19.Бугер заңы.Түссіз шыныдан жарықтың өтуін және жұтылуын түсіндір.

20.Жарық интенсивтігінің материал қалыңдығына тәуелділігі.Шыны пластинканың жарық өткізгішіЖазық жарық толқыныны затта тараған кезде оның интенсивтілігі біртіндеп азая бастайды. Бұл (жарықтың адсорбциясы) жарықтың затта құбылысы деп аталады. Бұл толқынның электромагниттi өрiсiнiң энергиясының басқа энергия түрлеріне түрленуімен байланысты (көбінесе жұтылған жарық негізінде қызатын зат бөлшектерiнiң хаосты жылулық қозғалысының энергиясына жұмсалады).Бугер заңы - жарықтың параллел монохроматты шоғының жұту қабілеті бар заттық ортада тарау барысында бiртiндеп әлсiретуiн анықтайтын заң. Егер қалыңдығы d болатын затқа енетiн жарықтың шоғының энергиясы I₀ болса, онда заттан шыққан жарық шоғының энергиясы Бугер заңы бойынша келесі түрде өрнектеледі:

_(8.1)

мұндағы, d-қабаттың қалыңдығы, α-жұтылу коэффициенті.

Жұтылу коэффициентінің (α) сандық мәні l/α мәніне тең d-қабаттың қалыңдығына сәйкес келеді және одан өткеннен кейін оның интенсивтілігі e=2,72 есеге азаяды. Бұл заңдылық заттағы жарық толқынының интенсивтілігі экспонента бойынша азаятынын көрсетеді. Егер жарық қалыңдығы d болатын материалдан өткен кезде оның интенсивтілігі N ретке азайса, қалыңдығы 2d болатын материалдан өткен кезде N² ретке азаяды .

8.1-сурет. Жарық интенсивтілігінің материал қалыңдығына тәуелділігіОртаның жарық өткiзуi қасиеті τ’ ортадан өткен Ф жарық ағынының түскен Ф₀ жарық ағынына қатынасы арқылы анықталады. Егер жарық ағыны өткізу коэффициенті болатын бірнеше ортадан өткен болса, онда жүйенің өткізу коэффициенті келесі түрде анықталады:

_(8.2)

Жарық өткізгіштікке кері мәннің логарифмі оптикалық тығыздық деп аталады . Бірнеше М ортадан құралған жүйенің оптикалық тығыздығы келесі түрде анықталады . Көріп отырғанымыздай аддитивтілік заңы орындалады. Бұл жерде τ және D мәндерін анықтайтын формулалардың түсуші жарық монохроматты, орта селективті немесе түсуші жарық спектрінің құрамы әртүрлі және орта селективті емес болған жағдайда орындалады.

Тәжірибеде a мәнін өлшеу барысында, жарықтың белгілі бір бөлігінің зерттелетін зат бетінен шағылатынын ескеріп шамалы түзетулер енгізіп отыру қажет (мысалы Френель формуласы арқылы).Түссіз шыныдан жасалған пластинаның жарық өткізгіштігі келесі формула бойынша есептеледі:

Мұндағы - тегістелген бірт беттен шағылу коэффициенті; - өткізу бірліктері арқылы берілген шағылуды түзету көрсеткіші.

мәнін түзету көрсеткіші келесі формула бойынша есептеледі:

_(8.4)

n – сыну көрсеткіші.

Жұту көрсеткіштері бірдей М пластинадан құралған жүйе үшін

_(8.5)

Тәжірибе бойынша анықталып отырған α жұтылу коэффициенті келесі формула бойынша есептелінеді:

немесе _(8.6)

Мұндағы lge = 0,4343; d – мәні см өлшенеді.

Қалыңдықтары d₁ және d₂ болатын қабаттардан өткен жарықтың интенсивтіліктері I₁ және I₂ мәндерін өлшейтін болсақ, жұтылу коэффициентін төмендегі өрнектен анықтап алуымызға болады:

21.Дифракция құбылысы.Френель аумақтары.Дифракциялық решеткалар.дифракцияның пайда болу шарттарын тусіндір. Жарықтың дифракциясы деп жарық толқындарының жолындагғы бөгетті орап (айналып) өтуін айтады. Неғұрлым кең мағынада айтқанда, электромагниттік толқындар экранның саңлаудың немесе басқада да біртекті емес нәрселердің шетіне жақын жерден өткенде олардың таралу бағыты өзгереді. Дифракция құбылысы жарықтың түзу сызықпен таралуынан ауытқуын көрсетеді. Жарық толқындары өлшемдері жөнінен жарық толқыны ұзындығымен шамалас бөгеттерді орағытып өтеді. Геометриялық оптика заңдары жарық толқындарының жолындағы бөгеттердің өлшемдері толқын ұзындығынан көп үлкен болатындай жағдайда орындалады.Дифракциялық құбылысқа байланысты есептерді шығару үшін, яғни бөгеті бар ортада тарайтын жарық толқыны интенсивтілігінің таралуын табу үшін Гюйгенс және Гюйгенс-Френель принциптері қолданылады. Гюйгенс-Френелъ принципі:1. Кез-келген уақыт мезетіндегі толқындық бет дегеніміз-айналып өтетін екінші ретті толқындардың жай ғана өзі емес, олардың интерференцияларының нәтижесі болып табылады. 2. Жарық толқындары келiп жеткен беттiң әрбiр нүктесi өз кезегiнде жаңа толқын көздерi болып табылады Тамаша оптикалық аспаптың-дифракциялық тордың құрлысы дифрациялық құбылысқа негізделген.Дифракциялық тор толып жатқан өте жіңішке, мөлдір емес аралықтармен бөлінген көптеген саңылаулар жиынтыгы болып табылады. Дифракциялық тор деп бiр-бiрiне жақын, әрi параллель орналасқан тар жолақ саңлаулар жүйесiнен тұратын спектральдық құралды айтады. Жазық параллель шыны пластинкадан осылай жасалған торлар жазық, мөлдір тор деп аталады. Осындай шыны торды алғаш (1822 ж.) неміс физиг І Фраунгофер жасаған. Дифракциялық тордың көмегімен толқын ұзындыгы өте дәл өлшеуге болады. Бірдей дифракциялық элементтердің бір-бірінен бірдей қашықтықтарда орналасқан жиынтығы дифракциялық торды құрайды. Біз дифракциялық элементтері ені а мөлдір емес аралықтармен бөлінген ені b параллель саңылаулар болатын дифракциялық торды қарастырамыз. а+ b=d шамасын тордың периоды немесе тұрақтысы деп атайды. N саңылаудан тұратын осындай торға жазық монохроматты толқын нормаль түсетін болсын. Барлық N саңылау жататын жазықтыққа нормальмен  бұрыш жасайтын бағытта таралатын жарық интенсивтігін табу керек (3-сурет).Е кі саңылаудағы дифракциямен ұқсастығы бойынша, N саңылаудың әрқайсысынан алынатын дифракциялық сурет (3.33-суретте көрсетілген графикпен бейнеленетін) қалқадағы бір орынға келетіндігін атап өтеміз. Сондықтан, егер әртүрлі саңылаулардан бақылау нүктесіне келетін элементар толқындар когерентті болмаса, онда N саңылаудан алынатын қорытқы дифракциялық суреттің бір саңылау жасайтын дифракциялық суреттен бір-ақ айырмашылығы болар еді-барлық интенсивтіктер N есе өсер еді. Бірақта саңылаулардан шығатын толқындар когерентті болады, сондықтан бұлардың араларындағы интерференцияны ескеру керек болады.

3-суреттен екі көрші саңылаудың сәулелері арасындағы  жол айырымы мынаған тең болатындығы көрінеді

(1)

Көп жарық шоқтарының көп саны интерференцияланғанда жол айырымы , мұндағы m=0, 1, 2,… болған жағдайда интенсивтіктері бірдей максимумдар қатары пайда болады. (1) қатынасынан

(2)

шартын қанағаттандыратын  бұрышы мәндері жағдайында максимумдар қатары пайда болады.

Егер тордағы саңылаулар саны N-ге тең болса, онда бас максимумдар араларына N-1 минимумдер орналасатын болады. Осы минимумдер орындарын мына шарт анықтайды:

(3)

мұндағы m=1, 2, 3,… (3) минимумдер шарты (2) максимумдар шартына айналатын m= N, 2N, 3N,… болатын жағдайлардан басқа.

Осы минимумдер бір саңылаудан алынатын

(4)

шартын қанағаттандыратын минимумдерден өзгеше, қосымша минимумдер деп аталады.

Сонымен, N саңылаудың дифракциялық толық суреті мына шарттардан анықталады.

бұрынғы минимумдер

қосымша минимумдер

бас максимумдар ,

Қ осымша минимумдер араларына екінші реттік әлсіз максимумдар орналасады. Көрші бас максимумдар аралығына келетін осындай максимумдар саны (N-2)-ге тең. Бұлардың интенсивтігі ең жақын бас максимум интенсивтігінің 1/23-нен артпайды. N шоқ интерференцияға түскенде алынатын I₁ интенсивтіктің үлестірілуі 4а-суретте келтірілген. Жеке саңылаулардан келетін шоқтардың интерференциясын ғана ескергенде бас максимумдар бірдей интенсивтікке ие болуы тиіс еді. Шындығында саңылаулардың әрқайсысынан әртүрлі  бұрыштарымен дифракцияланатын сәулелер қалқада амплитудалары әртүрлі тербелістер беруі нәтижесінде бас максимумдардың шамалары бірдей болмайды. Осы айырмашылықты ескеру үшін бір саңылаудағы дифракция жағдайындағы I₂ интенсивтіктің үлестірілуін пайдалану керек (4б-сурет). Сонда жарықталудың нағыз үлестірілуі I=I₁ I₂ көбейтіндісімен беріледі (4в-сурет). Суреттен бір саңылаудан алынатын дифракциялық суреттің орталық максимумы аймағына түсетін бас максимумдардың ғана интенсивтігі жоғары болатындығы көрінеді. Осындай максимумдар саны тордың d тұрақтысы мен b саңылау ені арасындағы қатынасқа тәуелді болады. Шынында да I₂ қисықтың бірінші минимумы ( бұрышының оң мәндері жағына қарай) (4) бойынша теңдігімен анықталатын =₁ жағдайында жатады. ₁ бұрышының осы мәніне, егер шарты орындалатын болса, мұндағы m бүтін сан болуы тиіс, I₁ қисығының бас максимумы келеді. Осы теңдіктерді салыстырудан

(5)

болатынын табамыз.Сонымен, егер тордың тұрақтысының саңылау еніне қатынасы бүтін сан болса, онда реті болатын бас максимум I₂ қисығының минимумына түседі де, жойылады. Реттері , мұндағы m= 1, 2,…, болатын барлық бас максимумдар үшін де осы жағдай орындатындығына оңай көз жеткізуге болады. I₂ қисығының орталық максимумының аумағына I₁ қисығының ( ) бас максимумдары түседі. I₁ қисығының қалған барлық максимумдары I₂ қисығының екінші реттік максимумдарына келеді. 4-суретте бірдей қашықтықтарда тұрған төрт саңылау және . dа+b болатындықтан, d3b теңдігінен саңылаулар арасындағы мөлдір емес аралықтар саңлаулардың өздерінен 2 есе кең (а2b) болады.Френел бойынша нүктелік көзбен қоздыратын жарық толқыны толқындық беттің элементтерімен сәулеленетін когерентті екінші ретті толқындардың суперпозиция нәтижесі ретінде қарастырыла алады. Толқындық беттің зоналарға бөлінуі екі көршілес зоналардан шығатын толқындардың оптикалық жүріс айыпмасы Р бақылау нүктесінде тең болатын және бұл толқындар Р нүктесіне кері фазалармен келеді де, жартылай бір бірін сөндіреді. Бірін бірі ауыстыратын жарық және қара концентрлік сақиналардан тұратын, Френел зоналардың орналасу принципі бойынша құрылған зоналық қабатшаны қолдану толқындық беттің бөлінуін эксперименталды дәлелдейді. Жарық және қара зоналардың саны болса, онда амплитуда нүктесін (9.1)Сол уақытта P нүктесінде амплитуда зоналық қабатшасыз тең (бірінші зонаның жартысының салымы). Сондықтан зоналық қабатшаны қолдану Р нүктесіндегі жарық интенсивтілігін коэффициентімен көбейтуге мүмкіндік береді. Бұл зоналық қабатшаны жинағыш линза ретінде қолдануға болатынын көрсетеді. 9.1-суретте зоналық қабатшаның бірінші сақиналарының жазық толқынмен жарықтандыруы көрсетілген. Р нүктесі және зоналық қабатшаның ортасымен қашықтығы болсын, онда Р нүктесі үшін радиустар үшін келесі теңдеу орындалады :

, мұнда , мұнда (9.2)

Сонымен , зоналық қабатшаның радиустары және фокустық қашықтық үшін: (9.3)

9.1-сурет. Жазық толқынмен қабатшаның бірінші зоналарын жарықтандыруыЕгер Р бақылау нүктесін ОР бағытымен зоналық қабатшаға қарай жылжытсақ, онда жарық және қараңғы бейнелерді көруге болады, бұл зоналық қабатша бірнеше фокустары бар екенін көрсетед (9.4Эксперимент үшін қолданылатын зоналық қабатшада 20 зона бар, бірінші ортасындағы қараңғы шеңбер радиусы . Сонымен келесі радиустар тең: (9.5)Кестеде эспериментте шыққан және λ=632,8нм үшін (9.3), (9.4) және (9.5) формулармен есептелген орта шамалар келтірілген. 9.2-суретте m фокус ретіне кері шаманың функциясы ретіндегі қашықтықтар келтірілген.

9.2-сурет. Фокус ретіне кері шаманың функциясы ретіндегі қабатшаның фокустық

22.Гюгенс Френель принципі,тоғысатын сәулелер дифракциясы,параллель сәулелер дифракциясын өзара салыстырыңызЖарықтың толқындық сипаты білінетін құбылыстардың біреуі дифракция құбылысы болады. Дифракция деп жарықтың түзу сызықты жолдан бұрылу құбылысы айтылады.Дифракция құбылысын жарықтың толқындық теориясы бойынша толық түсіндіруге болады. Бірақ ол үшін Гюйгенс принципі жеткіліксіз. Өйткені бұл принципке сүйеніп дифракцияланған жарық толқындарының интенсивтігін табуға болмайды,бұл принцип тек жарықтың таралу бағытын анықтау әдісі болып табылады.Френель бұл принциптің осы кемшілігін толықтырды,ол Гюйгенстің принципі мен толқындардың интерференциялану принципін біріктірді. Френельше толқындық беттің әрбір нүктелерінің айналасында пайда болған элементар толқындар бір-бірімен қосылысып интерференцияланады,сонда қорытқы сыртқы орауыш бетте толқынның едәуір интенсивтігі болады. Сөйтіп жарықтың толқындық теориясының негізгі принципі- Гюйгенс-Френель принципі келіп шығады. Гюйгенс принципі түсіндіре алмайтын жарықтың түзу сызық бойымен таралу заңын Гюйгенс-Френель принципі бойынша түсіндіруге болатын. Бұл мәселені ең алғаш 1815 жылы Френель шешкен болатын. Ол күрделі есеп шығарудың орнына зоналар методы деп аталатын көрнекі метод қолданды. 3-суретте көрсетілген S жарық көзінен жарық толқындары таралып сфералық толқындық беттер түзілсін, сонда олардың біреуі  - мен белгіленген бет болсын. Енді жарық толқынының Р нүктедегі әсерін анықтау үшін Френельше сол  толқындық бетті ойша дөңгелек зоналарға бөлеміз. Егер РО аралығын  әріпімен белгілесек, ол сфералардың радиустары мынадай болады: Френель зоналарын салу Жарықтың параллель шоғы тар саңыалудан өткенде байқалатын дифракциялық жолақтар едәуір жалпақ болады. Егер жарық бір саңфылаудан емес, қатарласқан бірнеше саңылаудан өткізілсе, онда байқалатын дифракциялау жолақтар енсіз және жарығырақ болады. Енділігі бірдей, өзара параллель орналасқан саңылаулар жиыны әдетте дифракциялық решетка деп аталады.Төмендегі суретте жазық мөлдір решетка схема түрінде кескінделген.Мұнда тек решетканың төрт саңылауы көрсетілген, олардың енділіктері бірдей:   мөлдір емес аралық енділіктері де бірдей:   Осы a мен b қосындысы: a+b=d – решетка тұрақтысы деп аталады.

Жарық дифракциясының сфералық толқындар дифракциясы (Френель дифракциясы) және параллель сәулелер дифракциясы (Фраунгофер дифракциясы) деп аталатын екі түрі бар. Фраунгофер дифракциясының Френель дифракциясынан негізінде айырмашылығы жоқ.

Шексіз ұзын, ені b саңылауға жазық жарық толқыны нормаль (тік) иүсетін болсын (1-сурет). Саңылау ұзындығының оның енінең көп үлкен болуы іс жүзінде оны шексіз ұзын деп санауға жеткілікті. Мәселен, ені 0,001-0,02 мм болған жағдайда бірнеше миллиметр ұзындықты шексіз деп санауға болады.

Саңлаудан кейін линза, ал оның тоғыстық жазықтығына L бақылау қалқасы қойылған. Жарық түзу сызықты таралған жағдайда линзаның тоғыстық жазықтығында шексіз жіңішке жарық жолақ алынған болар еді. Шындығында толқындық шептің саңлауға жеткен әрбір нүктесі барлық жаққа таралатын екінші реттік толқындардың көзі болады. Жарықтың бастапқы бағытымен қайсыбір  бұрыш жасап тұратын сәулелер линзаның тоғыстық жазықтығындағы B_ нүктесіне жиналады.

Тербелістердің B_ нүктедегі амплитудасын есептеу үшін толқындық беттің ашық бөлігін ендері бірдей саңылау нүктелеріне параллель жіңішке жолақтар түріндегі аумақтарға бөлеміз. Осы аумақтардың әрқайсысы B_ нүктесіне келіп жететін толқындар көзі ретінде қарастырылуы тиіс, және көрші аумақтардан шығарылатын толқындардың фазалары бірдей шамаға өзгеше болады. Өйткені жарық нормаль (тік) бағытта түскенде саңылау жазықтығы толқын бетімен дәл келеді. Элементар толқындардың амплитудалары бірдей болады, өйткені аумақтардың аудандары тең және бақылау бағытына көлбеуліктері де бірдей.

Осы екі жағдай – амплитудалардың теңдігі және аумақтан аумаққа өткенде фазалардың бірдей шамаға өзгеруі – қарастырылып отырған есептің аналитикалық та, график арқылы да амалмен шешілуін оңайлатады. 1. Алдымен еcепті шешудің аналитикалық амалын қарастырайық. Ол үшін толқындық беттің бөлігін ені dx элементар аумақтарға бөлеміз. Қалқаның кезкелген нүктесінде dx аумағы қоздыратын тербелістің dA амплитудасын dA=сdx түрінде өрнектеуге болады, мұндағы с–пропорциялық коэффициент, ол  бұрышқа тәуелді емес.

Қалқаның қайсыбір нүктесіне барлық аумақтардан келетін тербелістер амплитудаларының алгебралық қосындысын А₀ арқылы белгілейміз. Мұны dA-ны түгел саңылау бойынша интегралдап табуға болады. .Осыдан коэффициент , демек, болады. Сонымен, саңылаудың тиісті бөлігіндегі жарықтың ұйытқуы мына қатынаспен өрнектеледі Түсетін толқын бағытымен  бұрыш (дифракция бұрышы) жасайтын бағытында саңылаудың түгелдей әрекетін табу үшін әртүрлі аумақтардан B_ бақылау нүктесіне дейін жететін толқындарды сипаттайтын фазалар айырымын ескеру қажет. Бұл үшін дифракцияланған сәулелердің бағытына перпендикуляр АD жазықтығын жүргіземіз (1-сурет). Осы жазықтықта орын алатын фазалардың үлестірілуі B_ нүктесіне дейін келіп жететін элементар толқындардың фазаларының қатынасын анықтайды. Сонымен AC жазықтығынан AD жазықтығына дейінгі жолда пайда болатын жол айырымын тағайындау жеткілікті болады. 1-суреттен А нүктесіне (аумақтың сол жақ шеті) және А нүктесінен х қашықтықта жататын қандайда бір F нүктесіне жапсарлас элементар аумақтан келетін толқындар арасындағы жол айырымы мынаған тең: FE=xsin.

B_ нүктесінде толқындық беттің барлық ашық бөлігі туғызатын қорытқы ұйытқу саңылаудың бүкіл ені бойынша алынған интегралмен (яғни х-тың 0-ден b-ға дейінгі барлық мәндері бойынша) өрнектеледі

(2)

( 2) өрнектегі косинустың алдында тұрған өрнектің модулі қорытқы толқынның В_ нүктедегі А_ амплитудасын береді:

(3)

(3) өрнегін зерттейік. Саңылаудың ортасында жататын нүкте үшін (линзаның центріне қарсы нүкте) дифракция бұрышы =0. (3) формуласына =0 мәнін қойып болатынын табамыз, яғни =0 болғанда барлық элементар аумақтардан шығарылатын толқындар B_ нүктеге бірдей фазада келіп жетеді. Сондықтан қорытқы толқынның амплитудасы қосылатын толқындардың амплитудаларының алгебралық қосындысына тең.

 мәндері мұндағы шартын қанағаттандыратын жағдайда, яғни егер

(4)

болған жағдайда А_ амплитуда нөлге айналады.

Сонымен, (4) шарты интенсивтік минимумдерінің орнын анықтайды. Бірінші минимум шартын қанағаттандыратын бұрышта байқалатын болады.

Минимумдердің араларында орталық максимумнан шамасы бойынша елеулі түрде кем түсетін интенсивтіктің екінші реттік максимумдары орналасады. Осы максимумдар  мәндері мына шарттарды (5)

қанағаттандыратын жағдайда пайда болады.

Жарық интенсивтігі амплитуда квадратына пропорционал. Демек, I₀-дифракциялық суреттің ортасындағы жарық интенсивтігі ( ); I_- бұрышының берілген мәнімен орны анықталатын нүктедегі жарық интенсивтігі.

(6) функциясының графигі 2-суретте кескінделген. Минимумдар саны b-саңылау енінің және  толқын ұзындығының қатынасына тәуелді. Екінші реттік максимумдар шамасы тез төмендейді. Егер I₀=1 деп алсақ, ал екінші реттік максимумдарды I₁, I₂, I₃,... арқылы белгілесек, онда I₀: I₁: I₂:...=1:0,045:0,016:... болады. Сонымен, негізгі жарық ағыны (орталық максимум) мәндерімен анықталатын аралыққа шоғырланғанымен, оның қайсыбір бөлігі бірінші (энергияның ~5%) және екінші (энергияның ~2%) максимумдар және т.т. бағыттарында таралады.Алынған қатынастардан максимумдар мен минимумдардың орны  толқын ұзындығына тәуелді болатындығы көрінеді. Сондықтан қарастырылған дифракциялық суреттің түрі тек монохромат жарық үшін орындалады. Ақ жарық жағдайында бірі екіншісіне қатысты  толқын ұзындығының айырмашылығына сәйкес ығысқан әртүрлі түстер үшін дифракциялық суреттердің жиынтығы байқалады. Орталық максимум (=0) барлық толқын ұзындықтары үшін ортақ болады, осыдан дифракциялық суреттің центрі ақ жолақ түрінде шығады, мұның сол және оң жақтарында түрлі-түсті жолақтар орналасады.

23.Жарықтың толқындық табиғаты.Максвелл теориясын пайдалып,интерференциясы.Интерферометрлер және олардың ұқсастықтары мен айырмашылықтары Жарықтың толқындық табиғаты интерференция (Interfere – грек тілінен «араластыру» дегенді білдіреді) құбылысы арқылы түсіндіріледі. Мысалы, сабын көпіршігіне, суға тамған мұнай кілегейіне күн сәулесі түскенде, олардың беттері қызыл- жасылды болып құлпырып тұрады. Мұндай жолақтардың түрлі түсті болуы көпіршік пен сұйыққа ақ жарық түскендіктен болады. Яғни, жұқа пленканың бетіне монохромат жарық түссе, онда аралары күңгірт жолақпен бөлінген бір түсті жолақтар байқалып, олардың жарықталынуы бірдей болмайды. Олай болса, осындай ашық және күңгірт жолақтардың пайда болуы – жұқа пленка беттерінен шағылған жарық толқындары бірімен-бірі қосылысқанда олардың бірін-бірі күшейту немесе әлсірету себебінен болады. Бұл құбылыс жарықтың интерференциясы деп аталады. Интерференция құбылысы жарық толқындарымен қатар, дыбыс толқындары мен электромагниттік толқындарға да тән қасиет.  Голанд ғалымы Х. Гюйгенс (1678 ж.) жарық құбылыстарын түсіндіретіндей жарықтың толқындық тнориясын ұсынды. Бұл теория бойынша эфирде таралатын механикалық серпімді тербелістер болып табылады. Бұдан Гюйгенс принципі деп аталатын мынадай қорытынды шығады. Толқындық бет жеткен ортаның әрбір нүктесі элементар толқындардың дербес көзі болады, сол элементар толқындарды ораушы деп жаңа толқындық бттің орнын көрсетеді. Толқындық беттерге тік жүргізілген түзулер жарық таралатын бағытты көрсетеді. Осы толқындық теория бойынша, тығыздығы аздау ортадан тығыздығы көбірек ортаға өткенде жарық жылдамдығы кемиді, яғни тығыздығы көбірек ортаның сыну көрсеткіші   тең болатындығы тәжірибеден анықталады. Сонымен, жарықтың сыну көрсеткішінің мазмұнын толқындық теория дұрыс түсіндіргенмен жарықтың түзу сызық бойымен таралу заңдылығын түсіндіре алмады.  Бірнеше толқындардың фазалары бірдей болса , онда мұндай толқындар бірін-бірі күшейтеді де, ал фазалары қарама-қарсы болса, онда толқындар бірін-бірі әлсіретеді. Осындай интерференциялық көріністер байқалу үшін кеңістіктің әрбір нүктесінде қосылатын толқындар фазалардың айырымы бақылау кезінде өзгермей нақты болуы керек. Сондықтан, фазалар айырымы уақытқа байланысты өзгермейтін толқындар когерентті толқындар днп аталадыжарық дегеніміз ерекше серпімді ортада, яғни эфирде таралатын толқындық процесс. Гюйгенстің пікірінше жарық дыбысқа ұқсас сфералық беттер және толқындар түрінде таралады, сөйтіп жарық толқындары. Осындай толқындар шығаратын көздер когерентті көздер болып есептелінеді.  Жарық толқындарының интерференциялық шартттарына олардың жиліктерінің бірдей және фазалар айырымының уақытқа байланысты тұрақты болуы жатады. Осындай шарттарды тек қана монохроматты жарық толқындары ғана қанағаттандырады. Жарық толқындарының таралу бағытын белгілі бір сәуле арқылы кескіндеп көрсетуге болады. Сондықтан бұдан былай сәуле бағыттарын толқынның таралу бағыты деп түсіну керек. Тәжірибе жасап когерентті жарық толқындарының интнрференциясын бақылайық (11.1-сурет). Суретте көрсетілгендей параллель жарық шоғы кішкене екі тесігі бар I экранға түседі, одан соң S  және S  тесіктерден өткен жарық II экранға түскен, сонда бұл экранның бетінде ашық және күңгірт жлақтар, яғни интерференциялық көріністер байқалады. Себебі Гюйгенс принципі бойынша I экранның тесігі сфералық толқындардың жаңа көзі болып табылады. Сөйтіп S  және S тесіктеріндегі тербелістерді алғашқы бір ғана толқын қоздырғандықтан, олардың фазалары бірдей де, амплитудалары өзара тең.Соңында екі толқын көзінен щыққан жарық толқындары II экранның бетінде қосылады. Р нүктесінде қосылған толқындар фазаларының айырымы Р нүктесіне дейін жүрілген жолдар айырымына   байланысты болады.  Сөйтіп Р нүктесіндегі қосылған тербеліс амплитудасы олардың алғашқы амплитудаларының геометриялық қосындысына тең болады, яғни: Осы теңдеуді талдап шешсек, мынадай қорытынды шығады:Егер фазалар айырымы  2π, 4π болса, онда  = 1 болады да, 

Интерферометрлер. Интерферометрлер деп қызмет істеу принципі жарықтың интерференция құбылысына негізделген оптикалық құралдар айтылады. Интерферометрдің бірнеше түрі бар.

1)Жамен интерферометрі

2)Майкельсон интерферометрі

3)В П.Линниктің микроинтерферометрі

4)Фабри-Перо интерферометрі

24.Жарық пен заттың өзара әсерлесуі.Жарықтың дисперсиясының пайда болуы. Оптика - жарық сәулелерінің табиғатын, қасиетін және оның затқа әсерлерін қарастыратьш физика ғылымыньщ дербес салаларының бірі. Жарық сәулесі ретінде электромагниттік толқынның тек көрінетін белігі ғана алынбайды, оған екі жағынан шектеліп жатқан инфрақызьш және ультракүлгін сэулелер қоса қарастырылады. Электромагниттік толқын спектрлері бір-бірінен толқын ұзындығы және тербеліс жиіліктері бойынша ажыратылады. Жарықтың толқьш ұзындығы және тербеліс жиілігі оның толқындык және квантгық қасиетгерін сипаттайды.Электромагниттік толкынның спектрі оның толқын ұзындығы жэне жиілігі бойынша мынадай аймактарға бөлінеді: радиотолқын, инфрақызьш, көрінетін, ультракүлгін, рентген жэне гамма сәулелері. Электромагниттік толкын шкаласының әрбір беліктері физикалық қасиеттері бойынша, жарық көзінен шығарылуы жэне оның тіркелуі бойынша бір-бірінен ажыратылады. Шкаланың әрбір белігі бір-бірімен қабаттасып жатады. Олар бөлінетін шартты шекара жоқ.Оптика бөлімінде қарастырылатын спектралдық аймақ толқын ұзындығы және жиілігі бойынша мынадай аралықта жатыр: инфрақызыл (Х=2000нм, v=l,5*10n Гц) сәуледен басталып, ультракүлгін сәуленің ең қысқа толқындық шегіне дейін(Я=10 нм, у=3*1014Гц).УФ (ультракүлгін) 10 - 400 нм,Көрінетін аймақ 400 - 760 нм,ИК (инфрақызыл аймақ) 760 - 2000 нм.Жарық дисперсиясы — заттың сыну көрсеткішінің (n) жарық толқынының жиілігіне () не ұзындығына () тәуелділігі; жарық толқыны фазалық жылдамдығының жиілікке () тәуелділігі. Жарық дисперсиясы нәтижесінде ақ жарық спектрге жіктеледі . Осы спектрді зерттеу арқылы И.Ньютон Жарық дисперсиясын ашты (1672). Спектрдің берілген аймағы үшін мөлдір денелерде жарық толқынының жиілігі () артқанда ( кемігенде) сыну көрсеткіші де (n) артады. n мен -дің (не -ның) арасында осындай заңдылық байқалатын құбылыс қалыпты Жарық дисперсиясы деп аталады. Аномаль Жарық дисперсиясы кезінде толқын жиілігі  артқанда ( кемігенде) сыну көрсеткіші n кемиді. Оптикалық шыныларда қалыпты Жарық дисперсиясы, ал жарық өткенде жұтылу жолақтары айқын білінетін газдар мен буларда аномаль Жарық дисперсиясы байқалады. Затта жарықтың сынуы жарықтың фазалық жылдамдығының өзгеруі салдарынан болады. Мұндай жағдайда заттың сыну көрсеткіші (n) мына формуладан анықталады: n=c/cф, мұндағы cф — жарықтың берілген ортадағы фазалық жылдамдығы, с — вакуумдағы жарық жылдамдығы. Жарықтың электрмагниттік теориясы бойынша: , мұндағы  — диэлектрлік өтімділік,  — магниттік өтімділік. Призмадан немесе басқа бір мөлдір денеден өткен жіңішке ақ жарық шоғы түрлі түсті спектрге жіктеледі. Жеті түрлі түстен құралған бұл спектрдің ең көбірек бұрылатыны және ең қысқа толқындысы (жиілігі үлкені) — күлгін сәуле, ал ең аз бұрылатыны және ең ұзын толқындысы — қызыл сәуле. Жарықтың классик. теориясы бойынша Жарық дисперсиясы жарық таралған орта атомдарының (не молекулаларының) электрондары мен жарық толқындары туғызған айнымалы электр өрісінің өзара әсерлесуі нәтижесінде пайда болады. Мөлдір денелердегі Жарық дисперсиясы спектрлік приборларды, ахроматикалық линзаларды жасау кезінде қолданылады. 

25.Николь призмасы.Жарықтың қосарланып сынуы.Николь призмасы мен исландық штат поляроидтарын өзара салыстырНиколь призмасы - көпке танымал үйектік призмалардың бірі, ерекше сәулені өткізеді; исланд шпатынан жасалады; арнаулы жазық бойымен екіге бөлініп, Канада зомзамы арқылы бір-біріне қайтадан жапсырылған мөлдір түсті кальцит кристалынан тұрады. Жарық сәулесі призмаға енген уақытта бір-бірінен ажыраған екі сәулеге жіктеледі; кальцит кристалының бірінші сәулеге тиесілі сыну көрсеткіші 1,53—1,54 шамасында (бұл мөлшер канада зомзамының осы көрсеткішімен парапар), ал екінші көрсеткіші — 1,658 болғандыктан бірінші сәуле канада зомзамынан ешбір кедергісіз өтіп кетеді де, ажыраған (жекеленген) жарық сәулесін туындатады, ал екінші сәуле аталған канада зомзамынан толықтай шағылып, кері қайтады (толықтай тұтылады). Николь призмасының жарық сәулесін ажырату үстанымы осы механизмге негізделген. Ажыратқыш микроскопта екі николь призмасы орналасқан, оның біріншісін ажыратқыш, ал екіншісін анықтағыш немесе талдауыш деп атайды; бұл екі призма көмегімен ажыраған жарық сәулелерінің тербеліс жазықтығына тән бағыттар бір-біріне 90°-қа айырма берген жағдайда никольдер қиюласқан тұрде деп есептелінеді. Табиғатта және техникада өзіне түскен жарық сәулелерін қосарландырып көрсететін кристалдар кездеседі. Егер осындай кристалдар арқылы біз затты көретін болсақ, онда оның қосарланған кескінін байқауға болады. Бұл құбылысты бірінші рет 1647ж Э.Бартолин исланд шпатын зерттеудің нәтижесінде ашқан болатын. Сондықтан мұндай құбылысты жарық сәулелерінің қосарланып сынуы деп атайды. Жарық сәулесінің қосарланып сыну теориясын алғаш Гюйгенс ұсынып , оны кейін Френель дамытты. Бұл теория бойынша кристалға, мысалыға, исландия шпатына жарық толқыны енгенде сол кристалдың ішінде екі түрлі толқын таралады, біреуі- барлық жаққа бірдей жылдамдықпен таралатын кәдімгі сәулелер толқыны, екіншісі- таралу жылдамдығы тұрақты емес, кристалдың осіне қатысты алынған бағытқа байланысты өзгеріп отыратын өзгеше сәулелер толқыны. Сәуленің қосарланып сынуын зерттеу үшін исланд шпатын қолданады. Яғни  исланд шпатында сәуле екі бөлініп сынады. Оның бірі — өзгеше сәуле (ө), екіншісі — кәдімгі сәуле (к). Егер осы екеуінің біреуін өшіретін болсақ, онда сәуле бір ғана бағытта, бір жазықтың бойымен ғана тербелетін болады; басқаша айтқанда сәуле толық поляризацияланады. Осы мақсатқа жету үшін Николь деген ғалым 1828 жылы исланд шпатынан призма жасаған. Бұл Николь призмасы немесе қысқаша тек «николь» деп аталды.

Николь призмасыӨзінің жіктестігі бойынша сынған кальциттің ұзынша кристалл параллелепипедін қысқа диагоналі бойынша қиып, олардың екі шеткі жақтарын, бұрыштары 68° болатындай етіп, аздап өңдейді.Кальцит призманың қиылған екі бөлегін қайта қиюластырып, канада бальзамымен желімдейді. Осы желімделген жікке келгенде сәуленің бірі (о-сәуле) екінші рет сынады да, призманың бүйір қабырғасына шығып, жоғалып кетеді. Екінші сәуле (е-сәуле) желімденген жіктен тура өтеді, демек бір ғана сәуле поляризацияланады. Бұл екі сәуленің канада бальзамы жағылған беттен бірінің сынып, екіншісінің сынбай өту себебі — олардың сыну көрсеткіштерінің әр түрлілігінен. Кәдімгі сәуленің сыну көрсеткіші n_k = 1,658, канада бальзамынікі 1,54. Сондықтам ол толық ішкі шағылу заңы бойынша кальциттің ішіне қарай қайта сынады. Өзгеше сәуленің сыну көрсеткіші кристалдың ұзын бағытында n_ө =1,5116, демек, ол канада бальзамынікіне өте тақау. Сондықтан ол канада бальзамынан сынбай өтеді деуге болады.

Кейінгі кездерде Николь призмасы орнына жарықты поляризациялаушы фильтрлер (поляроидтар) де қолданылады. Поляроидтар былай жасалады. Мелдір заттан жасалған жұқа екі қабаттың арасына дихроизмі күшті заттың майда ұнтағын оптикалық қасиеттеріне қарай бағыттап себеді. Дихроизм деп сәулені екі бағытында екі түрлі жұтатын заттың қасиетін айтады. Кальцит те сол дихроизм затқа жатады. Дихроизмі ең күшті минералдың бірі — турмалин. Оның 1 мм жұқа қабатынан өткен екі сәуленің бірі мүлде жұтылып, екіншісі ғана сыртқа шығады. Демек, турмалиннің жұқа пластинкасы поляризатор болып табылады. Бір турмалнн пластинкасынан поляризацияланған сәулені екінші бір жұқа кристалл қабатынан өткізіп, оның оптикалық қасиетін зерттеуге болады. Ол үшін тағы бір турмалин пластинкасын алып, онымен кристалдан шыққан сәуленің бағытын айырады. Екінші турмалин пластинкасы анализатор (талдаушы) болады. Сонымен, екі турмалин пластинкасынан жасалған приборды турмалин қысқаш деп атайды.

Поляроидқа қолданылатын дихроизмді зат поливинил спирті мен иодтан немесе күкірт қышқыл иод-хининнан жасалады. Осы заттардың түйіршіктерін біріктіруші қабыршақ ретінде целлулоид қағаз қолданады.Қорыта келгенде, кальциттен жасалған Николь призмасы болсын, турмалин қысқаш болсын, поляроид қабат болсын — бәрінің де негізгі қасиеті бір, яғни олар сәулені екі бағытында екі түрлі сіңіреді. Кристалдардың оптикалық қасиетін зерттегенде бұлардың бәрі де пар-парымен қолданылады. Оның бірі кристалға түсетін сәулені поляризацияласа (поляризатор), екіншісі кристалдан шыққан сәулені айырады (анализатор).

26.Поляризацияланған жарық интерференциясы.Анизатропты және изотропты орталардағы поляризация.Турмалинді фотополяриметр қондыргысының жұмыс істеу принципін түсіндір Вращение плоскости поляризации поперечной волны — физическое явление, заключающееся в повороте поляризационного вектора линейно-поляризованной поперечной волны вокруг её волнового вектора при прохождении волны через анизотропную среду. Волна может быть электромагнитной, акустической, гравитационной и т. д.Линейно-поляризованная поперечная волна может быть описана как суперпозиция двух циркулярно поляризованных волн с одинаковым волновым вектором и амплитудой. В изотропной среде проекции полевого вектора этих двух волн на плоскость поляризации колеблются синфазно, их сумма равна полевому вектору суммарной линейно-поляризованной волны. Если фазовая скорость циркулярно поляризованных волн в среде различна (циркулярная анизотропия среды, см. также Двойное лучепреломление), то одна из волн отстаёт от другой, что приводит к появлению разности фаз между колебаниями указанных проекций на выбранную плоскость. Эта разность фаз изменяется при распространении волны (в однородной среде — линейно растёт). Если повернуть плоскость поляризации вокруг волнового вектора на угол, равный половине разности фаз, то колебания проекций полевых векторов на неё будут вновь синфазны — повёрнутая плоскость будет плоскостью поляризации в данный момент.

Вращение плоскости поляризации электромагнитной волны в плазме при наложении магнитного поля (эффект Фарадея).Таким образом, непосредственной причиной поворота плоскости поляризации является набег разности фаз между циркулярно поляризованными составляющими линейно-поляризованной волны при её распространении в циркулярно-анизотропной среде. Для электромагнитных колебаний такая среда называется оптически активной (или гиротропной), для упругих поперечных волн — акустически активной. Известен также поворот плоскости поляризации при отражении от анизотропной среды (см., например, магнитооптический эффект Керра).Циркулярная анизотропия среды (и, соответственно, поворот плоскости поляризации распространяющейся в ней волны) может зависеть от наложенных на среду внешних полей (электрического, магнитного) и от механических напряжений (см. Фотоупругость). Кроме того, степень анизотропии и набег фаз, вообще говоря, могут зависеть от длины волны (дисперсия). Угол поворота плоскости поляризации линейно зависит при прочих равных условиях от длины пробега волны в активной среде. Оптически активная среда, состоящая из смеси активных и неактивных молекул, поворачивает плоскость поляризации пропорционально концентрации оптически активного вещества, на чём основан поляриметрический метод измерения концентрации таких веществ в растворах; коэффициент пропорциональности, связывающий поворот плоскости поляризации с длиной луча и концентрацией вещества, называетсяудельным вращением данного вещества.В случае акустических колебаний поворот плоскости поляризации наблюдается лишь для поперечных упругих волн (так как для продольных волн плоскость поляризации не определена) и, следовательно, может происходить лишь в твёрдых телах, но не в жидкостях или газах.

Общая теория относительности предсказывает вращение плоскости поляризации световой волны в пустоте при распространении световой волны в пространстве с некоторыми типами метрики вследствие параллельного переноса вектора поляризации по нулевой геодезической — траектории светового луча (гравитационный эффект Фарадея, или эффект Рытова — Скротского)

27.Жарықтың жұтылуы.Вавилов Черенков эффектісі Эффект Вавилова — Черенко́ва (излучение Вавилова — Черенкова) — свечение, вызываемое в прозрачной среде заряженной частицей, которая движется со скоростью, превышающей фазовую скорость распространения света в этой среде^[1]. Черенковское излучение широко используется в физике высоких энергий для регистрации релятивистских частиц и определения их скоростей.

В 1934 году Павел Черенков проводил в лаборатории Сергея Вавилова исследования люминесценции жидкостей под воздействием гамма-излучения и обнаружил слабое голубое свечение, вызванное быстрыми электронами, выбитыми из атомов среды гамма-излучением. Позже выяснилось, что эти электроны двигались со скоростью выше скорости света в среде.Уже первые эксперименты Черенкова, предпринятые по инициативе С. И. Вавилова, выявили ряд характерных особенностей излучения: свечение наблюдается у всех чистых прозрачных жидкостей, причём яркость мало зависит от их химического состава, излучение имеет поляризацию с преимущественной ориентацией электрического вектора вдоль направления первичного пучка, при этом в отличие от люминесценции не наблюдается ни температурного, ни примесного тушения. На основании этих данных Вавиловым было сделано основополагающее утверждение, что обнаруженное явление — не люминесценция жидкости, а свет излучают движущиеся в ней быстрые электроны.Теоретическое объяснение явления было дано И. Таммом и И. Франком в 1937 году.В 1958 году Черенков, Тамм и Франк были награждены Нобелевской премией по физике «за открытие и истолкование эффекта Черенкова». Манне Сигбан из Шведской королевской академии наукв своей речи отметил, что «открытие явления, ныне известного как эффект Черенкова, представляет собой интересный пример того, как относительно простое физическое наблюдение при правильном подходе может привести к важным открытиям и проложить новые пути для дальнейших исследований».Теория относительности гласит: ни одно материальное тело, включая быстрые элементарные частицы высоких энергий, не может двигаться со скоростью, превышающей скорость света в вакууме. Но к скорости движения света в прозрачных средах это ограничение не относится. В стекле или в воде, например, свет распространяется со скоростью, составляющей 60—70 % от скорости света в вакууме, и ничто не мешает быстрой частице (например, протону или электрону) двигаться быстрее света в такой среде.В 1934 году Павел Черенков проводил исследования люминесценции жидкостей под воздействием гамма-излучения и обнаружил слабое голубое свечение (которое теперь названо его именем), вызванное быстрыми электронами, выбитыми из атомов среды гамма-излучением. Чуть позже выяснилось, что эти электроны двигались со скоростью выше скорости света в среде. Это был как бы оптический эквивалент ударной волны, которую вызывает в атмосфере сверхзвуковой самолёт. Представить это явление можно по аналогии с волнами Гюйгенса, расходящимися вовне концентрическими кругами со скоростью света, причём каждая новая волна испускается из следующей точки на пути движения частицы. Если частица летит быстрее скорости распространения света в среде, она обгоняет волны. Пики амплитуды этих волн и образуют волновой фронт излучения Черенкова.Излучение расходится конусом вокруг траектории движения частицы. Угол при вершине конуса зависит от скорости частицы и от скорости света в среде. Это как раз и делает излучение Черенкова столь полезным с точки зрения физики элементарных частиц, поскольку, определив угол при вершине конуса, можно рассчитать по нему скорость частицы.Распространённое представление о том, что на больших глубинах в океане царит полный мрак, так как свет с поверхности туда не доходит, является ошибочным. Как следствие распада радиоактивных изотопов в океанской воде, в частности, калия-40, даже на больших глубинах вода слабо светится из-за эффекта Вавилова — Черенкова^[2]. Существуют гипотезы, что большие глаза нужны глубоководным созданиям затем, чтобы видеть при столь слабом освещении.