Полная версия

Главная arrow Религия. Логика. Этика. Философия arrow Философия права arrow
ДИФРАКЦИЯ

  • Увеличить шрифт
  • Уменьшить шрифт


<<   СОДЕРЖАНИЕ   >>

Результирующее поле n одинаковых осцилляторов

Настоящая глава — непосредственное про­должение предыдущей, хотя название «Интерференция» здесь заменено словом «Дифракция». До сих пор никому не удалось удовлетворитель­ным образом определить разницу между дифрак­цией и интерференцией. Дело здесь только в привычке, а существенного физического раз­личия между этими явлениями нет. Единствен­ное, что можно сказать по этому поводу,— это следующее: когда источников мало, например два, то результат их совместного действия обыч­но называют интерференцией, а если источников много, то чаще говорят о дифракции. Поэтому мы не будем утруждать себя вопросом — ин­терференция это или дифракция, а просто про­должим наше обсуждение с того места, где мы остановились в предыдущей главе.

Обсудим теперь случай, когда имеетсяn осцилляторов, расположенных на равных рас­стояниях один от другого и обладающих рав­ными амплитудами, но разными фазами созда­ваемых ими полей. Разность фаз создается либо из-за выбора определенных фазовых сдвигов колебаний осцилляторов, либо потому, что мы находимся под углом к осцилляторам и возни­кает разность хода лучей. Независимо от при­чины возникновения разности фаз необходимо вычислить сумму такого вида:

где ? — разность фаз соседних осцилляторов для некоторого направления лучей. В данном частном случае ?=?+2?d1/2sin?. Вычислим сумму R. Для этого воспользуемся геометрическим способом сложения. Длина первого слагаемого А, а его фаза равна нулю; длина второго также А, а фаза его равна ?. Следующее слагаемое имеет снова длину А и фазу, равную 2?, и т. д. В конце концов получается часть правильного много­угольника с n сторонами (фиг. 30.1).

Фиг. 30.1. Результирующая ам­плитуда шести аквидистантных источников при разности фаз ? между каждыми двумя соседними источниками.

Вершины многоугольника лежат, конечно, на окружности, и чтобы легче было определить результирующую амплитуду, найдем радиус этой окружности. Пусть Q есть ее центр. Тогда угол OQS равен как раз фазе ? (поскольку радиус QS образует с А2 такой же угол, как QO с a1). Следовательно, радиус r дол­жен удовлетворять равенству А = 2r sin?/2, откуда мы и на­ходим величину r . Далее, большой угол OQT равен n?; следо­вательно, AR=2r sinn?/2. Исключая из обоих равенств г, получаем

(30.2)

Таким образом, суммарная интенсивность оказывается равной

(30.3)

Проанализируем это выражение и обсудим вытекающие из него следствия. Прежде всего, положив n =1, получим, как и следовало ожидать, I = I0. Проверим формулу для n=2: с помощью соотношения sin?=2sin ?/2cos?/2 сразу находим АR = 2Acos?/2, что совпадает с (29.12).

Мы вынуждены рассматривать сложение полей от многих источников потому, что в этом случае интенсивность в одном направлении получается много больше, чем в соседних, т. е. все побочные максимумы интенсивности оказываются гораздо меньше основного. Чтобы понять этот факт, начертим кривую соответствующую выражению (30.3) для больших n и ?, близ­ких к нулю. Прежде всего, когда ? точно равно нулю, мы полу­чаем отношение О/О, но фактически для бесконечно малых ? отношение синусов равно n2, так как синус можно заменить его аргументом. Таким образом, максимум кривой в n2 раз больше интенсивности одного осциллятора. Этот результат легко по­нять, поскольку при нулевой разности фаз все n маленьких векторов складываются в один вектор, в n раз больший исход­ного, а интенсивность увеличивается в n2 раз.

С ростом фазы ? отношение двух синусов падает и обращается в нуль в первый раз при n?/2 = ?, поскольку sin?=0. Дру­гими словами, значение ?=2?/n отвечает первому минимуму кривой (фиг. 30.2). С точки зрения векторов на фиг. 30.1 первый минимум возникает в том случае, когда стрелки векторов воз­вращаются в исходную точку, при этом полная разность фаз от первого до последнего осциллятора равна 2л.

Перейдем к следующему максимуму и покажем, что он дей­ствительно, как мы и ждали, много меньше первого. Для точ­ного определения положения максимума необходимо учитывать, что и числитель, и знаменатель в (30.3) оба меняются с измене­нием ?. Мы не станем этого делать, поскольку при большом n sin?/2 меняется медленнее sin?/2 и условие sin?/2 =1 дает положение максимума с большой точностью. Макси­мум sin2n?/2 достигается при n?/2=З?/2 или ?= З?/n. Это озна­чает, что стрелки векторов описывают полторы окружности.

Подставляя ?=3?/n, получаем sin23?/2=l в числителе (30.3) (с этой целью и был выбран угол ?) и sin23n/2n в знамена­теле. Для достаточно большого n можно заменить синус его аргументом: sin З?/2n =3?/2n. Отсюда интенсивность во втором максимуме оказывается равной I=I0 (4n2/9?2). Но n2I0 — не что иное, как интенсивность в первом максимуме, т. е. интенсив­ность второго максимума получается равной 4/9?2 от максималь­ной, что составляет 0,047, или меньше 5%! Остальные макси­мумы, очевидно, будут еще меньше. Таким образом, возникает очень узкий основной максимум и очень слабые дополнительные максимумы по обе стороны от основного.

Фиг.30.2. Зависимость интенсивности от фазово­го угла для большого числа осцилляторов с одинаковыми амплитудами.

Фиг. 30.3. Устройство из n одинаковых осцил­ляторов, расположенных на линии. Фаза колебания s-го осциллятора равна as=sa.

Можно показать, что площадь под кривой интенсивности, включая все максимумы, равна 2?nI0 и в два раза превышает площадь пунктирного прямоугольника на фиг. 30.2.

Посмотрим теперь, что дает формула (30.3) в приложении к разным случаям. Пусть источники расположены на одной ли­нии, как показано на фиг. 30.3. Всего имеется n источников на расстоянии d друг от друга, и сдвиг фазы между соседними источ­никами выбран равным а. Тогда для лучей, распространяющихся в заданном направлении Э, отсчитываемом от нормали, вследст­вие разности хода лучей от двух соседних источников возникает дополнительный сдвиг фазы 2?d(1/?)sin?. Таким образом,

(30.4)

Рассмотрим сначала случай ?=0. Все осцилляторы колеб­лются с одной фазой; требуется найти интенсивность их излуче­ния как функцию угла В. Подставим с этой целью ?=kdsin? в формулу (30.3) и посмотрим, что получится в результате. Пре­жде всего, при ?=0 возникает максимум. Значит, осцилляторы, колеблющиеся с одной фазой, дают мощное излучение в направ­лении 0 =0. Интересно узнать, где находится первый минимум.

Он возникает при?=2?/n; другими словами, первый мини­мум кривой интенсивности определяется из соотношения (2?d/?)sin?=2?/n. Сокращая на 2?, получаем

(30.5)

Теперь разберем с физической точки зрения, почему мини­мум возникает именно в этом месте. В этом выражении nd есть полная длина L нашей системы осцилляторов. Обращаясь к фиг. 30.3, мы видим, что ndsin?=L sin?=?. Формула (30.5) подсказывает нам, что минимум возникает при ?, равном одной длине волны. Но почему минимум получается при ? = ?? Дело в том, что поля от отдельных осцилляторов равномерно распределены по фазе от 0 до 360°. Стрелки (см. фиг. 30.1) опи­сывают полную окружность; мы складываем равные векторы, имеющие произвольные направления, а в этом случае сумма равна нулю. Вот при таких значениях угла, когда ?=?, воз­никает минимум. Это и есть первый минимум.

Формула (30.3) имеет еще одну важную особенность: при уве­личении угла ? на число, кратное 2?, значение интенсивности не меняется. Поэтому для ? =2?, 4?, 6? и т. д. также возникают резкие и высокие максимумы. Вблизи этих максимумов интен­сивность повторяет свой ход (см. фиг. 30.2). Зададимся вопро­сом, в силу каких геометрических соотношений возникают дру­гие максимумы? Условие появления максимума записывается в виде ?==2?m, где mлюбое целое число. Отсюда получаем (2?d/?)sin?=2?m. Сокращая на 2?, получаем

dsin? = m?. (30.6)

Это соотношение очень похоже на формулу (30.5). Однако там было nd sin?=?. Разница в том, что здесь нужно взять каж­дый отдельный источник и выяснить, что для него означает условие n dsin?=m?; угол ? здесь таков, что разность хода ? ?. Другими словами, волны, идущие от источников, раз­личаются по фазе на величину, кратную 360°, и, следовательно, все находятся в фазе. Поэтому при сложении волн возникает столь же высокий максимум, как и в рассмотренном ранее слу­чае т =0. Побочные максимумы и весь ход интенсивности здесь такие же, как в случае ? =0. Таким образом, наша система посы­лает пучки лучей в разных направлениях, причем каждый пу­чок имеет высокий центральный максимум и ряд слабых боко­вых. Главные (центральные) максимумы в зависимости от вели­чины т называются максимумами нулевого, первого и т. д. порядков; т называют порядком максимума.

Обратите внимание на такой факт: если d меньше ?, то фор­мула (30.6) имеет единственное решение при т =0. Поэтому для малого расстояния между источниками возникает один-един­ственный пучок, сконцентрированный около ?=0. (Разумеется, есть еще пучок в обратном направлении.) Чтобы получить мак­симумы других порядков, расстояние d должно быть больше одной длины волны.

 
<<   СОДЕРЖАНИЕ   >>

Похожие темы