АТОМНО-КРИСТАЛЛИЧЕСКОЕ СТРОЕНИЕ МАТЕРИАЛОВ 1 страница

1ал Аа~х. i ^У~1\г

' Ь ^Zd

Ь ⁴d

sin9

Рис. 213. Распределение освещенности для дифракционной решетки, содержащей че­тыре щели

зависит от отношения bid, а в общем случае определяется структу­рой одного периода решетки. Положение главных дифракционных максимумов, определяемое формулой (1), при данной длине волны \ зависит только от периода решетки d. Оно не зависит ни от пол­ного числа штрихов решетки Л/, ни от структуры каждого отдельно­го периода решетки. При увеличении полного числа штрихов N главные максимумы, оставаясь на прежних местах, становятся все резче и резче, так как между ними появляется все большее и боль­шее число примерно равноотстоящих побочных максимумов.

Мы видим, что при использовании дифракционной решетки в ка­честве диспергирующего элемента спектрального прибора при паде­нии монохроматической волны получается не одна спектральная ли­ния, а набор главных максимумов конечной ширины. Если падаю­щее излучение содержит свет нескольких длин волн \_х, \₂, ... , то главный максимум нулевого порядка для всех X будет в одном и том же месте при 9 = 0, а положение главных максимумов первого, вто­рого и т. д. порядков для разных длин волн будет различным в со­ответствии с формулой (1). Поэтому различают создаваемые решет­кой спектры первого, второго и более высоких порядков.

Разрешающая способность решетки. Одной из важнейших харак­теристик дифракционной решетки является ее разрешающая спо­собность, которая характеризует возможность разделить в падаю­

щем излучении две близкие длины волны X и X + АХ. Разрешаю­щей способностью называется отношение X к минимально возмож­ному значению АХ, т. е. Х/АХ. Считается, что две линии спектра, создаваемого решеткой, различимы, если главный максимум п-го порядка для длины волны X + АХ подходит к n-му главному макси­муму для длины волны X не ближе, чем ближайший минимум для X (рис. 214). Этот условный критерий разрешимости спектральных линий был предложен Дж. Рэлеем. При выполнении критерия Рэ-лея налагающиеся дифракционные картины образуют максимум с небольшим провалом посредине (рис. 214), что воспринимается гла­зом по контрасту как наличие темного промежутка между максиму­мами для длин волн X и X + АХ.

Положение ближайшего к n-му главному максимуму минимума для длины волны X определяется, в соответствии с формулой (4), соотношением

Nd sin 9 = (Nn + 1) X. (6)

Для положения n-го главного максимума для длины волны X + АХ, согласно формуле (1), можно написать

Nd sin 9 = Nn (X + АХ). (7)

При выполнении критерия Рэлея левые части (6) и (7) совпадают. Поэтому

(Nn + 1) X = Nn (Х + АХ),

откуда

Х/АХ = nN. (8)

Разрешающая способность дифракцион­ной решетки тем выше, чем больше в ней штрихов N и чем выше используемый поря­док спектра п. Наибольший порядок спектра я_тах, который можно по­лучить с данной решеткой, ограничивается условием | sin 9| < 1:

^d = "maA

Чтобы решетка давала спектр хотя бы первого порядка, необхо­димо, чтобы период решетки d был не меньше длины волны X. Со­временные решетки имеют до 1200 штрихов на 1 мм и разрешаю­щую способность в спектре первого порядка до 100 ООО.

Щели конечной ширины в опыте Юнга. Вернемся к опыту Юнга, рассмотренному в § 30. Напомним, что этот опыт был рассмотрен в приближении точечных вторичных источников, которое применимо тогда, когда размер отверстий много меньше длины волны. Как мы видели, вместо точечных отверстий можно использовать бесконечно узкие параллельные щели, и вид интерференционной картины в центре экрана при этом не меняется.

Однако в реальном опыте щели всегда имеют конечную ширину. Теперь после того, как мы познакомились с действием дифракцион­ной решетки, легко выяснить, как изменяется интерференционная картина в опыте Юнга при переходе к щелям конечной ширины. Для

ч~ЛЛх. ^l\l\IMl\i\l\>^ .х-АЛ/__

_а _а о x .,1 ,а а 6

Ь d d ^Ld *d b

Рис. 215. Распределение освещенности в опыте Юнга в случае, когда ширина щели в пять раз меньше расстояния между центрами щелей

этого достаточно сообразить, что щели в опыте Юнга представляют собой дифракционную решетку, у которой полное число штрихов N равно двум. Правда, в опыте Юнга отсутствует линза, но наблюдае­мая на удаленном экране интерференционная картина практически не отличается от той, которая наблюдается в фокальной плоскости линзы для решетки с двумя щелями, ибо приходящие в одну и ту же точку удаленного экрана лучи от двух близких щелей почти парал­лельны. На рис. 215 показано распределение освещенности на уда­ленном экране в опыте Юнга в случае, когда ширина щели b в пять раз меньше расстояния между центрами щелей d. Штриховая линия соответствует распределению освещенности экрана от одной щели.

Задачи

1. Две дифракционные решетки одного размера имеют разное полное чис-
ло штрихов Л/, и jV₂. Которая из них имеет более высокую разрешающую спо-
собность в спектре первого порядка и в спектре максимального порядка?

Ответ: В спектре первого порядка разрешающая способность Х/АХ выше у той решетки, которая имеет большее полное число штрихов. В спектре мак­симального для данной решетки порядка п_тах — dIX разрешающая способ­ность зависит не от полного числа штрихов N, а только от полного размера L = dN решетки.

2. Определите направление 9_П на главный дифракционный максимум л-го
порядка, если монохроматический свет длины волны X падает на решетку с
постоянной d под углом а.

Ответ: При наклонном падении плоской волны под углом а разность хода соседних пучков А = d (sin 9 — sin а) и положение главных максимумов раз­ных порядков определяется условием d(s'm Q_n — sin а) = пХ.

• Что имеют в виду, когда говорят о спектральном составе излучения?

• Объясните принцип действия спектрального прибора, схема которого показана на рис. 210. Каково назначение его отдельных элементов?

• Чем отличается спектр излучения, наблюдаемый с помощью реального спектрального прибора, оттого, что должен был бы дать идеальный прибор?

• Как устроена дифракционная решетка? Какая величина называется по­стоянной решетки?

• Поясните применение векторных диаграмм для определения положения максимумов и минимумов дифракционной картины.

• Покажите с помощью векторной диаграммы, что соседний с главным мак­симумом побочный максимум имеет в 25 раз меньшую освещенность.

• Каким условием определяется наибольший порядок спектра п_тзх?

• Какую максимальную длину волны можно наблюдать в спектре решетки с периодом d?

• Если число щелей дифракционной решетки увеличить вдвое, то интен­сивность главных максимумов возрастет в четыре раза. Основываясь на энергетических соображениях, объясните, почему при этом ширина главных максимумов уменьшается в два раза.

• При каком отношении ширины щели к постоянной решетки в дифракцион­ной картине будет отсутствовать главный максимум третьего порядка?

• Объясните, как используется критерий Рэлея при выводе формулы для разрешающей способности дифракционной решетки.

§ 33. Протяженные источники света

Рассмотренные выше интерференционные и дифракционные явле­ния волновой оптики относились к случаю монохроматического све­та, излучаемого точечным источником. Однако все реальные источ­ники света имеют конечные размеры, а излучаемый ими свет, как мы уже обсуждали выше, никогда не является строго монохромати­ческим. Поэтому интересно выяснить, к каким изменениям в ре­зультатах приведет отказ от монохроматической идеализации и учет конечных размеров источников света. Для простоты и большей наглядности выясним роль каждого из этих факторов в отдельности.

Начнем с учета конечных размеров источника. Будем считать, что реальный протяженный источник состоит из большого числа то­чечных взаимно некогерентных элементов, излучающих свет опре­деленной длины волны. В этом случае интенсивность в любой точке волнового поля равна сумме интенсивностей от каждого точечного источника.

Рассмотрим изменение интерференционной картины в опыте Юнга, обусловленное использованием протяженного источника све­та. Разумеется, речь идет не об увеличении размеров источника в направлении, параллельном щелям: при использовании такого ли­нейного источника вид интерференционной картины, как мы виде­ли, не меняется. Речь идет и не об увеличении размеров вторичных когерентных источников, т. е. ширины щелей при использовании то­чечного первичного источника света, — этот случай уже был рас­смотрен в конце предыдущего параграфа. Сейчас нас будет интере­совать вид интерференционной картины при использовании первич­ного источника конечной ширины, а сами щели будем для простоты считать бесконечно узкими. Мы увидим, что с увеличением ширины источника резкость интерференционных полос уменьшается вплоть до их полного исчезновения. Это накладывает определенные усло­вия на размеры источников света в направлении, соединяющем от­верстия или щели, при их использовании в интерференционных экспериментах по схеме Юнга.

Явление уменьшения резкости интерференционных полос, с ко­торым приходится бороться в лабораторных экспериментах, нашло совершенно неожиданное и очень эффективное применение в астро­номии.

Роль дифракции в телескопе. Одной из важнейших астрономиче­ских задач является определение углового расстояния двойных звезд, т. е. того угла, под которым видны эти звезды с Земли. Если звезды находятся на очень маленьком угловом расстоянии Э друг от друга, то даже с помощью самых совершенных телескопов эту задачу решить не удается, так как в фокальной плоскости объектива изображения этих звезд размыты вследствие явления дифракции и не могут быть разрешены. Согласно представлениям геометрической оптики парал­лельный пучок лучей, падающих на линзу объектива, должен соби­раться в одной точке фокальной плоскости. Поэтому изображение удаленной звезды, лучи от которой попадают в объектив практически параллельным пучком, должно получаться в виде точки.

Выясним теперь, как на самом деле выглядит в фокальной плоско­сти объектива телескопа изображение звезды, которую из-за очень большого удаления можно считать точечным источником. Чтобы по­лучить представление об этом, будем пока считать, что перед объек­тивом телескопа помещена длинная щель шириной d с параллельны­ми прямыми краями. Поскольку приходящий от звезды свет можно рассматривать как плоскую волну, в фокальной плоскости объектива будет наблюдаться дифракционная картина от щели, которая была описана при рассмотрении дифракции в параллельных лучах. Распре­деление освещенности для этого случая было показано на рис. 209.

Освещенность экрана в первом боковом максимуме составляет, как было показано, менее 5 % освещенности в центре дифракцион­ной картины. Это означает, что почти весь поток света, прошедший через щель, распространяется в интервале углов от —8j до 0_Р где угол 9, определяется формулой (7) §31 при к = \. Поскольку мы рассматриваем щель, ширина которой d много больше длины волны к, то sin 0! можно заменить на 0], и тогда

01 = XI d.

(1)

Изображение бесконечно удаленного точечного источника в фокальной плоскости линзы оказывается размытым в полоску, пер­пендикулярную краям щели. Длина а этой полоски ограничена раз­мером центрального дифракционного максимума и поэтому равна

а = 2FQ_X = 2±F,

(2)

где F — фокусное расстояние линзы.

Рассмотрение дифракции на круглом отверстии диаметром D по­казывает, что изображение бесконечно удаленного источника раз­мывается в круглое пятно, диаметр которого определяется той же формулой (2) с дополнительным числовым коэффициентом, близ­ким к единице.

В телескопе роль круглого отверстия играет оправа объектива, и изображение звезды представляет собой создаваемую этой оправой дифракционную картину. Объективы большого диаметра могут да­вать изображение более высокого качества, так как (см. формулу (2)) уменьшается влияние дифракции.

Разрешение телескопа. Если в телескоп наблюдают две звезды, на­ходящиеся на малом угловом расстоянии друг от друга, то дифрак­ционные картины, создаваемые каждой звездой, налагаются одна на другую. Если при этом главные максимумы дифракционных картин сближаются на расстояние, меньшее радиуса центрального дифрак­ционного пятна, то, согласно критерию Рэлея, измерить точно рас­стояние между ними, а тем самым и угловое расстояние между звез­дами, невозможно. Правда, современные методы обработки экспери­ментальных результатов позволяют разрешать дифракционные картины, для которых критерий Рэлея, строго говоря, не выполня­ется. Однако для оценки разрешающей способности телескопа это не принципиально.

Итак, минимальное угловое расстояние 0 между звездами, кото­рое можно измерить с помощью телескопа, равно

е-« е, = x/D.

(3)

По этой формуле легко оценить, что на телескопе-рефлекторе с ди­аметром зеркала D= 6 м в принципе можно измерять угловые раз­меры, не меньшие 0,02".

• Почему световые волны, испускаемые разными элементами поверхности протяженного источника, такого, как раскаленная нить лампочки, не со­здают интерференционной картины?

• Объясните, почему интерференционные полосы в опыте Юнга становят­ся менее отчетливыми по мере увеличения размеров первичного источ­ника, освещающего щели.

• Какое применение в астрономии нашло явление уменьшения резкости интерференционных полос при использовании первичного источника света конечных размеров?

• Какую роль играет дифракция света в формировании изображения в фокальной плоскости объектива телескопа? Какую форму имело бы изображение удаленной звезды, если бы она была, например, пятико­нечной?

• Что происходит с наблюдаемым в телескопе изображением звезды при уменьшении диаметра отверстия объектива?

Д Звездный интерферометр. Для измерения еще меньших, угловых размеров используется звездный интерферометр Май­кельсона, идею которого можно понять из рис. 216. Основ­ными элементами интерферометра являются непрозрачный эк­ран А с двумя отверстиями, расстояние между которыми d можно изменять, собирающая линза L, расположенная непос­редственно за экраном А, и экран В, находящийся в фо­кальной плоскости линзы, на котором наблюдаются интерференционные полосы.

Это есть одна из возмож­ных реализаций опыта Юнга, отличающаяся от рассмотрен­ной ранее тем, что интерфе­ренционные полосы наблюда­ются не на удаленном экране, а в фокальной плоскости лин­зы, роль которой в звездном интерферометре выполняет объектив телескопа-рефлек­тора. При изменении расстоя­ния d между отверстиями резкость интерференционных полос изменяется, и по этим изменениям можно опреде­лить угловой размер двойной звезды в.

Чтобы понять, почему меняется резкость полос, рассмотрим сначала интерференционную картину, создаваемую одним беско­нечно удаленным точечным источником S. Если источник S рас­положен на оптической оси'(рис. 216а), то фазы вторичных ис­точников S_x и S₂ совпадают и в некоторой точке Р на экране В будет находиться светлая или темная полоса в зависимости от то­го, будет ли разность хода лучей / равна четному или нечетному числу полуволн. Если источник S смещен с оптической оси при­бора на угол Ор то создаваемая им интерференционная картина окажется сдвинутой, поскольку между вторичными источниками имеется разность фаз, обусловленная разностью хода лучей l_v от источника S до отверстий в экране А (рис. 216б):

1у = ёау. (4)

При наблюдении двойной звезды, которую можно рассматри­вать как два взаимно некогерентных точечных источника, на эк­ране В будут налагаться одна на другую две независимые интер­ференционные картины, создаваемые каждой звездой, и освещен­ность в любой точке экрана будет равна сумме освещенностей от каждой интерференционной картины.

Как будет выглядеть эта суммарная интерференционная кар­тина? Она будет отчетливой, если светлые полосы одной картины приходятся на светлые полосы другой, и исчезнет совсем, если светлые полосы одной совпадут с темными полосами другой. Полное исчезновение полос произойдет, конечно, только тогда, когда звезды имеют одинаковую яркость.

Теперь легко понять, почему меняется резкость полос при из­менении расстояния между отверстиями на экране А. Если от­верстия расположены очень близко друг к другу, то, как видно из формулы (4), фазы вторичных источников S_Y и S₂ будут прак­тически совпадать друг с другом как для одной, так и для другой звезды. Интерференционная картина будет отчетливой.

Если увеличить расстояние между отверстиями, то интерфе­ренционные картины от разных звезд будут смещаться относи­тельно друг друга, и при некотором расстоянии d₀ светлые полосы одной картины совпадут с темными полосами другой — интерфе­ренционная картина исчезнет. Пусть в некоторой точке Р (рис. 216в) находится светлая полоса одной интерференционной карти­ны и темная — другой. Это означает, что световые колебания от одной звезды приходят в точку Р в фазе, от другой — в противо-фазе. Поскольку разность хода лучей от вторичных источников S₁ и S₂ до точки Р одинакова для обеих интерференционных кар­тин, нетрудно сообразить, что наложение светлой полосы на тем­ную имеет место при выполнении условия

/, + /₂=(2*+1)£, (5)

где к — любое целое число. С помощью формулы (4) условие пол-
ного исчезновения интерференционной картины (5) можно запи-
сать в виде .

d_t(_ai + a₂)=d_te=(2A+l)|.

Итак, при увеличении расстояния d между отверстиями пер­вое исчезновение интерференционной картины происходит при

* = *0 = £. (6)

При дальнейшем увеличении d интерференционные полосы по­являются снова, затем снова исчезают и т. д.

Измерив расстояние между отверстиями интерферометра d₀, при котором впервые исчезает интерференционная картина, мы получаем возможность с помощью формулы (6) вычислить угло­вой размер двойной звезды. Как видно из этой формулы, чувст­вительность прибора тем больше, чем больше может быть сдела­но расстояние между щелями на объективе.

Оценим, какой минимальный угловой размер двойной звезды можно измерить с помощью интерферометра на базе шестимет­рового телескопа: при X = 5500 А он равен

e_mln = X/2D«0,01".

Небольшим изменением рассмотренной выше конструкции звездного интерферометра Майкельсон сумел добиться высокого

углового разрешения даже с помощью телескопа со сравни­тельно небольшим диаметром объектива. Он предложил свет от двойной звезды направлять через щели в объектив не не­посредственно, как на рис. 216а, а после отражения от системы зеркал, действие кото­рых понятно из рис. 217. Рас­положенные против щелей S_x и S₂ зеркала M_v и М_г закрепле­ны неподвижно, а зеркала М₃ и М₄ можно симметрично раздвигать. При этом сдвиг интерфе­ренционной картины от одной звезды относительно картины от другой и, следовательно, разрешающая способность прибора определяется расстоянием между зеркалами М₃ и М₄, хотя рас­стояние между интерференционными полосами зависит от рас­стояния между щелями и не меняется.

Рассмотрим теперь, какой вид будет иметь интерференционная картина, если вместо двух некогерентных точечных источников света имеется один протяженный источник с угловым размером в. В этом случае каждый точечный элемент, на которые можно раз­бить протяженный источник, создает свою интерференционную картину. Так как все эти источники некогерентны, то их интерфе­ренционные картины просто налагаются друг на друга.

Выясним, как меняется резкость суммарной картины от протя­женного источника в виде светящейся полоски при постепенном увеличении расстояния d между щелями интерферометра. Если это расстояние очень мало, то положения полос интерференцион­ных картин от всех точечных элементов светящейся полоски прак­тически совпадают и суммарная картина имеет максимальную резкость. По мере увеличения расстояния d резкость картины уменьшается, и при некотором значении d₀ полосы пропадают.

Найти d_Q можно следующим образом. Мысленно разобьем рав­номерно светящуюся полоску на пары одинаковых элементов так, чтобы расстояние между элементами любой пары равнялось поло­вине длины полоски. Угловое расстояние между элементами каж­дой пары, очевидно, равно 0/2. Если положение светлых полос ин­терференционной картины одного элемента пары совпадает с по­ложением темных полос картины, создаваемой вторым элементом этой пары, то экран оказывается равномерно освещенным, так как условия совпадения одинаковы для всех пар элементов.

Из этих рассуждений следует, что условие исчезновения ин­терференционных полос от протяженного источника с угловым размером 0 дается той же формулой (6), что и от двух точеч­ных источников, только в ней следует заменить 0 на 0/2:

d₀ = Я/0. (7)

В случае источника в виде равномерно светящегося диска ус­ловие исчезновения интерференционной картины будет отли­чаться от (7) лишь числовым множителем, близким к единице.

Звездный интерферометр Майкельсона позволяет определять не только угловое расстояние между компонентами двойных звезд, но и угловые диаметры не слишком удаленных одиночных звезд. Первой звездой, у которой Майкельсону удалось измерить угловой диаметр, была Бетельгейзе, относящаяся к так называе­мым красным гигантам. Он оказался равным 0,047". Зная рассто­яние до Бетельгейзе, измеренное по параллаксу, можно было вы­числить линейный диаметр звезды, оказавшийся равным пример­но 4-10⁸ км, что превышает диаметр земной орбиты (3-10⁸ км).

Формула (7) определяет допустимые размеры источника при проведении интерференционных опытов по схеме Юнга: угловой размер источника 0, видимый от щелей в экране, не должен превы­шать отношения длины волны X к расстоянию между щелями d. а

• Объясните принцип действия звездного интерферометра Майкельсона. Как по наблюдаемой картине отличить двойную звезду от одиночной?

• Почему при увеличении расстояния между зеркалами звездного интер­ферометра интерференционные полосы от двойной звезды практически исчезают и появляются снова?

• Чем объясняется исчезновение интерференционных полос в звездном интерферометре при увеличении расстояния между зеркалами, если на­блюдается одиночная, но очень большая звезда? Как из этих наблюде­ний можно оценить ее угловой размер?

• При какой максимальной ширине D_max источника света в виде узкой полоски можно наблюдать интерференционные полосы в опыте Юнга, если расстояние между щелями d = 0,5 мм, расстояние от источника до щелей L = 1 м, а длина волны X = 5- 10"^s м?

§ 34. Интерференция немонохроматического света

В этом параграфе мы рассмотрим изменения в интерференционных явлениях, которые вызываются отказом от монохроматической иде­ализации и учетом спектрального состава излучения реальных ис­точников света.

Простейшая модель немонохроматического источника. Начнем с простейшего случая точечного источника, излучающего две очень узкие, близкие друг к другу спектральные линии с частотами со, и со₂. Если бы излучение на каждой из частот являлось бесконечной синусоидой, то результирующее излучение представляло бы собой волну средней частоты с периодически меняющейся амплитудой. Но в действительности вместо бесконечных синусоид излучаются более или менее длинные цуги волн определенной длины, причем началь­ные фазы колебаний в последовательно идущих цугах произвольны и никак не связаны друг с другом. Обычно за время наблюдения проходит много таких цугов, и поэтому излучения на частотах со, и со₂ можно считать независимыми.

Другими словами, в описанной ситуации можно считать, что вместо одного имеется два расположенных в одном месте точечных источника, независимо друг от друга излучающих волны с частота­ми со, и со₂. При выполнении интерференционных опытов с таким источником света каждая из волн создает свою интерференционную картину, и эти картины просто налагаются друг на друга.

Если частоты со, и со₂ мало отличаются друг от друга, то интер­ференционные полосы в каждой картине имеют почти одинаковую ширину. В тех местах, где светлые полосы одной картины налага­ются на светлые полосы другой, резкость суммарной картины наи­большая. Наоборот, там, где светлые полосы одной картины прихо­дятся на темные полосы другой, резкость интерференционных полос уменьшается вплоть до их полного исчезновения.

Картина от двух близких спектральных линий. Найдем распреде­ление освещенности в интерференционной картине, получаемой от двух вторичных источников, если первичный источник излучает две близкие спектральные линии одинаковой интенсивности. Интерфе­ренционная картина для отдельной спектральной линии была рас­смотрена в § 30. Зависимость освещенности от разности хода / от вторичных источников до точки наблюдения дается формулой (5) этого параграфа:

(1)

Здесь E_Q — равномерная освещенность, которую создавал бы только один вторичный источник.

В рассматриваемом случае каждая спектральная линия первич­ного источника дает интерференционную картину, распределение освещенности в которой описывается формулой (1) с соответствую­щим значением частоты со, или со₂. Поэтому полное распределение освещенности, получающееся в результате наложения двух интер­ференционных картин от двух некогерентных источников, имеет следующий вид:

со,/

Е(1) = £,(/) + Е₂(1) = 2Е₀₁ И + cos -Ч + 2£₀2 1 + cos

со₂Л

с I

(2)

Поскольку спектральные линии имеют одинаковую интенсив-

Е₀ и формулу (2) можно преобразовать с по-

мощью формулы для суммы косинусов двух углов:

Е(1) = 4Е₀

, . Дсо/ со/

1 + COS —— COS —

2с с

(3)

где со = (ш_{ + со₂)/2 — средняя частота, а Дсо = о ность частот спектральных линий. Если частоты ш_х и со₂ близки, так

Рис. 218. Интерференционная картина в случае, когда источник света излучает две близкие спектральные линии

что Дсо<*:со, то резкость интерференционных полос медленно меня­ется с изменением разности хода / и распределение освещенности в зависимости от / имеет вид, показанный на рис. 218.

Расстояние между соседними полосами определяется множите­лем cos (со//с) и соответствует разности хода Д/, равной одной дли­не волны к: шАЦс = 2л, откуда Д/ = 2лс/ш = сТ = к. Период изме­нения резкости полос определяется множителем cos (Дсо //2с) и со­ответствует разности хода Д/, равной произведению длины волны к на отношение к/Ак. Действительно, как видно из рис. 218, период изменения резкости полос равен половине периода cos (Дсо //2с), поэтому cos (Дсо Д//2с) = л;, откуда Д/ = к²/Ак.

Опыты с квазимонохроматическим светом. Как можно наблюдать на опыте такую интерференционную картину с периодическим из­менением резкости полос? Так как для этого необходима разность

хода, равная очень большому числу длин волн, то наиболее удобно использовать интерферометр Майкельсона с подвижным зеркалом, схема которого приведена на рис. 198.

Если плечи интерферометра почти равны друг другу, то наблю­даемые полосы соответствуют разностям хода, равным небольшому числу длин волн. При этом, как видно из рис. 218, полосы имеют наибольшую резкость — почти равную нулю освещенность на месте темных полос. При перемещении зеркала разность хода / возраста­ет, а резкость интерференционных полос при этом постепенно убы­вает, так что при / порядка Х²/2АХ полосы пропадают совсем. При дальнейшем перемещении зеркала полосы появляются снова, и при / = Л²/А л их резкость опять становится максимальной. Затем рез­кость снова убывает, и т. д.

Из изложенного ясно, что, наблюдая за изменением резкости ин­терференционных полос в зависимости от разности хода, можно по­лучить информацию о спектральном составе исследуемого света.

Первые наблюдения такого рода были выполнены А. Физо в се­редине XIX века. В использованном им интерферометре появлялись кольца Ньютона при освещении желтым светом натриевой лампы. Интерференционные полосы в данном случае имеют вид колец, так