Дифракция света - презентация, доклад, проект скачать

Нажмите для полного просмотра!

Содержание ▲

Вы можете ознакомиться и скачать презентацию на тему Дифракция света. Доклад-сообщение содержит 49 слайдов. Презентации для любого класса можно скачать бесплатно. Если материал и наш сайт презентаций Mypresentation Вам понравились – поделитесь им с друзьями с помощью социальных кнопок и добавьте в закладки в своем браузере.

Слайды и текст этой презентации

Слайд 1

Описание слайда:

Дифракцией света называется совокупность явлений, обусловленных волновой природой света, наблюдаемых при его распространении в среде с резко выраженной неоднородностью (отверстия, щели, края щелей и т.п.), выражающихся в огибании светом препятствий, захождении света в область геометрической тени, отклонении от прямолинейного направления распространения. Дифракцией света называется совокупность явлений, обусловленных волновой природой света, наблюдаемых при его распространении в среде с резко выраженной неоднородностью (отверстия, щели, края щелей и т.п.), выражающихся в огибании светом препятствий, захождении света в область геометрической тени, отклонении от прямолинейного направления распространения.

Слайд 2

Описание слайда:

Дифракцию света можно объяснить с помощью принципа Гюйгенса, суть которого заключена в следующем: Дифракцию света можно объяснить с помощью принципа Гюйгенса, суть которого заключена в следующем: Каждая точка, до которой доходит волновое движение (свет), к моменту времени t (см.рис. 1), служит источником вторичных волн. Огибающая этих волн дает фронт волны в следующий момент времени t + Δt.

Слайд 3

Описание слайда:

Рис.1 Рис.1 Френель дополнил этот принцип. Он ввел понятие о том, что волновое возмущение в любой точке пространства можно рассматривать как результат интерференции вторичных волн от фиктивных источников, на которые разбивается волновой фронт.

Слайд 4

Описание слайда:

Френель выдвинул предположение, что эти фиктивные источники когерентны, поэтому излучение от них может интерферировать, т.е. волны могут усиливаться или гаснуть. Френель выдвинул предположение, что эти фиктивные источники когерентны, поэтому излучение от них может интерферировать, т.е. волны могут усиливаться или гаснуть. Рассмотрим действие волнового фронта в какой-либо точке пространства, свободной от препятствий.

Слайд 5

Описание слайда:

Пусть плоский фронт волны W, распространяющейся от точечного, расположенного в бесконечности источника света, в некоторый момент времени находится на расстоянии МО от точки наблюдения М (произвольная точка). Пусть плоский фронт волны W, распространяющейся от точечного, расположенного в бесконечности источника света, в некоторый момент времени находится на расстоянии МО от точки наблюдения М (произвольная точка). Требуется определить амплитуду А световых колебаний в этой точке (рис. 2). Во всех точках фронта волны возникают колебания, которые через некоторый момент достигнут точки М.

Слайд 6

Описание слайда:

Слайд 7

Описание слайда:

Для определения суммарной амплитуды колебаний в точке М Френель предложил метод разбиения волнового фронта на зоны. Колебания всех точек волнового фронта происходят в одной фазе, но точки фронта находятся на различных расстояниях от точки М. Для определения суммарной амплитуды колебаний в точке М Френель предложил метод разбиения волнового фронта на зоны. Колебания всех точек волнового фронта происходят в одной фазе, но точки фронта находятся на различных расстояниях от точки М. Выполним известные построения зон. Пусть r0 – кратчайшее расстояние от точки М до плоскости W. Увеличивая r0 на λ/2, проведем ряд окружностей радиусами r0 + λ/2; r0 + 2 λ/2; r0 + 3 λ/2 и т.д., которые в пересечении с фронтом W дадут концентрические окружности.

Слайд 8

Описание слайда:

В результате на фронте волны образуются кольцевые зоны с радиусами ρ1, ρ2, ρ3 и т.д. - зоны Френеля. Радиусы зон можно определить из геометрических соображений. Из ΔОВМ: В результате на фронте волны образуются кольцевые зоны с радиусами ρ1, ρ2, ρ3 и т.д. - зоны Френеля. Радиусы зон можно определить из геометрических соображений. Из ΔОВМ: Так как λ «r0, то ρ21 = r0 λ. Аналогично для 2-й, 3-й и т.д. зон ρ22 =2r0 λ; ρ23 =3r0 λ; …, ρ2n = nr0 λ.

Слайд 9

Описание слайда:

Интенсивность света от каждой зоны определяется их площадью. Для оценки амплитуд колебаний определим площади зон s: Интенсивность света от каждой зоны определяется их площадью. Для оценки амплитуд колебаний определим площади зон s: Зоны по площади равновелики, а значит содержат равное число когерентных источников.

Слайд 10

Описание слайда:

Колебания, возбуждаемые в точке М источниками из двух соседних зон, противоположны по фазе, т.к. разность хода от них до точки М равна λ/2. Поэтому при наложении эти колебания должны взаимно ослаблять друг друга. Колебания, возбуждаемые в точке М источниками из двух соседних зон, противоположны по фазе, т.к. разность хода от них до точки М равна λ/2. Поэтому при наложении эти колебания должны взаимно ослаблять друг друга. Следовательно, А – амплитуду суммарного колебания, можно представить в виде знакопеременного ряда А = А0 – А1 + А2 – А3 +…, А0 – амплитуда колебаний в точке М, возбуждаемых светом от центральной зоны, А1 – от первой зоны, А2 – от второй зоны и т.д.

Слайд 11

Описание слайда:

Этот ряд можно переписать в виде: Этот ряд можно переписать в виде: Можно считать, что результирующая амплитуда в точке М, создаваемых в ней волнами, приходящими от точек зон соседних с к-ой зоной, равна среднему арифметическому амплитуд (к+1) и (к-1) – й зон.

Слайд 12

Описание слайда:

Амплитуда к-ой зоны: Амплитуда к-ой зоны: Выражения в скобках будут равны нулю и при этом условии: Т.о. амплитуда результирующих колебаний в точке М такая, как если до нее доходит свет только от половины центральной зоны.

Слайд 13

Описание слайда:

Можно считать, что половина центральной зоны вместе с действием половины второй зоны компенсирует действие 1-й зоны и т.д., т.е. не скомпенсированным остается действие лишь половины центральной зоны. Иными словами колебания в точке М, вызываемые волновой поверхностью W, имеют такую же амплитуду, как если бы действовала только половина центральной зоны. Поэтому и говорят, что свет распространяется как бы в узком канале, сечение которого равно 1/2 центральной зоны, другими словами прямолинейно. Метод зон Френеля позволяет объяснить явление дифракции в ряде случаев. Можно считать, что половина центральной зоны вместе с действием половины второй зоны компенсирует действие 1-й зоны и т.д., т.е. не скомпенсированным остается действие лишь половины центральной зоны. Иными словами колебания в точке М, вызываемые волновой поверхностью W, имеют такую же амплитуду, как если бы действовала только половина центральной зоны. Поэтому и говорят, что свет распространяется как бы в узком канале, сечение которого равно 1/2 центральной зоны, другими словами прямолинейно. Метод зон Френеля позволяет объяснить явление дифракции в ряде случаев.

Слайд 14

Описание слайда:

Рассмотрим случай, когда на малое круглое отверстие радиусом r падает плоская монохроматическая волна с длиной волны λ. Согласно принципу Гюйгенса-Френеля плоский фронт волны, совпадающий с плоскостью круглого отверстия, можно рассматривать как множество фиктивных источников, испускающих когерентные волны. В точке М, лежащей на оси отверстия, эти волны будут интерферировать (рис. 3). Рассмотрим случай, когда на малое круглое отверстие радиусом r падает плоская монохроматическая волна с длиной волны λ. Согласно принципу Гюйгенса-Френеля плоский фронт волны, совпадающий с плоскостью круглого отверстия, можно рассматривать как множество фиктивных источников, испускающих когерентные волны. В точке М, лежащей на оси отверстия, эти волны будут интерферировать (рис. 3).

Слайд 15

Описание слайда:

Слайд 16

Описание слайда:

Рис.3 Рис.3

Слайд 17

Описание слайда:

Разобьем площадь отверстия на ряд кольцевых зон Френеля. Для этого из точки М последовательно проводятся окружности радиусом r₀; Разобьем площадь отверстия на ряд кольцевых зон Френеля. Для этого из точки М последовательно проводятся окружности радиусом r₀;

Слайд 18

Описание слайда:

Так как лучи, идущие от крайних точек зоны, имеют разность хода в полволны, то колебания от этих двух точек приходят в точку М в противоположной фазе и гасят друг друга. Для каждой точки каждой зоны найдется точка в соседней зоне с разностью хода в полволны. Поэтому, если число зон, которые укладываются в отверстии, четное, то в точке М будет темное пятно, а если нечетное, то – светлое. Так как лучи, идущие от крайних точек зоны, имеют разность хода в полволны, то колебания от этих двух точек приходят в точку М в противоположной фазе и гасят друг друга. Для каждой точки каждой зоны найдется точка в соседней зоне с разностью хода в полволны. Поэтому, если число зон, которые укладываются в отверстии, четное, то в точке М будет темное пятно, а если нечетное, то – светлое.

Слайд 19

Описание слайда:

Если отверстие открывается всего лишь на одну зону или небольшое число нечетных зон, то амплитуда колебаний, а значит и интенсивность света в точке М будет больше, чем в случае отсутствия экрана с отверстием. Максимум интенсивности света в точке М соответствует размеру отверстия в одну зону. Число зон Френеля в одном и том же отверстии зависит от r0 . Если отверстие открывается всего лишь на одну зону или небольшое число нечетных зон, то амплитуда колебаний, а значит и интенсивность света в точке М будет больше, чем в случае отсутствия экрана с отверстием. Максимум интенсивности света в точке М соответствует размеру отверстия в одну зону. Число зон Френеля в одном и том же отверстии зависит от r0 .

Слайд 20

Описание слайда:

Предположим, что радиус ρк к-ой зоны равен радиусу отверстия. Тогда Предположим, что радиус ρк к-ой зоны равен радиусу отверстия. Тогда Откуда число зон Френеля k, укладывающихся на отверстии, будет равно:

Слайд 21

Описание слайда:

при λ = const и r = const , будет функцией расстояния r0, т.е. k = f(r0). при λ = const и r = const , будет функцией расстояния r0, т.е. k = f(r0). При перемещении экрана относительно отверстия число зон Френеля, укладывающееся на отверстии, будет изменяться (при удалении уменьшаться) становясь то четным, то нечетным, а на экране в центре будет то темное, то светлое пятно. Случаю, когда к = 1, соответствует

Слайд 22

Описание слайда:

Доказано, что начиная с этого расстояния пучок света становится относительно быстро расширяющимся вследствие дифракции света. Доказано, что начиная с этого расстояния пучок света становится относительно быстро расширяющимся вследствие дифракции света. Из соображений симметрии следует, что интерференционная картина на экране вокруг центрального светлого или темного пятна должна иметь вид чередующихся светлых и темных колец с центрами в точке М.

Слайд 23

Описание слайда:

Если отверстие освещается немонохроматическим светом, то кольца имеют радужную окраску, т.к. число зон Френеля зависит от λ. Случай дифракции на круглом отверстии имеет большое практическое значение, ибо все оправы объективов и линз имеют обычно круглую форму. Если отверстие освещается немонохроматическим светом, то кольца имеют радужную окраску, т.к. число зон Френеля зависит от λ. Случай дифракции на круглом отверстии имеет большое практическое значение, ибо все оправы объективов и линз имеют обычно круглую форму.

Слайд 24

Описание слайда:

Поместим между точечным источником света s и экраном непрозрачный круглый диск радиусом r0, так, чтобы он закрыл m первых зон Френеля (рис. 4). Поместим между точечным источником света s и экраном непрозрачный круглый диск радиусом r0, так, чтобы он закрыл m первых зон Френеля (рис. 4). Тогда амплитуда световой волны в точке М будет равна:

Слайд 25

Описание слайда:

Рис.4 Рис.4

Слайд 26

Описание слайда:

В центре картины при любом (четным или нечетном) m получается светлое пятно. Дифракционная картина в других точках экрана на расстоянии r от точки М будет иметь вид чередующихся концентрических светлых и темных колец. Зависимость интенсивности света I от r дана на рис. 4. Если непрозрачный диск закрывает много зон Френеля, чередование светлых и темных колец наблюдается лишь в узкой области на границе геометрической тени. В центре картины при любом (четным или нечетном) m получается светлое пятно. Дифракционная картина в других точках экрана на расстоянии r от точки М будет иметь вид чередующихся концентрических светлых и темных колец. Зависимость интенсивности света I от r дана на рис. 4. Если непрозрачный диск закрывает много зон Френеля, чередование светлых и темных колец наблюдается лишь в узкой области на границе геометрической тени.

Слайд 27

Описание слайда:

В этом случае Аm+1 « A1 и интенсивность света в области геометрической тени (за исключением центральной точки) равна нулю. Если диск закрывает лишь небольшую часть первой зоны Френеля, он совсем не отбрасывает тени – освещенность экрана всюду остается такой же, как и при отсутствии преград. В этом случае Аm+1 « A1 и интенсивность света в области геометрической тени (за исключением центральной точки) равна нулю. Если диск закрывает лишь небольшую часть первой зоны Френеля, он совсем не отбрасывает тени – освещенность экрана всюду остается такой же, как и при отсутствии преград.

Слайд 28

Описание слайда:

Зависимость между a, b, rm, m, λ для дифракции на круглом отверстии и на диске дается соотношением : Зависимость между a, b, rm, m, λ для дифракции на круглом отверстии и на диске дается соотношением :

Слайд 29

Описание слайда:

Пусть на щель АВ шириной а падает плоская монохроматическая волна (рис. 5). Пусть на щель АВ шириной а падает плоская монохроматическая волна (рис. 5).

Слайд 30

Описание слайда:

В соответствии с принципом Гюйгенса-Френеля освещенную щель можно рассматривать как множество точечных когерентных источников света, так что от каждой точки щели распространяются световые когерентные лучи по всем направлениям. За щелью поместим собирающую линзу, которая собирает лучи в своей фокальной плоскости. В фокальной плоскости поместим экран. В соответствии с принципом Гюйгенса-Френеля освещенную щель можно рассматривать как множество точечных когерентных источников света, так что от каждой точки щели распространяются световые когерентные лучи по всем направлениям. За щелью поместим собирающую линзу, которая собирает лучи в своей фокальной плоскости. В фокальной плоскости поместим экран.

Слайд 31

Описание слайда:

В направлении главной оптической оси линзы, совпадающей с первоначальным направлением волны (лучей), линза соберет лучи в своем главном фокусе F. Все эти лучи до точки схождения F проходят одинаковые оптические пути, поэтому все эти лучи придут в одинаковой фазе и усилят друг друга. Следовательно, в главном фокусе линзы всегда будет наблюдаться максимум света, который имеет вид ярко освещенной полосы, идущей параллельно щели. В направлении главной оптической оси линзы, совпадающей с первоначальным направлением волны (лучей), линза соберет лучи в своем главном фокусе F. Все эти лучи до точки схождения F проходят одинаковые оптические пути, поэтому все эти лучи придут в одинаковой фазе и усилят друг друга. Следовательно, в главном фокусе линзы всегда будет наблюдаться максимум света, который имеет вид ярко освещенной полосы, идущей параллельно щели.

Слайд 32

Описание слайда:

Рассмотрим теперь лучи, идущие под углом φ к первоначальному направлению. Эти лучи линза соберет в побочном фокусе Р. Лучи когерентны, поэтому они будут интерферировать. До точки Р лучи, исходящие из разных точек щели, проходят различные пути. Рассмотрим теперь лучи, идущие под углом φ к первоначальному направлению. Эти лучи линза соберет в побочном фокусе Р. Лучи когерентны, поэтому они будут интерферировать. До точки Р лучи, исходящие из разных точек щели, проходят различные пути. Проведем перпендикуляр АС – новый фронт волны для лучей, идущих под углом φ. От этой плоскости АС до точки Р лучи проходят одинаковые оптические пути, тогда как от щели до нее лучи проходят разные пути. Между лучами, идущими от крайних точечных источников на щели образуется разность хода ВС, равная δ = a sinφ, где а – ширина щели, равная отрезку АВ.

Слайд 33

Описание слайда:

Воспользуемся методом зон Френеля. На отрезке ВС = δ отложим отрезки , равные λ/2, и через эти точки проведем плоскости, параллельные АС. Эти плоскости разделят щель на зоны Френеля, которые в данном случае будут представлять собой полоски, параллельные краям щели. Из такого построения ясно, что разность хода лучей, идущих от симметричных точек двух соседних зон Френеля, равна λ/2. На щели укладывается k зон Френеля, равное Воспользуемся методом зон Френеля. На отрезке ВС = δ отложим отрезки , равные λ/2, и через эти точки проведем плоскости, параллельные АС. Эти плоскости разделят щель на зоны Френеля, которые в данном случае будут представлять собой полоски, параллельные краям щели. Из такого построения ясно, что разность хода лучей, идущих от симметричных точек двух соседних зон Френеля, равна λ/2. На щели укладывается k зон Френеля, равное

Слайд 34

Описание слайда:

или

Слайд 35

Описание слайда:

Если k – четное число (k = 2m), где m = 1, 2, 3, …, то на щели укладывается четное число зон Френеля, которые попарно гасят друг друга. В этом случае в направлении, определяемым углом φ, будут минимумы света. Следовательно, условие минимумов имеет вид: Если k – четное число (k = 2m), где m = 1, 2, 3, …, то на щели укладывается четное число зон Френеля, которые попарно гасят друг друга. В этом случае в направлении, определяемым углом φ, будут минимумы света. Следовательно, условие минимумов имеет вид:

Слайд 36

Описание слайда:

где m = 1, 2, … Если же k – нечетное число (2m +1), то в соответствующих направлениях получим максимум света. Следовательно, условие максимумов света имеет вид: где m = 0,1, 2,…

Слайд 37

Описание слайда:

При неизменной ширине щели максимумы света различной длины волны приходятся на различные углы. Если щель освещается белым светом, то нулевой (центральный) максимум будет белым. По обе стороны от него расположатся максимумы первого и последующего порядков. Они будут цветными, т.к. согласно формуле красный цвет (λ = 0,76 мкм) отклонится на больший угол, чем фиолетовый (λ = 0,38 мкм). Между ними расположатся полосы остальных цветов спектра. При неизменной ширине щели максимумы света различной длины волны приходятся на различные углы. Если щель освещается белым светом, то нулевой (центральный) максимум будет белым. По обе стороны от него расположатся максимумы первого и последующего порядков. Они будут цветными, т.к. согласно формуле красный цвет (λ = 0,76 мкм) отклонится на больший угол, чем фиолетовый (λ = 0,38 мкм). Между ними расположатся полосы остальных цветов спектра.

Слайд 38

Описание слайда:

Одна щель дает слишком мало света и дифракционные максимумы недостаточно резки. Чтобы получить четкую дифракционную картину, вместо одной щели применяют ряд узких параллельных щелей, расположенных на равном расстоянии друг от друга. Такое устройство называют дифракционной решеткой. Одна щель дает слишком мало света и дифракционные максимумы недостаточно резки. Чтобы получить четкую дифракционную картину, вместо одной щели применяют ряд узких параллельных щелей, расположенных на равном расстоянии друг от друга. Такое устройство называют дифракционной решеткой. Пусть на решетку падает пучок параллельных лучей, перпендикулярных плоскости решетки (рис. 6).

Слайд 39

Описание слайда:

Рис.6 Рис.6

Слайд 40

Описание слайда:

Рассмотрим дифракционную картину на примере двух щелей. При увеличении числа щелей дифракционная картина становится более отчетливой. Разность хода крайних лучей от двух соседних щелей в направлении под углом φ равна δ = с sinφ, где с = а + b – постоянная решетки (период решетки), равная сумме ширины щели а и ширины непрозрачного промежутка b. Для каждой щели, взятой в отдельности, будут соблюдаться условия максимума и минимума. Рассмотрим дифракционную картину на примере двух щелей. При увеличении числа щелей дифракционная картина становится более отчетливой. Разность хода крайних лучей от двух соседних щелей в направлении под углом φ равна δ = с sinφ, где с = а + b – постоянная решетки (период решетки), равная сумме ширины щели а и ширины непрозрачного промежутка b. Для каждой щели, взятой в отдельности, будут соблюдаться условия максимума и минимума.

Слайд 41

Описание слайда:

Так как все щели решетки одинаковы, то при выполнении условия минимума для одной щели, оно будет выполняться и для всех щелей. Следовательно, там, где наблюдается минимум для одной щели, там будет минимум и для решетки. Дифракционная картина на решетке определяется как результат интерференции волн, идущих от всех щелей. Предположим, что свет после прохождения через решетку распространяется под углом φ к нормальному распространению лучей и первая и вторая щели дают максимум освещенности. Так как все щели решетки одинаковы, то при выполнении условия минимума для одной щели, оно будет выполняться и для всех щелей. Следовательно, там, где наблюдается минимум для одной щели, там будет минимум и для решетки. Дифракционная картина на решетке определяется как результат интерференции волн, идущих от всех щелей. Предположим, что свет после прохождения через решетку распространяется под углом φ к нормальному распространению лучей и первая и вторая щели дают максимум освещенности.

Слайд 42

Описание слайда:

Вероятно, суммарная освещенность в данной точке экрана будет зависеть от того насколько отличаются по фазе волны, пришедшие от разных щелей. Если фазы волны отличаются на 2π; 4π; 6π и т.д., т.е. разность хода δ от соседних щелей равна целому числу длины волны λ, то условие максимумов будет иметь вид: Вероятно, суммарная освещенность в данной точке экрана будет зависеть от того насколько отличаются по фазе волны, пришедшие от разных щелей. Если фазы волны отличаются на 2π; 4π; 6π и т.д., т.е. разность хода δ от соседних щелей равна целому числу длины волны λ, то условие максимумов будет иметь вид: где к = 0, 1, 2, 3, … - порядок дифракционного максимума.

Слайд 43

Описание слайда:

Если пришедшие от разных щелей волны отличаются по фазе на π; 3π; 5π и т.д., то разность хода лучей будет равна λ/2; (3/2)λ; (5/2)λ, т.е.нечетному числу полуволн, и условие минимума будет иметь вид: Если пришедшие от разных щелей волны отличаются по фазе на π; 3π; 5π и т.д., то разность хода лучей будет равна λ/2; (3/2)λ; (5/2)λ, т.е.нечетному числу полуволн, и условие минимума будет иметь вид:

Слайд 44

Описание слайда:

Эти формулы определяют условия максимумов и минимумов, называемых главными. Эти формулы определяют условия максимумов и минимумов, называемых главными. Число к дает порядок главных максимумов (к = 0 – нулевой, к = 1 – первого, к = 2 – второго порядка и т.д.). Максимум нулевого порядка один, максимумов другого порядка по два – левый и правый от нулевого. Наибольший порядок главного максимума (или минимума) определяется из условия, что sinφ = 1 и будет равен

Слайд 45

Описание слайда:

Полное число главных максимумов равно (2kmax + 1). Кроме главных максимумов и минимумов в дифракционном спектре наблюдаются добавочные максимумы и минимумы. Эти минимумы возникают в тех направлениях, для которых колебания от отдельных щелей решетки можно представить векторами равной длины (рис. 7). Из-за сдвига фаз такие векторы повернутся один относительно другого на один и тот же угол.

Слайд 46

Описание слайда:

Слайд 47

Описание слайда:

Если разность хода δ = с sinφ, то равно разности фаз Δφ, откуда Δφ= = с sinφ. Чем больше щелей в дифракционной решетке, тем больше минимумов образуется между соседними главными максимумами и тем более интенсивными будут главные максимумы. Постоянная дифракционной решетки с равна ширине решетки l, поделенной на число щелей N: . Это означает, чем больше щелей, тем больше света проходит через решетку и тем резче дифракционная картина. Если разность хода δ = с sinφ, то равно разности фаз Δφ, откуда Δφ= = с sinφ. Чем больше щелей в дифракционной решетке, тем больше минимумов образуется между соседними главными максимумами и тем более интенсивными будут главные максимумы. Постоянная дифракционной решетки с равна ширине решетки l, поделенной на число щелей N: . Это означает, чем больше щелей, тем больше света проходит через решетку и тем резче дифракционная картина.

Слайд 48

Описание слайда:

Лучи разной длины волны будут иметь максимумы в различных направлениях по углу φ (фиолетовым концом к центральной белой полосе). Разрешающая способность R дифракционной решетки определяет минимальную разность длин волн Δλ = λ1 – λ2, при которой две линии в спектре с близкими длинами волны воспринимаются реально, т.е. разрешающая способность определяется соотношением Лучи разной длины волны будут иметь максимумы в различных направлениях по углу φ (фиолетовым концом к центральной белой полосе). Разрешающая способность R дифракционной решетки определяет минимальную разность длин волн Δλ = λ1 – λ2, при которой две линии в спектре с близкими длинами волны воспринимаются реально, т.е. разрешающая способность определяется соотношением

Слайд 49

Описание слайда:

где к – порядок спектра, N – число щелей в решетке. Чем больше N и к ( ), тем более близкие по длине волны (λ1 и λ2) лучи могут быть разрешены в спектре. Современные дифракционные решетки имеют разрешающую способность до 2·105. Дифракционные решетки используются в спектральных приборах для определения длин волн света, а по интенсивности света для отдельных длин волн определяют содержание атомов химических элементов в исследуемом веществе. Основанный на этом метод анализа называется спектральным.

Теги Дифракция света

Похожие презентации