Suallarının cavabları. Optikanınəsasqanunları: işığın düz xətli yayılması qanunu. İşıq
İşığın təbiəti haqqında korpuskulyar və dalğa nəzəriyyələri
Yüklə 1,74 Mb. Pdf görüntüsü
|
- Bu səhifədəki naviqasiya:
- Frenel üsulu.
|
11. İşığın təbiəti haqqında korpuskulyar və dalğa nəzəriyyələri Optikanın qədim elmlərdən biri olmasına baxmayaraq işığın təbiəti haqqında ardıcıl müşahidə və çoxsaylı təcrübələrə əsaslanan ilk elmi nəzəriyyə XVII əsrin axırlarında İ. Nyuton və X. Hüygens tərəfindən verilmişdir. Nyuton iki halı nəzərdən keçirmişdir. Birinci mülahizəyə görə işıq dalğa təbiətlidir, ikinci mülahizəyə görə isə işıq - mənbə tərəfindən buraxılan və düz xətt boyunca yayılan xüsusi maddi hissəciklər – korpuskullar selindən ibarətdir. Nyuton bu iki nəzəriyyəni: işığın dalğa və korpuskulyar nəzəriyyəsini birləşdirməyə çalışırdı. O, belə hesab edirdi ki, işıq da səs dalğaları və suda əmələ gələn dalğalar kimi enerjiyə malikdir. Lakin əşyaların maneə arxasında görünə bilməməsi işığın düz xətt boyunca yayılması ilə əlaqədardır. Bu səbəbdən də Nyuton işığın dalğa nəzəriyyəsini rədd edərək korpuskulyar nəzəriyyəni əsas A L
Şəkil 25.15
götürdü. Nyuton özünün korpuskulyar nəzəriyyəsini verdikdən qısa bir müddət sonra Hüygens işığın dalğa nəzəriyyəsini irəli sürmüşdür. Hüygens işığın efir adlanan elastik mühitin həyəcanlanmalarından ibarət dalğa prosesi olduğunu söyləmişdir. Bu nəzəriyyəni verərkən o, akustik və optik hadisələr arasındakı oxşarlığı əsas götürmüşdür. Hüygens prinsipinə görə dalğanın çatdığı hər bir nöqtə yarımsferik dalğa mənbəyinə çevrilir və həmin yarımsferik dalğaların qurşayanı dalğa cəbhəsini verir. Bu prinsip qeyd etmək lazımdır ki, sırf həndəsi xarakter daşıyır. Bu nəzəriyyənin də uğurları ilə yanaşı çətinlikləri də oldu.
Beləliklə, XVIII əsrin əvvəllərindən başlayaraq bu iki nəzəriyyə arasında kəskin mübarizə dövrü başlandı. Qeyd etmək lazımdır ki, bu mübarizə zamanı Nyutonun nüfuzu da böyük rol oynayırdı. Lakin həmin dövrlərdə müşahidə olunan işığın interferensiyası, işığın difraksiyası, qoşaşüasınma hadisələri və bir sıra başqa optik hadisələr korpuskulyar nəzəriyyə əsasında izah edilə bilmədiyinə görə dalğa nəzəriyyəsi güclənməyə başlandı. İşığın polyarlaşma hadisəsi isə onun eninə dalğa olmasını sübuta yetirdi.
XIX əsrin ikinci yarısında elektromaqnit dalğaları kəşf olunduqdan sonra işıq dalğalarının elektromaqnit dalğalarının tərkib hissəsi olduğunu göstərmək mümkün oldu. Beləliklə, XIX əsrin sonunda fizika elminin inkişafında böyük rol oynamış Maksvellin işığın elektromaqnit nəzəriyyəsi meydana gəldi. Maksvellin elektromaqnit nəzəriyyəsinə görə elektromaqnit dalğasının yayılması üçün heç bir “efir” tələb olunmur, olar eninə dalğa şəklində yayılır və c (25.1) olmalıdır. Burada,
/ 10 3 8 işığın boşluqda yayılma sürəti, isə uyğun olaraq dielektrik və maqnit nüfuzları və olan mühitdə işığın yayılma sürətidir. Maksvell nəzəriyyəsi isə öz növbəsində işığın dispersiya hadisəsini izah edə bilmədi. Bu isə Lorentsin elektron nəzəriyyəsinin yaranmasına səbəb oldu. Bu nəzəriyyəyə görə işığın dielektrik nüfuzluğu və deməli, sındırma əmsalı rəqsin tezliyindən asılıdır. Lorentsə görə efir sükunətdə olan sonsuz mühitdir. Bu mühit yalnız işığın həmin mühitdə yayılma sürəti ilə xarakterizə olunur. Lakin sükunətdə olan “efir” anlayışı Maykelson və Morli təcrübəsi vasitəsi ilə inkar edildi. Nəticədə, nisbilik nəzəriyyəsi elektrodinamikası “efir” anlayışını rədd etdi. XIX əsrin sonu, XX əsrin əvvəllərində korpuskulyar nəzəriyyə üzərində nisbi “qələbə” qazanmış dalğa nəzəriyyəsi digər çətinliklərlə də rastlaşdı. Közərdilmiş cismin şüalanması zamanı enerjinin dalğa uzunluğuna görə paylanmasını və fotoeffekt hadisəsini izah edə bilmədi. 1900 – cu ildə Alman alimi Maks Plank klassik fizika qanunlarına tamamilə zidd olan yeni fərziyyə irəli sürdü. Bu fərziyyəyə görə enerjinin elektromaqnit dalğası şəklində şüalanması və ya udulması arasıkəsilməz deyil, kvantlarla, yəni porsiyalarla baş verir.
Burada, Csan h 34 10 62 , 6 Plank sabiti adlanır. XX əsrin əvvəllərində yenidən korpuskulyar nəzəriyyəyə qayıdış başladı. Lakin qeyd etmək lazımdır ki, bu korpuskulyar nəzəriyyə əvvəlkindən fərqli olan və keyfiyyətcə yeni məna kəsb edən korpuskulyar nəzəriyyə idi. Plankın yuxarıda söylənilən ideyası klassik fizika qanunlarına zidd olsa da, təcrübi faktlarla tamamilə üst – üstə düşür və bu nəzəriyyəyə görə işığın yayılması üçün heç bir “efir” anlayışına ehtiyac yoxdur. Bütün bunlara yekun vuraraq demək olar ki, işıq eyni zamanda ikili təbiətə: həm korpuskulyar, həm də dalğa xassəsinə malikdir. Bu dualizm nəinki təkcə işıq hadisələrində, elecə də elementar hissəciklərdə də özünü göstərir. Bu isə o deməkdir ki, həm matrisa mexanikası, həm də dalğa mexanikası riyazi ekvivalent mexanikalardır. Hər iki mexanikada ilkin şərtlər: matrisa mexanikasında elektron-hissəcik, dalğa mexanikasında elektron – dalğa haqqında təsəvvürlər doğrudur, başqa sözlə bu mexanikaların qarşısında eyni bir mexanika, lakin müxtəlif formalarda yazıla bilən atom mexanikası durur.
Dalğa təbiətliyi baxımından görünən işıq dalğaları mkm 76 , 0 38 , 0 intervalına uyğun gələn eninə elektromaqnit dalğalarıdır. Elektromaqnit dalğaları elektrik və maqnit sahələrinin intensivlik vektorlarının bir – birinə perpendikulyar müstəvilərdə rəqslərinin mühitdə yayılmasından ibarətdir.
İşıq dalğalarının rəqslərindən danışarkən elektrik vektorunun dəyişməsini nəzərə almaq lazımdır. Təcrübələr göstərir ki, işığın müddələrlə qarşılıqlı təsiri (kimyəvi, bioloji, fizioloji və s. təsirləri) əsas etibarı ilə elektrik vektoru vasitəsi ilə baş verir. Ona görə də işığı onun elektrik sahəsinin intensivlik vektoru (
) və onun tənliyi ilə xarakterizə edirlər. Hətta ən kiçik işıq mənbəyi belə külli miqdarda elementar mənbələrdən - atomlardan ibarətdir. Atomun hər bir şüalanma aktının ömrü çox az, təqribən 8 10 san. olduğundan bu şüalanma sonlu uzunluqlu monoxromatik “dalğa parçası”ndan – sinusoid parçasından ibarət olur.
“Dalğa parçası”nın vakumda uzunluğu m m c l 3 10 10 3 8 8 - dən çox olmur. Vakum olmayan mühitdə işıq daha kiçik sürətlə yayıldığından “dalğa parçası”nın uzunluğu da və deməli, dalğa uzunluğu ( ) da kiçilir. Bir qədər sonra qeyd edəcəyimiz səbəbə görə l ə bəzən koherentliyin uzunluğu da deyirlər. Periodları eyni olan iki dalğa bir nöqtədə rastlaşdıqda, həmin nöqtədə, bir halda zəifləmə, digər halda güclənmə müşahidə olunur. İşıq dalğalarının görüşərkən bir-birini gücləndirməsi və zəiflətməsi interferensiya hadisəsi adlanır. İşığın interferensiyasını müşahidə edə bilmək üçün bir-birinin üzərinə düşən dalğaların təsirini müəyyən müddət sabit saxlamaq və ona görə də dalğaların fazalar fərqinin müəyyən müddət sabit qalmasını təmin etmək lazımdır. Belə şərti ödəyən dalğalara koherent dalğalar deyilir. Eyni periodlu və zamandan asılı olaraq sabit fazalar fərqinə malik olan dalğalar koherent
Müxtəlif atomların şüalanma aktları bir – birindən asılı olmadığından onların hətta eyni vaxtda şüalandırdığı “dalğa parçaları”nın rəqs tezlikləri, fazaları və amplitudları, eləcə də rəqs müstəviləri bir – birindən fərqli olur. Bu cür fərqlər hətta eyni atomun müxtəlif vaxtlarda şüalandırdığı “dalğa parçaları” üçün də xarakterdir. Deməli, işıq dalğaları çoxlu sayda müxtəlif monoxromatik dalğaların birgə hərəkətindən ibarətdir. Beləliklə, təbii işıq mənbələrindən heç biri monoxromatik işıq şüalandıra bilmədiyindən təbii şüaların heç biri digər ilə koherent ola bilməz. Lakin, sadə yolda bir – birilə koherent olan iki işıq dalğası almaq mümkündür. Bunun üçün təbii işıq dalğasının amplitudunu və ya dalğa cəbhəsini müəyyən üsulla iki hissəyə ayırıb, bu dalğaları bir – birindən fərqli optik yollarla hərəkət etdirmək lazımdır (bit qədər sonra koherent mənbələrin alınma üsulları haqdq bəhs edəcəyik). Dalğa hissələrinin bir – birilə görüşənədək keçdiyi optik yollarfərqli koherentliyin uzunluğundan böyük olmadıqda, onlar eyni “dalğa parçası”na mənsub olur və buna görə də eyni tezlikli monoxromatik dalğalar olacaqdır.
Bu dalğaları görüşdürənədək onları elə yollarla hərəkət etdirmək olar ki, onların optik yollar fərqi və deməli, fazalar fərqi sabit qalsın. Aydındır ki, bu şərtlər ödənilsə, dalğalar bir – birilə koherent olacaqdır.
Dalğa təbiətliyi baxımından işıq, elektrikvə maqnit sahələrinin intensivlik vektorlarının rəqslərindən ibarətdir. Təcrübə göstərir ki, işığın maddələrlə qarşılıqlı təsirinə (işığın fizioloji, fotokimyəvi, gözə təsiri, fotoeffekt hadisəsi vəs. ) səbəb yalnız onun elektrik sahəsidir. Ona görə də işığı onun elektrik sahəsinin intensivlik vektoru (
) və onun tənliyi ilə xarakterizə edirlər. Hər hansı istiqamətdə, məsələn, x oxu boyunca yayılan müstəvi elektromaqnit dalğasının tənliyinə əsasən işıq dalğasının tənliyi aşağıdakı şəkildə olar: ) cos( 0 kx t E E m (26.1) Burada,
- işığın elektrik sahəsinin intensivlik vektorunun fəzanın kordinatı x olan nöqtəsində, t anındakı qiymətidir. m E - intensivlik vektorunun amplitud qiyməti,
- bu vektorun dairəvi rəqs tezliyi, 0
- rəqsin başlanğıc fazası,
Gələcəkdə bizə lazım olacağından dalğa ədədinin, eləcə də dalğa vektorunun düsturunu burada yazaq: 2
və
2 (26.2) Burada,
- verilən nöqtədə dalğa cəbhəsinə perpendikulyar olan vahid vektordur. Aydındır ki, ümumi halda dalğa cəbhəsinin müxtəlif nöqtələrində dalğa vektorlarının istiqamətləri eyni olmaya da bilər.
Müxtəlif optik mühitlərdə dalğanın yayılma sürəti eyni olmadığından bu mühitlərdə işığın dalğa uzunluqları da bir – birindən fərqli olacaqdır. Tezliyi olan işığın vakuumdakı dalğa uzunluğu 0 olarsa, onda maddədən keçərkən işığın dalğa uzunluğu bu maddənin şüasındırma əmsalı dəfə azalacaqdır: n 0 (26.3) Bildiyimiz kimi, işığın rəqs tezliyi çox yüksək, yəni 15 10 hc tərtibdəndir. İşıq dalğasının daşıdığı enerji selinin sıxlıq vektorunun dəyişmə tezliyi isə bundan iki dəfə böyükdür. Bu cür sürətli dəyişməni nəinki göz, ən həssas optik cihaz belə “hiss” etməyə qadir deyildir. İşıq selinin yalnız orta qiymətini, yəni intensivliyini qeyd etmək mümkündür. Tutaq ki, bir – birilə kohorent olan iki işıq dalğasının fəzanın ixtiyari nöqtəsində doğurduqları rəqslərinin tənlikləri aşağıdakı şəkildədir: ) cos( 1 1 1 a t E E m
və ). (cos
2 2 2 t E E m (26.4)
Dalğaların toplanmasını amplitudların həndəsi cəminin tapılması vasitəsilə həyata keçirək. Bunun üçün vektor diaqrqmından istifsdə edək (şəkil 26.1). Rəqslərin eyni düz xətt üzrə icra edildiklərini qəbul etsək kosinuslarteoreminə əsasən yekun rəqsin amplitudu üçün aşağıdakı ifadəni yaza bilərik: ) cos( 2 1 2 2 2 2 2 1 2 1
m m m m E E E E E (26.5) İşığın intensivliyi 2
E ilə mütənasib olduğundan (26.5) düsturuna əsasən işığın yekun intensivliyi: ) cos( 2 1 2 2 1 2 1 J J J J J (26.6) düsturu ilə ifadə olunar.
İki təbii işıq mənbəyinin dalğaları üçün fazalar fərqi tez – tez dəyişərək sıfırdan 2 - yə qədər mümkün olan bütün qiymətləri eyni ehtimalla alır. Onda yekun intensivliyin (J) qiyməti həm zaman və həm də məkan etibarilə tez – tez dəyişəcəkdir. Nə gözümüz və nə də heç bir optik cihaz belə dəyişməni hiss etməyə qadir olmadığından, müəyyən ani müddət üçün intensivliyin yalnız orta qiymətini qeyd etmək mümkündür. Qeyd etdiyimiz kimi, belə orta qiymət üçün 0 ) cos( 1 2 - dır. Ona görə də 2 1
J J , yəni fəzanın istənilən nöqtəsində yekun intensivlik toplanan rəqslərin intensivliklərinin cəmi ilə təyin olunan eyni qiymətə malik olacaqdır, başqa sözlə desək, belə fəza hər yerdə bərabər işıqlanacaqdır. Lakin toplanan dalğalar fəzanın verilən nöqtəsinə heç olmazsa müşahidə müddətində dəyişməyən fazalar fərqi ilə daxil olduqda, (26.6) düsturuna əsasən həmin nöqtədə işığın yekun intensivliyinin qiyməti də sabit qalacaqdır. Fəzanın müxtəlif nöqtələrinə işıq dalğaları bir – birindən fərqlənən müxtəlif fazalar fərqi ilə daxil olur. Ona görə də müxtəlif nöqtələrdə fazalar fərqinin qiymətindən asılı olaraq işığın yekun intensivliyinin qiyməti də bir – birindən fərqlənəcəkdir. Başqa sözlə, belə fəzada işığın interferensiyası hadisəsi baş verəcəkdir: fazala rfərqi üçün ) cos( 1 2 >0 şərtinin ödənildiyi nöqtələrdə J > 2 1 J J ; ) cos(
1 2
2 1
J olacaqdır. Xüsusi halda fazalar fərqinin ,...)
3 , 2 , 1 , 0 ( 2 1 2 k k qiymətlərində dalğalar bir – birini maksimum gücləndirəcək, ) 1 2 ( 1 2
qiymətlərində isə maksimum zəiflədəcəkdir. Bu şərtlər daxilində toplanan dalğaların amplitudları da bir – birinə bərabərdirsə ) (
1 m m E E intensivliyin maksimum qiyməti , 4 1 J J minimum qiyməti isə 0
olacaqdır. Aydındır ki, belə vəziyyətdə interferensiya mənzərəsi daha aydın və qabarıq müşahidə ediləcəkdir.
İnterferensiya mənzərəsinin aydın müşahidə edilməsi xeyli dərəcədə mənbəyin ölçüsündən asılıdır: mənbəyin ölçüsü işığın dalğa uzunluğundan nə qədər kiçik olarsa, interferensiya mənzərəsi də bir o qədər aydın görünəcəkdir. Çünki, bu halda mənbəyin istənilən nöqtəsindən müşahidə nöqtəsinə qədər olan məsafələr arasındakı fərq işığın dalğa uzunluğundan kiçik olacağından, belə mənbədən hər bir müşahidə nöqtəsinə müxtəlif yollarla daxil olan şüaların optik yollar fərqini tamamilə sabit hesab etmək olar. Mənbəyin ölçüsü işığın dalğa uzunluğuna bərabər və ya ondan böyük olduqda, mənbəyin müxtəlif nöqtələrindən hər bir müşahidə nöqəsinə daxil olan şüaların optik yollar fərqi bir – birindən dalğa uzunluğuna nisbətən daha çox fərqlənəcəklərindən sabit qalmayacaqdır. Ona görə də bu hal üçün işığın interferensiya maksimumlarının və minimumlarının kəskin sərhədi olmayacaq və mənbəyin səthi kifayyət qədər böyük olduqda isə interferensiya mənzərəsi bərabər işıqlanma ilə əvəz ediləcəkdir. Vakuumda rəqsin fazası 2 qədər dəyişdikdə optik yol 0 qədər sürüşdüyündən, hər hansı mühitin ixtiyari nöqtəsinə daxil olan dalğaların fazalar fərqi ) ( 1 2 ilə optik yollar fərqi ) ( 1 1 2 2 l n l n arasında: y E 2 1
E 1 E 2 1 E 2 ) ( 180 2 1
Şəkil 26.1 2 ) ( / 1 2 0
münasibəti olmalıdır. Buradan interferensiya maksimumunun alınması şərti , 2 2 ) ( 2 0 0 1 2 0
k (26.7) interferensiya minimumunun alınması şərti isə: 2 ) 1 2 ( 0 k (26.8) olar. Burada, ,....
3 , 2 , 1 , 0
Beləliklə, koherent işıq dalğalarının fəzanın verilən nöqtəsinə daxil olarkən qət etdikləri optik yollar fərqi dalğa uzunluğunun tam sayına bərabər olduqda, onlar bir – birini maksimum gücləndirəcək, tək sayda yarımdalğaya bərabər olduqda isə maksimum zəifləndirəcəkdir. 14. Koherent mənbələrin alınma üsulları Aydındır ki, interferensiya hadisəsinin alınması üçün mənbələrin koherent olması və ko- herent rəqslərin bir düz xətt boyunca yayilması lazımdır.Başqa sözlə desək, koherent şüaların interferensiya mənzərəsinin alınmasında ən sadə üsul eyni bir mənbədən çıxan işıq dəstəsini iki yerə ayırmaqla onları yenidən ğörüşdürməkdən ibarətdir. Bu üsullardan bəziləri ilə tanış olaq.
əldə edən Tomson Yunq (1773–1829) olmuşdur. Yunq təcrübəsinin mahiyyəti aşağıdakı kimidir.
şəffaf ekran qoyulmuşdur (şəkil 26.2). Birinci ekranın ortasına A deşiyi, ikinci ekranda isə bir-birinə çox yaxın olan B və D deşikləri açılmışdır. S mənbəyindən birinci ekran üzərinə düşən şüa, Hüygens prinsipinə görə A nöqtəsini yeni işıq mənbəyinə çevirir. Həmin mənbədən çıxan dalğa ikinci ekran üzərinə düşməklə B və D deşiklərini də yeni işıq mənbəyinə çevirir. B və D deşikləri üzərində eyni (S) mən-bədən şüa düşdüyündən həmin nöqtələr də koherent şüa mənbələrinə çevrilir. Deməli, B və D mənbələrindən şüalanan dalğaların fazalar fərqi həmişə sabit qalacaq, yəni B və D mənbələri koherentdir. Yunq bu təcrübə vasitəsilə interferensiya mənzərəsi yarada bil- miş və ilk dəfə olaraq işığın dalğa təbiətli olduğunu göstərmişdir. Frenel üsulu. İşığın interferensiyasını müsahidə etmək üçün Frenel koherent şüalar almaq məqsədi ilə müstəvi güzgü-lərdən istifadə etmişdir (şəkil 26.3). Şəkildə A 1
2
bucağı altında qoyulan iki müstəvi güzgü, S – işıq mənbəyidir. Hər iki güzgüdə S – mənbəyinin xəyalını qurmaq üçün belə bir qaydadan istifadə edilir. Obyekt güzgünün qabağında ondan nə qədər məsafədə isə, onun məfhum xəyalı da S A
C E D M O Şəkil 26.2 Z Şəkil 26.3 S E D C D
A 1 B 1 t L 0 A 2 0 r 2
B 2
güzgünün arxasında həmin məsafədə alınır. Təcrübədə A 1
2
əmələ gələn bucaq 180°-yə yaxın olmaq şərtilə qoyulduğundan mənbələrin iki B 1 və B 2 kimi
xəyalları alınacaqdır. Bu xəyallar da koherent şüa mənbələridir. Həmin mənbələrdən çıxan şüa dəstələri eyni bir mənbədən alındığına görə koherentdir və interferensiya mənzərəsi verə bilər. İşığın birbaşa ekrana düşməməsi üçün E arakəsmə (pərdə) qoyulur. Güzgülər əvəzində B və D kimi iki prizmadan istifadə edərək, koherent şüa mənbələri əldə etmək olur. S mənbə- yindən prizmalar üzərinə düşən şüalar prizmaların oturacaq- larına doğru sınaraq prizmadan çıxacaq və çəkildə göründüyü kimi iki S 1 və S 2 koherent şüa mənbəyi yaratmış olacaqdır (şəkil 26.4). Mahiyyət etibarilə Frenel biprizmalarında aparılan təcrübə Frenel güzgülərindəkinin eynidir. Frenel biprizması. Bu təcrübədə S mənbəyindən çıxan işıq A və A' sındırıcı bucaqları kiçik olan və oturacaqlan bir-birinin üzərinə düşən iki prizmada sınır (şəkil 26.5). Prizmalar şüaları əks tərəfə sındırır. Bu halda iki məfhum S' və S" koherent işıq mənbələri əmələ gəlir. Bu mənbələrdən gələn şüalar D sahəsində kəsişərək interferensiya zolaqları verir. Müstəvi güzgü S mənbəyinə nəzərən elə yerləş- dirilir ki, şüa güzgü səthinə 90°-yə yaxın bucaq altında düşsün (şəkil 26.6). S mənbəyindən bilavasitə çıxan şüalar ilə AB güz- güsünün səthindən qayıdan şüalar interferensiya edirlər. Güzgüdən qayıdan şüa və S mənbə- yindən birbaşa düşən şüa koherent olduğundan görüşdükdə interferensiya mənzərəsi yaradır. Lloyd güzgüsü ilə
müşahidə edilən
interferensiya mənzərəsinin xüsusiyyəti ondan ibarətdir ki, burada mərkəzi zolaq işıqlı yox, qaranlıq alınır. Bu onunla izah olunur ki, interferensiya yaradan şüaların biri optik sıx mühit sərhədindən əks olunaraq ekrana düşür. Bu halda işıq vektoru fazasını qədər
dəyişir ki, bu da 2 qədər yol itkisinə müvafiqdir. Ekranın ortasında həndəsi yollar fərqi sıfır olduğun- dan bu hal üçün fiziki yollar fərqi 2 olacaqdır. Bu da minimum interferensiya mənzərəsinə uyğundur.
ekran arasında kiçik S i deşiyi olan müstəvi yarımşəffaf lövhə yerləşdirilmişdir (şəkil 26.7). S nöqtəvi mən- bədən çıxan işıq AB sferik dalğa verir. AB dalğasının yolunda müstəvi paralel və yarımşəffaf lövhə qoyulmuşdur ki, bu da AB dalğasının səthini dəyişmədən onu bir qədər zəiflədir. Lövhədə kiçik S S
A B D Şəkil 26.6 S 1
2 S
M
Şəkil 26.4 B D A S S S A
D
Şəkil 26.5 S S A B A B D Şəkil 26.7 S deşiyi açılır. Hüygens prinsipinə görə bu deşik mərkəziS -də olan yeni A B
sferik dalğanın mənbəyi vəzifəsini görür. AB və A B
dalğdları koherent olduğundan D ekranında halqa şəklində interferensiya zolaqları verir. Linnik üsulunun yuxarıda qeyd etdiyimiz üsullardan fərqli olması ondan ibarətdir ki, bütün üsullarda koherent mənbələr ekrana paralel xətt üzərində yerləşdiyi halda, burada ekrana perpendikulyar xətt üzərində yerləşir
Yüklə 1,74 Mb. Dostları ilə paylaş:
|