Дослідження електричних властивостей кристалічних тіл

Якщо відоме місце знаходження фронту хвилі, швидкість хвилі х в деякий момент часу t, то місце знаходження фронту в наступний момент часу можна визначити на основі принципу Гюйгенса. Згідно цього принципу всі точки поверхні , через які проходить фронт хвилі у момент часу t, потрібно розглядати як джерела вторинних хвиль, а шукане положення фронту в момент часу співпадає з поверхнею, яка огинає всі вторинні хвилі. При цьому вважається, що в однорідному середовищі вторинні хвилі випромінюються тільки вперед, тобто в напрямах, які складають гострі кути з зовнішньою нормаллю до фронту хвилі.

Принцип Гюйгенса є чисто геометричним. Він не вказує способу розрахунку амплітуди хвилі, що огинає вторинні хвилі. Через це принцип Гюйгенса не підходить для розрахунку закономірностей розповсюдження світлових хвиль. Наближений метод вирішення цієї задачі, що є розвитком принципу Гюйгенса, на основі запропонованої Френелем ідеї про когерентність вторинних хвиль та їх інтерференції при накладанні, називається принципом Гюйгенса-Френеля. Цей принцип можна виразити у вигляді ряду положень:

* при розрахунку амплітуди світлових коливань, збуджуючих джерелом в довільній точці М, джерело можна замінити еквівалентною йому системою вторинних джерел -- малих ділянок ds будь-якої замкнутої допоміжної поверхні S, проведеної так, щоб вона охоплювала джерело і не охоплювала дану точку М;

* вторинні джерела когерентні між собою, через це збуджуючі ними вторинні хвилі інтерферують при накладанні; розрахунок інтерференції найбільш простий, якщо S -- хвильова поверхня для світла джерела , оскільки при цьому фази коливань всіх вторинних джерел однакові;

* амплітуда dA коливань, збуджених в точці М вторинних джерел, пропорційна відношенню площі ds відповідної ділянки хвильової поверхні S до відстані r від нього до точки М і залежить від кута б між зовнішньою нормаллю до хвильової поверхні і напрямом від елемента ds до точки М:

, (1)

де а -- величина, пропорційна амплітуді первинної хвилі в точках елемента ds; ѓ(а) монотонно зменшується від 1 при а = 0, до 0 при . Вторинні джерела не випромінюють назад.

* якщо частина поверхні S зайнята непрозорими екранами, то відповідні (закриті екранами) вторинні джерела не випромінюють, а інші випромінюють так само, як у відсутність екранів.

Падаючу хвилю прийнято називати первинною, а хвилі, які випромінюються точками - вторинними. В точці випромінювання вторинні хвилі мають ту ж частоту і фазу, що і первинна хвиля. Через це вторинні хвилі у вакуумі представляють собою сферичні хвилі, які розходяться з точки випромінювання.

Нагадаємо, що промінь представляє собою уявну лінію, вздовж якої розповсюджується хвиля. Промінь перпендикулярний хвильовій поверхні, тому плоска хвиля зображується набором паралельних променів, а сферична - променів, які радіально розходяться із центра сфери. В точці перетину променів відповідні їм хвилі інтерферують (додаються).

Нехай в дифракційній гратці є N щілин. Для спрощення кожну щілину гратки представимо однією точкою в просторі. Саме ці і- ті точки будуть випромінювати вторинні хвилі під впливом падаючої хвилі. Зрозуміло, що непрозорі смуги вторинні хвилі не випромінюють.

Запишемо напруженість електричного поля вторинної хвилі, що випромінюється і- тою щілиною

(2)

де - миттєве значення напруженості поля в точці спостереження М в момент часу t, - амплітуда напруженості поля в точці спостереження,

щ - циклічна частота,

- хвильове число,

r_i - відстань від і- ої щілини до точки спостереження,

б_і - початкова фаза коливань.

Якщо первинна хвиля падає перпендикулярно до поверхні дифракційної гратки, то коливання хвильового фронту в щілинах синфазні, .

За принципом Гюйгенса-Френеля поле Е в точці спостереження буде представляти собою суму електричного поля вторинної хвилі, випромінюваної і- тою щілиною

. (3)



Дана сума представляє собою додавання коливань вздовж однієї прямої, через це результуюча хвиля матиме вигляд

. (4)

Тут - амплітуда в точці спостереження, - відстань до центра гратки О, - початкова фаза коливань.

На практиці вимірюють і спостерігають не величину напруженості електричного поля хвилі Е(t), а інтенсивність хвилі, яка визначається із співвідношення:

(5)

де - магнітна постійна, а - електрична постійна.

В загальному випадку аналітичний вираз для (5) з врахуванням (3) має достатньо складний вигляд. Набагато легше отримати вираз для (5), в дальній області, де перетинаються вторинні промені, майже паралельні один одному (на рис. 3 точка М).

Рис. 3.



Рис. 4.

За граткою можна поставити збірну лінзу, в результаті чого падаючі на лінзу паралельні вторинні проміння перетнуться у фокальній площині за лінзою (рис. 4).

Не вдаючись в математичні деталі, для дифракції в паралельних (вторинних) променях на дифракційних гратках можна отримати наступну залежність інтенсивності І світлової хвилі від кута дифракції ц.

, (6)

де - значення інтенсивності світла при ц=0.

Графік цієї залежності показаний на рис. 5.

Кут дифракції ц відраховується від напряму падаючого променя. Цьому куту на відстані L відповідають координати вертикального відхилення .



Рис. 5.

Картину дифракції можна спостерігати на екрані Е, площина якого паралельна площині гратки.

Для залежності І(ц) характерним є чергування головних дифракційних максимумів (великих по амплітуді) і побічних дифракційних максимумів (малих по амплітуді).

Аналіз виразу (6) дає наступну умову для головних максимумів

(7)

де - кут дифракції m - го максимуму, m - число, яке називається порядком головного максимуму.



Рис. 6.

Дослідження кутів, при яких І = 0, дає кут між сусідніми нулями І(ц). Ця величина називається кутовою шириною максимуму і дорівнює

. (8)

Умова головних максимумів пояснюється синфазним додаванням в точці спостереження хвиль від усіх щілин. Дійсно, із рис. 4 видно, що різниця ходу паралельних променів із сусідніх щілин . Це викликає різницю фаз в точці перетину променів

(9)

При різниці фаз коливання синфазні і при додаванні дають найбільшу амплітуду. Іншими словами це наступає при .

Після скорочення на 2р отримаємо умову головних максимумів (7).

Якщо ж в точці спостереження хвилі двох сусідніх щілин протилежні по фазі , то при додаванні такі хвилі гасять одна одну, створюючи нульову інтенсивність, тобто дифракційний мінімум.

Більш детальний аналіз виразу (6) показує існування інших максимумів і мінімумів, створюваних додаванням хвиль від великої кількості щілин. Детальніше ці питання викладенні в рекомендованих посібниках.

Умова головних максимумів (7) дозволяє визначити довжину хвилі джерела світла

(10)

Для цього потрібно навести на дифракційну решітку потік нормально падаючих променів (рис. 4) і на екрані Е, площина якого паралельна площині гратки, отримаємо дифракційну картину.

Виміривши відстань між центральним (m = 0) і m - тим головним максимумом і відстань L між екраном і граткою, отримаємо

(11)

Значення періоду гратки складає . За відомим значенням d і виміряним значенням L і , з умови головних максимумів отримаємо розрахункову формулу

(12)

де m - порядок головного максимуму для .

Якщо падаюче світло складається з набору хвиль різної довжини, то різні хвилі відхиляються на різні кути:

(13)

Через це в дифракційних максимумах з падаюче світло розкладається в спектр.

Опис вимірювального приладу

Світло лазера Л (рис. 6) падає на дифракційну гратку ДГ. Досліджувальна дифракційна картина розташована за граткою, її можна побачити на екранній лінійці ЕЛ за граткою, на якій нанесені міліметрові поділки. Спостерігач розташований за лазером. Дифракційні максимуми він бачить спроектованими на екранну лінійку.

При такому способі спостереження в формулі (12) маємо L - відстань від дифракційної гратки до лінійки, - відстань від центрального максимуму до спостережуваного максимуму.

Примітка: вмикати лазер тільки під керівництвом лаборанта, не допускати потрапляння лазерного променя в око.

Контрольні запитання

1. Яке явище називається дифракцією?

2. Як працює плоска періодична дифракційна гратка? Як розподіляється інтенсивність світла за дифракційною граткою.

3. На яких відстанях за перешкодою картина розподілу світла повністю підкоряється дифракції, а закони геометричної оптики не застосовні до цього розподілу. Чому?

4. Викладіть принцип Гюйгенса - Френеля.

5. Запишіть умови головних дифракційних максимумів при нормальному падінні на гратку паралельних променів. Виходячи з цієї умови поясніть розклад падаючого світла в спектр.

6. В чому полягає методика виконання даної роботи?

Домашнє завдання

Для виконання роботи необхідно вивчити вказані нижче питання по курсу фізики:

Явище дифракції світла. Принцип Гюйгенса - Френеля. Дифракція паралельних променів (дифракція Фраунгофера) на дифракційній гратці.

Послідовність виконання роботи

1. Зібрати на оптичній лаві установку відповідно до схеми наведеній на рис. 6. Виберіть відстань від гратки до екранної лінійки, яка дорівнює 30 см. Площини гратки і екранної лінійки встановити перпендикулярно до лазерного променя.

2. Ввімкнути джерело світла і від'юстувати установку так, щоб світловий пучок проходив через дифракційну гратку, а дифракційна картина спостерігалась на екранній лінійці.

3. Для проведення вимірюванні необхідно дивитися на екранну лінійку вздовж променя, знаходячись за джерелом світла. Якщо установка від'юстована, то на екранній лінійці на однакових відстанях від центрального буде видно головні дифракційні максимуми.

4. Виміряти на екранній лінійці відстань від центрального максимуму до дифракційного максимуму під номером m, для m = 1, -1, +2, -2. Вважати, що на лінійці вправо від щілини розташовані максимуми з номерами m > 0, вліво - максимуми з номерами m < 0.

5. Заміряти відстань спостереження L (рис. 6).

6. Обчислити вимірювані довжини хвилі л за формулою (12). При цьому для використовувати середнє арифметичне значення

при , (14)

при . (15)

7. Результати вимірювань і обчислень занести в таблицю.

8. Збільште відстань від гратки до екранної лінійки до 40 см. Повторіть проведені вимірювання (п.2 - п.8).

9. Збільште відстань від гратки до екранної лінійки до 50 см. Повторіть проведені вимірювання (п.2 - п.8).

10. За результатами вимірювань визначите середнє значення довжини світлової хвилі.

Прилади та обладнання

1. Оптична лава.

2. Лазер типу ЛГ-28.

3. Екранна вимірювальна лінійка.

4. Дифракційна гратка.



ЛАБОРАТОРНЕ ЗАНЯТТЯ № 7. ВИВЧЕННЯ ЗАКОНУ МАЛЮСА

Мета роботи. Перевірити залежність інтенсивності світла, що пройшло через поляризатор і аналізатор, від кута між головними перерізами поляризатора і аналізатора.

Теоретичні відомості

Електромагнітними хвилями (світловими хвилями) називають збурення електромагнітного поля, які поширюються з скінченною швидкістю.

Лінії, вздовж яких поширюються ці збурення, називають променями. Вони співпадають з вектором швидкості електромагнітної хвилі.

Геометричне місце точок, в яких коливання проходять в однаковій фазі, називають хвильовою поверхнею. Хвиля, в якої хвильова поверхня є площиною, називається плоскою.

Розрізняють монохроматичні хвилі, в яких коливання електромагнітного поля здійснюються з однаковою частотою. Електромагнітні хвильові процеси переносять енергію.

Так енергія, яка переноситься через площину, перпендикулярну до променя, за одиницю часу, є важливою енергетичною характеристикою хвильового процесу і називається потоком енергії хвилі. Потік енергії вимірюється в .

Потік, що приходиться на одиницю площі, тобто енергія, що переноситься хвилею через одиницю площі за одиницю часу, представляє собою густину потоку енергії хвилі і вимірюється в .

З теорії електромагнітних коливань, заснованої на рівняннях Максвелла, випливає, що вектори напруженостей електричного і магнітного полів і взаємно перпендикулярні і змінюються в площинах, перпендикулярних до напрямку поширення хвилі (рис. 1).

Рис 1.

Такі хвилі називають поперечними.

Рівняння, яке описує поширення електромагнітних хвиль, носить назву хвильового рівняння. Для плоскої електромагнітної хвилі, яка поширюється в напрямку осі ОХ, ці рівняння для напруженостей електричного і магнітного полів мають вигляд:

, (1)

де t- час, х - просторова координата, с - швидкість поширення електромагнітної хвилі. Причому

, (2)



де е₀=8,85?10^-12- електрична постійна, е - відносна діелектрична проникність середовища, м₀=4р?10^-7 - магнітна постійна, м- відносна магнітна проникність.

Розв'язок (1) для плоскої монохроматичної хвилі має вигляд

Е(х,t)=Е_оcos(щt -кх),Н(х,t)=Н_о cos(щt-кх) (3)

Тут щ - кутова частота електромагнітних коливань, k=щ/с - хвильове число, яке визначає напрямок поширення хвилі. В загальному випадку k є величиною векторною. Важливою особливістю поширення таких хвиль є властивість

(4)

Отже, вектори напруженості електричного і магнітного полів в довільній точці простору і момент часу завжди перпендикулярні один до одного (рис. 1).

Інтенсивність електромагнітної хвилі пропорційна квадрату амплітуди напруженості електричного поля

(5)

Якщо коливання електромагнітного поля проходять в одній площині, при цьому вектор напруженості магнітного поля коливається в перпендикулярній площині, то такі електромагнітні хвилі називають плоскополяризованими.

Приклад такої хвилі представлений на рис. 1. Якщо вектор напруженості електромагнітного поля описує в площині, перпендикулярній напрямку поширення хвилі, коло, то таку хвилю називають циркулярно поляризованою. Якщо ж вектор напруженості електричного поля описує у вказаній площині еліпс, то такі хвилі називають еліптично поляризованими.

Світлова хвиля представляє собою сукупність великої кількості хвиль, які випромінюються окремими атомами тіла, яке світиться. Оскільки атоми випромінюють хвилі незалежно одна від одної, то напрямки коливань напруженостей електричних полів (а отже і напруженостей магнітних полів) в різних хвилях не зв'язані одні з одними.

Тому в природній світловій хвилі є всеможливі напрямки коливань векторів, але всі вони перпендикулярні напрямку хвилі, і кожному вектору відповідає перпендикулярний йому вектор . Всі ці напрямки рівноймовірні. Отже, природне світло є неполяризованим.

У зв'язку з тим, що фізіологічне, фотохімічне, фотоелектричне і інші дії світла зумовлені зміною електричного поля, то світловим вектором зазвичай називають вектор напруженості електричного поля . При цьому розуміють, що з ним нероздільний перпендикулярний йому вектор напруженості магнітного поля .

Повна чи часткова поляризація світла відбувається при проходженні або заломленні світла на границі поділу двох діелектриків, при розсіюванні світла, при подвійному променезаломленні на деяких кристалах.

Подвійне променезаломлення спостерігається при проходження світла через прозорі анізотропні речовини. Анізотропними називаються речовини, які мають в різних напрямках різні фізичні властивості. Такими є багато кристалів, за винятком тих, які належать до кубічної структури.

Крім того, в оптично ізотропних речовинах (речовинах, які мають в різних напрямках однакові фізичні властивості) можна штучно створити анізотропію шляхом механічної деформації (фотопружний ефект), дією електричного (ефект Керра) або магнітного (ефект Коттона-Мктона) полів, після чого в кристалах має місце явище подвійного променезаломлення.

Це явище полягає в тому, що у двояко заломлюючих середовищах заломлена хвиля розділяється на дві, поляризовані у взаємно перпендикулярних площинах.

Ці хвилі поширюються в різних напрямках і з різними швидкостями, тобто мають різні показники заломлення в різних напрямках. Предмети, які розглядаються через такі кристали, здаються роздвоєними, так як одному падаючому променю відповідають два заломлених.

Але роздвоєння заломленого променя може не проходити, якщо падаючий промінь співпадає з певним для даного кристалу напрямком, який називається оптичною віссю кристала. Кристали, в яких існує один такий напрямок, називаються одноосними, а в яких є два таких напрямки - двоосними.

Прикладом одноосних двоякозаломлюючих кристалів є ісландський шпат (кальцит), кварц, турмалін та ін., а двоосними двоякозаломлюючими речовинами є гіпс, слюда та ін. Один з двох заломлених променів називається звичайним (його позначають на схемі буквою о), оскільки для нього виконується закон Снелліуса.

Іншими словами має місце співвідношення:

, (6)

де і - кут падіння променя (рис. 2),

r₀ - кут заломлення звичайного променя,

n_o - показник заломлення звичайного променя.



Рис 2.

Показник заломлення цього променя у всіх напрямках анізотропного кристала однаковий, тобто не залежить від кута падіння променя. Тому звичайні хвилі в двоякозаломлюючому кристалі у всіх напрямках поширюються з однаковою швидкістю u₀.

Для другого променя (його називають незвичайним променем) відношення синуса кута падіння до синуса кута заломлення для різних напрямків різне:

, (7)

де r_e - кут заломлення незвичайного променя, n_e - показник заломлення незвичайного променя. Отже, показник заломлення цього променя залежить від кута падіння і в різних напрямках має різне значення. Тому незвичайна хвиля в різних напрямках поширюється з різною швидкістю u_e.

Кристал називається оптично додатнім, якщо в ньому , або (кварц), і оптично від'ємним, якщо у ньому, або (ісландський шпат, турмалін). Тільки в напрямку оптичної осі звичайна та незвичайна оптичні хвилі поширюються з однаковою швидкістю , оскільки в цьому випадку . Отже, в цьому напрямку подвійне променезаломлення відсутнє.

При нормальному падінні променя на кристал і=0. В цьому випадку для звичайного променя r_o=0. Іншими словами, звичайний промінь проходить кристал без зміни напрямку (рис. 3).

Рис. 3.

Для незвичайного променя в цьому випадку r_е?0, і цей промінь відхиляється від початкового напрямку.

У двоосних кристалах обидва променя є незвичайними. Їхні показники заломлення і швидкості в різних напрямках виявляються різними. Звичайний та незвичайний промені відрізняються ще тим, що звичайний промінь лежить в одній площині з падаючим променем і нормаллю до межі поділу двох середовищ, а незвичайний промінь, як правило, в цій площині не лежить.

Характер поляризації світлових хвиль визначається відносно головного перерізу кристала - площини, яка проходить через оптичну вісь. Якщо розглядати головний переріз, який проходить через падаючий промінь, то коливання світлового вектора в незвичайній хвилі буде проходити в площині головного перерізу, а в звичайній хвилі світловий вектор змінюється в тій площині, яка перпендикулярна до головного перерізу кристала. Площини рис. 2 і рис. 3 співпадають з площиною головного перерізу кристала. Поляризації незвичайного променя показані штрихами (він поляризований в площині головного перерізу), а звичайного променя - точками (цей промінь поляризований в перпендикулярній площині). Промінь природного світла позначений і штрихами, і точками, оскільки у ньому присутні коливання світлового вектора в різних напрямках.

Прилади, з допомогою яких отримують поляризоване світло, називають поляризаторами. В більшості випадків вони засновані на використанні двояко заломлюючих кристалів. При проходженні світла в них отримують дві поляризовані хвилі, одна з яких якимось способом поглинається, і в результаті з кристалу виходить друга хвиля, яка є повністю поляризована.

В деяких двоякозаломлюючих кристалах ліквідування однієї з хвиль проходить за рахунок її поглинання в результаті явища, яке називається дихроїзмом і означає подвійне забарвлення (або плеохроїзм - багатобарвність). Відбувається це тому, що такі кристали по-різному поглинають звичайні і незвичайні хвилі, а забарвлюються в той колір, якому відповідає поглинання.

Прикладом сильного дихроїчного кристалу є турмалін, пластинка якого товщиною 1 мм повністю поглинає звичайну хвилю. Незвичайна хвиля різної частоти поглинається по-різному. Краще всього поглинається жовто-зелена частина спектра, тому пластинка виглядає двобарвною (жовто-зеленою). З такої пластинки виходить повністю поляризоване світло. Ще більш яскраво вираженим дихроїзмом володіють кристали герапатиту, які повністю поглинають один з променів при товщині 0,1 мм.

В теперішній час широко використовують штучні поляризатори, які називаються поляроїдами. Їх виготовлення порівняно недороге і площа поляризуючої поверхні достатньо велика. Поляроїди представляють собою тонкі плівки з целофану, целулоїду, желатину, на які осаджуються однаково орієнтовані кристали герапатиту.

Такі поляризатори знаходять широке практичне застосування в пристроях, що призначені для послаблення світла певної довжини хвилі, наприклад, усунення сліпучої дій фар зустрічного автотранспорту.

Для того, щоб встановити, чи є світлова хвиля поляризованою і як вона поляризована (в якій площині) застосовуються пристрої, які нічим не відрізняються від поляризаторів. Їх називають аналізаторами.

Принципової конструктивної відмінності між аналізатором і поляризатором не існує. Якщо поляризатор заснований на явищі заломлення хвилі на дві поляризовані у взаємно перпендикулярних напрямках: звичайну і незвичайну, інтенсивність світла, яке вийшло з аналізатора, залежить від взаємної орієнтації головних перерізів аналізатора і поляризатора.

Дійсно, світловий вектор поляризованої хвилі, яка падає на аналізатор, здійснює гармонічні коливання в площині головного перерізу поляризатора. Його можна розділити на два взаємоперпендикулярних вектори (рис. 4).

Один з цих векторів Е₁ змінюється в площині головного перерізу аналізатора, а інший Е₂ - в перпендикулярній до неї площині. Якщо головні перерізи поляризатора і аналізатора складають між собою кут б, то модулі цих векторів будуть зв'язані співвідношенням:

, (8)

З аналізатора вийде тільки хвиля Е₁, а хвиля Е₂ в аналізаторі усунеться. Оскільки інтенсивність світла визначається квадратом амплітуди напруженості електричного поля (5), то

. (9)



Іншими словами інтенсивність світла, яке пройшло буде прямо пропорційне квадрату косинуса кута між головними перерізами поляризатора і аналізатора.

При паралельному положенні головних перерізів аналізатора і поляризатора кут , інтенсивність світла, яке пройшло через поляризатор і аналізатор буде максимальною.

При взаємно перпендикулярній орієнтації цих площин і інтенсивність буде рівна нулю. В цьому випадку аналізатор світла не пропустить (поляризатор і аналізатор схрещені).

Отримана залежність інтенсивності світла, що пройшло від кута між головними перерізами поляризатора і аналізатора була встановлена Малюсом і записана у вигляді:

, (10)

де J - інтенсивність світла, яке пройшло через аналізатор, а J₀ - інтенсивність поляризованого світла.

Співвідношення (10) є математичним виразом закону Малюса: Інтенсивність світла, яке пройшло через аналізатор, прямо пропорційна квадрату косинуса кута між головними перерізами аналізатора і поляризатора.

В неполяризованому світлі жодний з напрямків коливань світлового вектора Е не є переважаючим. Тому вектор Е можна розкласти на два взаємо-перпендикулярних вектори Е₁ і Е₂ (рис. 4), модулі яких однакові по величині (при цьому )



Рис. 4.

(11)

В поляризованій хвилі є коливання тільки одного з цих векторів, квадрат модуля якого рівний:

(12)

Оскільки інтенсивність світла прямо пропорційна квадрату модуля світлового потоку, тому:

, (13)

де - інтенсивність природного світла.

Якщо в поляризаторі і аналізаторі має місце поглинання світла, то

і , (14)



де і - коефіцієнти прозорості поляризатора і аналізатора, і - коефіцієнти поглинання поляризатора і аналізатора.

Закон Малюса підтверджує те, що електромагнітні хвилі є поперечними і те, що їхня інтенсивність пропорційна квадрату амплітуди напруженості електричного поля світлової хвилі. Цей закон лежить в основі розрахунку інтенсивності світла в різних поляризаційних пристроях.

Опис вимірювальної установки

Установка для виконання даної лабораторної роботи (рис. 5) складається з закріплених на оптичній лаві лампи розжарення Л, яка служить джерелом природного світла, діафрагми Д, вмонтованої в корпус лампи Л, поляризатора П, аналізатора А і фотоелемента Ф, навантаженому на мікроамперметр. В якості поляризатора і аналізатора використані поляроїди.

Рис. 5.

З світлового потоку, що йде від лампи, за допомогою діафрагми виділяється достатньо вузький пучок неполяризованого світла з інтенсивністю , падаючого на аналізатор. На фотоелемент падає світло, що пройшло поляризатор і аналізатор.

Інтенсивність цього світла залежить від кута б між головними перерізами поляризатора і аналізатора. Зміна кута б здійснюється поворотом диска поляризатора. Відраховується цей кут по кутомірній шкалі, нанесеній на диск поляроїда.

Оскільки величина фотоструму пропорційна освітленості робочої поверхні фотоелемента, то інтенсивність світла приймається пропорційною величині фотоструму, виміряного мікроамперметром.

Інтегральна чутливість фотоелемента у видимій частині спектра складає , площа робочої поверхні фотоелемента 3,2 мм². В цьому випадку інтенсивність світлового потоку, що досягає поверхні фотоелемента, можливо визначити у відповідності з виразом:

, (15)

де г - інтегральна чутливість фотоелемента, S_p - площа робочої поверхні фотоелемента, І - покази мікроамперметра.

Крім світла, яке пройшло поляризатор і аналізатор, на фотоелемент попадає стороннє світло, через що в результаті зміни вноситься помилка. Для того, щоб позбавитись цього, в установці застосований циліндричний чохол як для аналізатора Ц₁, так і для фотоелемента Ц₂, які не дозволяють зовнішньому світловому потоку проникнути у вимірювальний тракт.

Отже, встановлюючи різні кути б, можливо знайти величини фотоструму, а значить і інтенсивність світла, що пройшло оптичну систему (15). Поглинання світла в поляризаторі і аналізаторі незначне, тому ним можна знехтувати.



Контрольні запитання

1. Що таке монохроматична електромагнітна хвиля? Що таке поляризовані електромагнітні хвилі? Які види поляризації вам відомі? Чому вони так називаються?

2. Чому електромагнітні хвилі є поперечними?

3. Що являють собою світлові хвилі? Чому природне світло є неполяризованим?

4. В яких фізичних явищах проходить поляризація електромагнітних хвиль?

5. Що таке подвійне променезаломлення? Який промінь називається звичайним і незвичайним? Які властивості цих променів?

6.В чому полягає явище дихроїзму? В яких речовинах це явище спостерігається?

7. Що таке поляризатори і яке їх практичне застосування?

8. Запишіть, сформулюйте і доведіть закон Малюса.

9. У чому полягає методика виконання даної роботи?

10. Який графік потрібно побудувати за результатами вимірювань в даній роботі і залежність між якими величинами потрібно встановити по цьому графіку?

Домашнє завдання

Для виконання роботи потрібно вивчити вказані нижче запитання курсу фізики: поляризація хвиль, видимі світлові хвилі, отримання поляризованого світла, подвійне променезаломлення, дихроїзм, поляризатор і аналізатор



Лабораторне завдання

Зібрати на оптичній лаві установку у відповідності з схемою, наведеною на рис. 5.

Ввімкнути джерело живлення і від'юстувати установку так, щоб світловий пучок, який виділений діафрагмою, проходив через поляризатор і аналізатор і попадав на робочу поверхню фотоелемента.

Обертаючи диск поляризатора добитись мінімального показу мікроамперметра.

В цьому випадку кут між головними перерізами поляризатора і аналізатора буде відповідати куту б=90?.

Встановити і закріпити циліндричні чохли Ц1 та Ц2 так, щоб світло від сторонніх джерел не попадало в середину вимірювальної схеми. При цьому стрілка мікроамперметра повинна залишатись на нульовій відмітці.

Повертаючи диск поляризатора, змінюйте кут б в межах від 90° до 0° з кроком 10°.

При цьому знімайте покази мікроамперметра, які відповідають цій послідовності.

Обчисліть для кожного положення значення і значення світлового потоку за формулою (15).

Результати вимірювань і обчислень занести в таблицю:

б [град]	90°	80°	70°	60°	50°	10°	30°	20°	10°	0°
cosа
cos2а
Iексп [мкА]
k	1	0.986	0.943	0.848	0.753	0.660	0.540	0.429	0.429	1
I=k•Iексп [мкА]
J [Вт/м2]



Побудуйте графік залежності

Зробіть висновок про те, від чого і як залежить інтенсивність світла, що пройшло поляризатор і аналізатор

Прилади та обладнання

1. Оптична лава.

2. Освітлювач (лампа розжарення)

3. Два поляроїда.

4. Фотоелемент ФЭ-ССУ.

5. Мікроамперметр.



ЛІТЕРАТУРА

До 1 роботи

1. Савельев И.В., Курс общей физики, т.1, М., "Наука", 1987, § 57-59 .

2. Кучерук І.М., Горбачук І.Т. Загальна фізика. Електрика і магнетизм. К., "Вища школа", 1990, § 3.5-3.6 .

До 2 роботи

1. Савельев И. В. Курс общей физики, т.ІІ. М., “Наука”, 1982, 77,78.

2. Зисман Г. А., Тодес О. М. Курс общей физики, т.ІІ. М., “Наука”, 1969, 22.

До 3 роботи

1 Детлаф А.А. Яворский Б.М. Милковская Л.В. «Курс физики» (в трех томах) Т.2- М.: Высшая школа. 1977.п. 8.1-8.5,9.2,10.2.

2. Калашников С.Г. «Электричество» - М.: Наука. 1977 п. 53, 57, 59, 61.

3. Савельев И.В. «Курс общей физики» Т.2 - М.: Наука. 1978. п. 31,34.

4. Кучерук І.М., Горбачу І.Т. «Загальна фізика. Електрика і магнетизм» - К.: Вища школа , 1990. п.21-24.

5. Панфилов, Спиридонов Н.С. «Полупроводниковые диоды и транзисторы» - Одесса: Узд-во ОЭИС им. А.С. Попова. 1984.

До 4 роботи

1. Савельев И.В. Курс общей физики. т.2 М., "Наука", 1982, с 77,78

2. Савельев И.В. Курс общей физики. т.З, М., "Наука", 1987, с 65.

З. Зисман Г.А., Тодес О.М. Курс общей физики, т.З, М., "Наука", 1970, с 36.

4. Ландсберг Г.С. Оптика, М., "Наука", 1976, с 180, 181.

5. Кучерук І.М., Горбарчук І.Т. Загальна фізика. Електрика і магнетизм. К., "Вища школа", 1990, сс 41-44.

До 5 роботи

1. Савєльєв И.В. Курс общей физики, т.2, М. , "Наука", 1982, §78.

2. Савєльєв И.В. Курс общей физики, т.3, М. , "Наука", 1987, §87.

3. Зисман Г.А., Тодес О.М. Курс общей физики, т.2, М. ,"Наука",1987, §

До 6 роботи

1. Савельев И.В. Курс общей физики. Т.2. М.: Наука. 1979.

2. Ландсберг Г.С. Оптика. М.: Наука.. 1976.

3. Зисман ГА. Тодес О.М. Курс общей физики, М.: Наука. 1972.

4 Детлаф А. А. Яворский В. М. Курс физики М Высшая школа 1979

До 7 роботи

1.Савельев И.В. Курс общей физики. Т.2. М.:Наука. 1979.

Ландсберг Г.С. Оптика. М.: Наука. 1976.

Геворкян Р.Г. Курс физики. М.: Высшая школа. 1979.

Размещено на Allbest.ru

...