлових хвиль за допомогою звичайних джерел світла застосовують метод поділу світла від одного джерела (метод поділу амплітуди або фронту хвилі) на дві або декілька систем хвиль. В кожній з них представлене випромінювання одних і тих же атомів джерела, тому внаслідок однакового походження ці хвилі когерентні.

Поділ фронту хвилі відбувається при інтерференції на двох щілинах (дослід Юнга), дзеркалах Френеля, біпризмі Френеля. Поділ амплітуди світлових хвиль має місце при інтерференції на тонких плівках (плоскопаралельна пластинка, клин).

Можна показати, що відстань від центра інтерференційної картини до k-го інтерференційного максимуму

(5.14)

а мінімуму

(5.15)

де - довжина хвилі, L - відстань від екрана до джерел світла, d - відстань між джерелами. Зі співвідношень (5.14) і (5.15) видно, що відстань між інтерференційними смугами дорівнює

(5.16)

Умови максимумів і мінімумів інтерференції світла на плоскопаралельній пластинці (клину) у відбитому світлі визначаються співвідношеннями:

(k=0, 1, 2, …) (5.17)

(k=0, 1, 2, …) (5.18)

де d - товщина пластинки, - абсолютні показники заломлення середовищ, і - кут падіння променя на пластинку (мал.5.6).

У прохідному світлі умови підсилення і послаблення світла міняються місцями.

Інтерференційна картина на плоско-паралельній пластинці локалізована в нескінченності. Вона являє собою смуги рівного нахилу.

Умови (5.17) і (5.18) справедливі також для клину (клиноподібних плівок). У цьому випадку інтерференційна картина являє собою смуги рівної товщини і локалізована біля поверхні клину.

Явище інтерференції використовують в точних вимірювальних приладах - інтерферометрах, які з високою точністю дозволяють вимірювати відрізки довжин (похибка порядку м), показники заломлення (інтерференційний рефрактометр). Інтерферометри також застосовують для спектрального аналізу світла (інтерференційний спектрометр), чистоти обробки поверхні металевих виробів (інтерферометр Лінника).

Вертикальний пучок монохроматичного світла від джерела S падає під кутом на плоско-паралельну напівпрозору пластинку А. Частина світла відбивається пластиною (промінь 1), а частина-проходить крізь пластинку (промінь 2). Промінь 1 відбивається від дзеркала Д і частково проходить через пластинку А (промінь . Промінь 2 відбивається від дзеркала Д і повертається до пластинки двічі проходячи через скляну пластинку К, яка компенсує оптичну різницю ходу в обох плечах інтерферометра. Хвилі і когерентні, їх оптична різниця ходу

(5.19)

де n - абсолютний показник заломлення повітря, а і - відстані від точки О до дзеркал Д і Д Якщо то спостерігається інтерференційний максимум. Зміщення одного з дзеркал на відстань приводить до появи інтерференційного мінімуму. Таким чином, по зміні інтерференційної картини можна фіксувати малі переміщення.

§ 5.4. Дифракція світла.

1. Принцип Гюйгенса - Френеля. Метод зон Френеля

Дифракція - це явище огинання світловими хвилями перешкод і проникнення світла в область геометричної тіні. Для спостереження дифракції необхідно, щоб розміри перешкод були співмірні з довжиною хвилі світла.

Проникнення світла в область геометричної тіні пояснює принцип Гюйгенса: кожна точка фронту хвилі являється джерелом вторинної сферичної хвилі. Положення фронту хвилі в наступний момент визначається огинаючою фронтів всіх вторинних хвиль. Принцип Гюйгенса не дозволяє знайти інтенсивність дифрагованої хвилі. Цей недолік усунув Френель, який доповнив принцип Гюйгенса уявленням про інтерференцію вторинних хвиль.

Нехай S (мал.5.8) - хвильова поверхня світла, яке поширюється від деякого джерела. Кожен елемент поверхні служить джерелом вторинної хвилі. Ці хвилі -когерентні. Від кожного елемента поверхні dS в точку Р приходить коливання

(5.20)

Тут - амплітуда і фаза коливання в місці знаходження хвильової поверхні S, k - хвильове число, r - відстань від елемента dS до точки Р. Коефіцієнт залежить від орієнтації елемента dS відносно r.

Результуюче коливання в точці Р, згідно Френелю, являє суперпозицію коливань всієї хвильової поверхні S:

(5.21)

Формула (5.21) є аналітичним виразом принципу Гюйгенса-Френеля.

В ряді дифракційних задач, що мають осьову симетрію, розрахунок інтерференції вторинних хвиль спрощується за допомогою розбиття фронту хвилі на кільцеві зони Френеля. Розбиття на зони проводиться таким чином, що оптична різниця ходу від відповідних точок кожної пари сусідніх зон до точки спостереження Р дорівнює Вторинні хвилі від відповідних точок двох сусідніх зон приходять в точку Р в протифазі і послаблюють одна одну при накладанні (мал.5.9).

Нехай …, - величини результуючих амплітуд хвиль, які приходять в точку Р від кожної зони. Сумарна амплітуда в точці Р від усього фронту буде дорівнювати

. (5.22)

За рахунок збільшення кута нахилу з ростом номера зони, амплітуди хвиль монотонно зменшуються

Можна вважати, що

(5.23)

Тепер результуючу амплітуду А можна записати у вигляді

Очевидно, що вирази в дужках дорівнюють нулю, тоді

(5.24)

для парного числа зон Френеля. Результуюча амплітуда при цьому мінімальна і в точці Р буде мінімум освітленості. Якщо ж N - непарне, то

(5.25)

і в точці Р спостерігається максимум освітленості.

Для повністю відкритої хвильової поверхні і тому тобто дія всієї хвильової поверхні еквівалентна дії половини центральної зони Френеля.

Якщо дифракція світла відбувається на круглому диску, який закриває N перших зон Френеля, то результуюча амплітуда в точці Р буде визначатися величиною

(5.26)

Дифракційна картина у цьому випадку має вигляд концентричних світлих і темних кілець. В центрі картини при довільному N (парному, чи непарному) спостерігається світла пляма (пляма Пуасона). При збільшенні розмірів диска величина амплітуди буде зменшуватись. Врешті-решт при досить великих розмірах диска і При цьому в точці Р буде темна пляма - геометрична тінь.

Таким чином, закони геометричної оптики можна застосовувати у тих випадках, коли розміри перешкод і отворів великі порівняно з довжиною хвилі світла.

2. Дифракція Фраунгофера

Дифракцією Фраунгофера називається дифракція плоских хвиль. Дифракція Фраунгофера має більше практичне значення, ніж дифракція Френеля (дифракція сферичних хвиль).

Розглянемо довгу прямокутну щілину BС шириною b, на яку нормально падає паралельний пучок монохроматич- ного світла (мал.5.10). Згідно з принципом Гюйгенса-Френеля, точки щілини являються когерентними вторинними джерелами, що коливаються в одній фазі (площина щілини співпадає з фронтом хвилі).

За допомогою лінзи Л на екрані Е спостерігається дифракційна картина, яка являє собою систему максимумів і мінімумів. Знайдемо умови спостереження максимумів і мінімумів. Для цього розіб'ємо фронт хвилі ВС на зони Френеля таким чином, щоб оптична різниця ходу від країв сусідніх зон у певному напрямку поширення дифрагованої хвилі під кутом дифракції складала половину довжини хвилі З мал.5.10 видно, що ширина зони Френеля дорівнює Якщо число зон парне, тобто

(m1,2,3,…), (5.27)

то під кутом спостерігається дифракційний мінімум. Випромінювання відповідних точок сусідніх зон відбувається у протифазі, через те сусідні зони гасять одна одну.

Якщо число зон непарне, тобто

, (m1, 2, 3, …), (5.28)

то спостерігається дифракційний максимум, який відповідає дії однієї нескомпенсованої зони Френеля. Величина m називається порядком дифракційного максимуму.

Амплітуда хвилі в точці спостереження одержується на основі принципу Гюйгенса-Френеля:

(5.29)

де - амплітуда в центрі дифракційної картини при

Розподіл інтенсивностей :

(5.30)

Цей розподіл показаний на мал.5.11.

Перейдемо до дифракції на одномірній дифракційній решітці, яка являє собою систему N однакових паралельних щілин шириною а, розміщених на однакових відстанях b. Величина d=a+b називається періодом решітки. Сучасна дифракційна решітка має до 1200 щілин (штрихів) на 1 мм.

Дифракційна картина після решітки складніша порівняно з картиною від однієї щілини. Це зумовлене тим, що відбувається інтерференція хвиль, які йдуть від різних щілин решітки. Крім того, має місце підсилення максимумів і їх звуження.

Якщо світло падає нормально на решітку, то виконуються слідуючі умови:

для головних максимумів: (m0, 1, 2, …); (5.31)

для головних мінімумів: (n1, 2, 3, …); (5.32)

для додаткових мінімумів: (5.33)

(k-довільні цілі додатні числа крім 0, N, 2N, 3N, …).

Розподіл інтенсивності на екрані спостереження:

(5.34)

де -інтенсивність в напрямку для однієї щілини. В головних максимумах інтенсивність в разів більша, ніж дає у відповідних місцях щілина. При великому значенні N вторинні максимуми майже непомітні на екрані, їх інтенсивність не більша 5% від інтенсивності головного максимуму.

На мал.5.12 показана дифракційна картина після дифракційної решітки в білому ( світлі (вторинні максимуми не зображені).

З умови головних максимумів випливає, що для всіх порядків, крім m, біле світло розкладається в спектр. Тому дифракційна решітка використовується як диспергуючий елемент в спектрометрах.

Важливою характеристикою оптичних приладів є їхня роздільна здатність. Згідно з критерієм Релея, зображення двох близьких точок можна вважати розділеними, якщо центральний дифракційний максимум від однієї точки співпадає з першим дифракційним мінімумом для другої точки.

Для об'єктива роздільна здатність

(5.35)

де D - діаметр об'єктива, - довжина хвилі світла.

Мірою роздільної здатності дифракційної решітки (спектрального приладу) прийнято вважати відношення довжини хвилі біля якої виконується вимірювання до мінімального роздільного інтервалу тобто Користуючись критерієм Релея, можна показати, що

(5.36)

де m - порядок спектру, N - кількість щілин дифракційної решітки.

Дифракція рентгенівських променів

Відстань між атомами в кристалі ( співмірна з довжиною хвилі рентгенівського випромінювання, тому кристалічна решітка може служити просторовою дифракційною решіткою для рентгенівських променів.

Якщо на кристал спрямувати потік рентгенівського випромінювання від рентгенівської трубки з неперервним спектром, то для даного кристалу знайдуться промені з такою довжиною хвилі що умови дифракції будуть виконуватись.

Розрахунок дифракційної картини від кристалічної решітки можна провести слідуючим простим способом. Проведемо через вузли кристалічної решітки паралельні рівновіддалені площини (атомні площини). Якщо падаюча на кристал хвиля - плоска, то і огинаюча вторинних хвиль, які породжені атомами даного атомного шару, також буде площиною. Плоскі вторинні хвилі, відбиті від різних атомних площин, - когерентні і будуть давати інтерференційну картину. При цьому, як і у випадку дифракційної решітки, вторинні хвилі будуть практично гасити одна одну у всіх напрямках крім тих, для яких різниця ходу між сусідніми хвилями буде кратною .

З мал 5.13 видно, що різниця ходу для хвиль, які відбились від сусідніх атомних площин, дорівнює 2dsin, де d - період кристалічної решітки, - кут ковзання падаючих променів.

Напрямки, в яких спостеріга-ються дифракційні максимуми, визначаються умовою Вульфа-Брегга:

2dsin (m1, 2, 3, …). (5.37)

Наявність багатьох атомних площин призводить лише до того, що максимуми інтенсивностей стають більш гострими, як і при збільшенні числа щілин дифракційної решітки.

Дифракція рентгенівських променів від кристалів має два основних практичних застосування. Вона використовується для визначення спектрального складу рентгенівського випромінювання (рентгенівська спектроскопія). Визначаючи напрямки дифракційних максимумів досліджуваного рентгенівського випромінювання від кристалів з відомою структурою можна обчислити (за формулою 5.37) довжини хвиль.

Друге практичне використання - вивчення структури кристалів (рентгеноструктурний аналіз). У цьому випадку за відомим спектральним складом падаючого випромінювання знаходять міжатомні відстані в кристалі. Існують різні методики рентгеноструктурного аналізу (метод Лауе, метод Дебая).

§ 5.5. Поляризація світла.

Типи поляризації. Поляризація при відбиванні

Світлова хвиля складається з багатьох цугів електромагнітних хвиль, що випромінюються окремими атомами. Площина коливань (площина коливань вектора ) для кожного цугу орієнтована випадково. Тому в природному світлі коливання різних напрямків швидко і хаотично змінюють одне одного.

Світло, в якому напрямок коливань якимось чином впорядкований, називається поляризованим. Якщо коливання світлового вектора (вектора ) відбувається в одній площині, світло називають плоско- (або лінійно-) поляризованим.

Площиною поляризації називають площину, перпендикулярну до площини коливань (мал.5.14).

Якщо кінець вектора описує еліпс, то світло називається еліптично-поляризованим. Таке світло можна представити як суму двох когерентних плоскополяри-зованих хвиль, площини коливань яких взаємно перпендикулярні. Проекції світлових векторів на відповідні осі змінюються по закону:

. (5.38)

При різниці фаз еліпс вироджується в пряму - маємо плоскополяризоване світло. При різниці фаз і рівності амплітуд еліпс перетворюється в коло. В цьому випадку маємо циркулярно-поляризоване світло (кругова поляризація).

В залежності від напрямку обертання вектора розрізняють праву і ліву еліптичну і кругову поляризації.

Плоскополяризоване світло можна отримати з природного за допомогою поляризаторів. Ці прилади вільно пропускають коливання паралельно площині поляризатора і повністю затримують коливання, перпендикулярні до цієї площини.

Нехай на поляризатор падає плоскополяризоване світло амплітуди з інтенсивністю (мал.5.15). Крізь прилад пройде складова коливання з амплітудою де - кут між площиною коливань падаючого світла і площиною поляризатора. Інтенсивність світла, що пройшло через поляризатор