Ответы по физике раздел Оптика (стр. 6 из 7)

Рис.

Впервые законы были установлены Столетовым.

Облучая катод светом, были установлены следующие закономерности: 1) наиболее эффективное действие оказывает ультрафиолетовое излучение; 2) под действием света вещество теряет только отрицательные заряды; 3) сила тока, возникающего под действием света прямо пропорционально его интенсивности.

Томпсон измерил удельный заряд испускаемых частиц под действием света и установил, что испускаются электроны. Во всех экспериментах были сняты следующие зависимости:

Максимальное значение тока I_нас называется фототоком насыщения. Определяется таким значением напряжения, при котором все электроны достигают анода. При U=0 фототок не исчезает. Это означает, что электроны, выбитые из катода, обладают некоторой скоростью (или кинетической энергией). Для того, чтобы фототок стал равным нулю необходимо приложить задерживающее напряжение =U_зад.

Три закона Столетова (для внешнего фотоэффекта):

1. При фиксированной частоте падающего света число фотоэлектронов в единицу времени вырываемых из катода прямо пропорционально интенсивности света.

2. Для каждого вещества существует красная граница фотоэффекта, ниже которой фотоэффект не наблюдается n_кр (зависит от свойств вещества).

3. Максимальная начальная скорость фотоэлектронов не зависит от интенсивности света, а зависит только от частоты падающего излучения (т.е. mv²_max/2(n)).

Эйнштейн вывел следующее уравнение:

hn=A_вых+Е_кин , где A_вых=hn_кр, Е_кин= mv²_max/2.

ìmv²_max/2=hn- A_вых

í

îA_внеш=eU₀

Один фотон может быть выбит только одним электроном. Возможен многофотонный нелинейный фотоэффект, при котором один электрон получает энергию у n фотонов и n может быть от 2 до 7 (наблюдается только для лазерного излучения).

16. Поляризация света. Поляризованный свет. Плоскополяризованный свет. Линейная и круговая поляризация света. Закон Брюстера.

Поляризация света – физ. характеристика оптич. излуч-я, описыв-ая попереч-ю анизотропию световых волн, т.е. неэквивалентность различных направлений в плоскости перпенд. напр-ю распр-ия волны (~k).

Световые волны, у которых напр-е колебаний векторов ~E и ~H сохр-ся неизменными в простр-ве или измен-ся по опред-му закону наз-ся поляризованными.

Если ~E световой волны клебл-ся лишь в одной неизмен-й в простр-ве пл-ти, то такая волна наз-ся линейной или плоскополяризованной. Данная пл-ть, в кот-й лежат ~E и ~k наз-ся пл-ю поляризации волны. Если колеб-я ~k соверш-ся так, что его конец описывает окружность в пл-ти перпенд-й ~k, то такая волна наз-ся поляриз-й по кругу, если эллипс – эллиптически поляризованной. Световая волна, в которой различные напр-ия ~E в пл-ти перп. ~k равновероятны, наз-ся естественной или естественно полиризованной, либо неполяризованной.

Суперпозиция 2-х линейнополяриз-х волн.

1. Волны ~E1 и ~E2 колебл-ся с одинак. частотой ω, направл. вдоль оси z, но ~E1Єxz, ~E2Єyz, Распр-ся со сдвигом фаз δ:

~E1: {E1x=E10*sin(ωt-kz); E1y=E1z=0}

~E2: {E2x=0; E2y=E20*sin(ωt-kz+δ); E2z=0}

~E=~E1+~E2={E1x+E2x;E1y+E2y:0}={Ex;Ey;0}

E2y=E20[sin(ωt-kz)cosδ+cos(ωt-kz)sinδ]

Ey=[E20/E10]Ex*cosδ+E20*sinδ*sqrt(1-(Ex/E10)²)

E_x²/E₁₀²+E_y²/E₂₀²-2[E_x/E₁₀][E_y/E₂₀]cosδ=sin²δ

Рассм. случаи:

1) cosδ=0 (δ=±π/2), sinδ=±1, E_x²/E₁₀²+E_y²/E₂₀²=1 – эллиптич. поляр. волна.

Если E₁₀=E₂₀=E₀ => E_x²+E_y²=E₀² – поляр. по кругу.

Если при наблюдении навстречу волне вращение ~E происходит по часовой стрелке, то такая волна наз-ся правополяризованной. Если против часовой – левополяризованной.

2) Если cosδ≠0 волна остается эллиптич. поляриз-й, только оси эллипса не совпадают с осями x,y и повернуты на нек-й угол. Ориентация зависит от δ.

3) cosδ=±1 (δ₊=0, δ_= π),

sinδ=0, E_x²/E₁₀²+E_y²/E₂₀²±2[E_x/E₁₀][E_y/E₂₀]=0, (E_x/E₁₀±E_y/E₂₀)²=0, E_x/E₁₀=E_y/E₂₀; Ey=[E20/E10]Ex; tgα=E20/E10

cosδ=1

cosδ=-1

Конец ~E движется вдоль прямых линий. Получаем линейнополяриз. волну с разным углом поляризации. Очевидно, что световая волна с любой поляризацией м.б. представлена в виде суперпозиции 2-х линейнополяриз-х во взаимноперпендик-х пл-х волн. Поэтому э/м волна обладает двумя независимыми состояниями поляризации.

2. Рассм. суперпоз-ю волн с левой и правой поляр-ей.

E10=E20 – круговая.

~E1: система {E1x=E0*cosωt, E1y=E0*sinωt}

~E2: система {E2x=E0*cosωt, E2y=-E0*sinωt}

~E: система {E_x=E_1x+E_2x=2E₀*cosωt, E_y=E_1y+E_2y=0}

~E – линейнополяр-я волна.

<f(t)>=(1/∆t) ₀∫^∆tfdt=(1/2)E₀²

<~E²(t)>=(1/2)E₀² – средняя интенсивность волны.

17. Распространение света в веществе. Дисперсия света. Нормальная и аномальная дисперсия света. Классическая электронная теория дисперсии света. Различия в дифракционном и призматическом спектрах.

(Обозначения: ~x – вектор над x, x* или x** - две точки над x (над вектором))

Дисперсия света – зависимость фазовой скорости света в среде от частоты. V=c/n(υ)=V(υ) – дисперсия.

На выходе: пучок разноцветных волн. Красные лучи (большая λ) преломляются слабее, т.к. для красного цвета показатель преломления меньше, чем для фиолетового. Этот спектр на экране наз-ся призматическим.

Качественная зависимость n от длины волны λ:

Такая зависимость наз-ся нормальной: dn/dλ<0 (dn/dυ>0).

Для аномальной дисперсии характерно обратное: dn/dλ>0 (dn/dυ<0).

Она наблюдается вблизи линии поглощения вещества.

Количественная характеристика дисперсии света – физ. величина D_υ=dn/dυ или D_λ=dn/dλ и наз-ся дисперсией показателя преломления.

Спектры, получаемые с пом-ю призмы и с пом-ю дифр-й решетки имеют след. различия: 1. дифр. решетка разлагает свет непосред-но по λ, а призма – по значениям показателя преломления (n) (связь угла δ с …); 2. составные цвета в обоих спектрах располагаются по разному: кр. цвет дифр. решеткой отклоняется сильнее, призмой – слабее.

Классическая электронная теория дисперсии света.

c²=1/(ε₀μ₀), n(υ)=c/V, V=c/sqrt(ε), n=sqrt(ε), ε – диэлектрическая проницаемость вещества.

Дисперсия света рассматривается как результат взаимодействия э/м волны с заряженными частицами вещ-ва, кот-е совершают вынужденные колебания в переменном э/м поле волны. Электроны входящие в атом делятся на внешние (оптические) и внутренние.

Ур-е движения для оптического электрона: ~r**+γ~r*+ω₀²~r=(e/m)*~E(~r,t), ~r*≡d~r/dt, ~r(t)=A*e^-iωt. Решение: ~r(t)=((e/m)/(ω₀²-ω²-iγω))~E(t), ω₀ – собственная частота электрона внутри атома. ω – частота внешнего э/м поля.

Дипольный момент атома, индуцируемый электрическим полем э/м полем.

~p=e~r. Суммарный дипольный момент для N атомов наз-ся поляризованностью среды.

~P=N~p, N – число атомов в ед. объема/концентрация.

С др. стороны поляризованность среды или поляризация среды опред-ся формулой: ~P= ε₀χ~E – отклик среды на внешнее поле. χ – линейная диэлектрическая восприимчивость среды. При сравнении формул (указ. выше) и ф-лы вектора индукции электрич. поля (~D= ε₀~E+~P) можно легко получить связь: ε(ω)=1+χ(ω), χ(ω)=[e²N]/[mε₀(ω₀²-ω²-iγω)], ε(ω)=1+[e²N]/[mε₀(ω₀²-ω²-iγω)], n=sqrt(ε(ω)), ε(ω)=n², ε(ω)=Re(ε)+iIm(ε), n(ω)=n'(ω)+in''(ω),

Re(): (n')²-(n'')²=1+[e²N(ω₀²-ω²)]/[ε₀m((ω₀²-ω²)²+γ²ω²)], (*)

Im(): 2n'n''=[e²N(γω)]/[ε₀m((ω₀²-ω²)²+γ²ω²)] (*)

Для прозрачных или частично прозрачных в оптич. диап. диэлектриков коэф. затухания γ мал => γ²ω²<<(ω₀²-ω²)². n''≈0 => для n': (n'(ω))²=1+[e²N]/[mε₀(ω₀²-ω²)].

Легко обобщить получ-ю ф-лу для случая ансамбля оптич-х электронов с собств. частотами: (n'(ω))²=1+[e²/ε₀m]∑_i(N_i/(ω_0i²-ω²)).

Нормальная дисперсия. В дали от собственных резонансов (от ω₀) n'≈1. (n')²-1=(n'-1)(n'+1) ≈2(n'-1) => n'(ω) ≈1+[e²N]/[2mε₀(ω₀²-ω²)]

Аномальная дисперсия.

Если не пренебрегать γ, то вблизи собств. частот ω₀ n' является непрерыв. функцией, тогда из (*) выделяем мнимую и действ. часть.

n'(ω)=1+[e²N/2ε₀m]*[ (ω₀²-ω²)/((ω₀²-ω²)²+γ²ω²)], n''(ω)= [e²N/2ε₀m]*[γm/((ω₀²-ω²)²+γ²ω²)]