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![高中物理竞赛讲义[全套]](https://img.taocdn.com/s1/m/5a000e5925c52cc58bd6beab.png)
物理竞赛辅导——光学一、干涉 ◆杨氏双缝1、P858-11如图的洛埃镜镜长cm .B 005=，幕与镜的右端相距m .C 005=，点光源高出镜面距离为mm .d 5000=，与镜左端的水平距离cm .A 002=，光波波长nm 600=λ.（1）试求幕上干涉条纹的间距，（2）试问幕上总共能出现多少条干涉条纹。
（3）λ∆有何要求？(1)条纹间距m dCB A x 31004.32-⨯=++=∆λ (2)干涉条纹数()()294.29XH H N m 1093.8BA dC A d C B tg C tg C B H H 1221212≈=∆-=⨯=+⋅-+θ⋅-θ+=-- (3)忽略半波损失，在叠加区最大光程差：2m 1055.2Ad 2A d d 2CB H A d ,tg d 222m ⨯==⋅=+=θ⋅=∆看清全部条纹的条件是：nm 1044.1)(L 822C m -⨯=∆λ≤λ∆∴λ∆λ=≤∆m相干长度2、P859-12间距为d 的双孔1S 和2S 后放置一会聚透镜，透镜后焦平面上放一屏幕。
上述干涉装置正对遥远的双星S 和S '，在幕上观察双星产生的干涉条纹。
当d 从小连续变大时，干涉条纹的反衬度将作周期性变化。
（1）试解释此现象；（2）若星光的平均波长为nm 550，当d 变到mm .02时，条纹第一次变模糊，试求双星的角间距。
(1) 设双星角距离为θ入射光S 在P 点光程差为：P S P S NS 122-+=∆ 入射光S '在P 点光程差为：P S S N P S 112-'-=∆'d 2d2NS 2S N NS 212θ=θ≈='+=∆'-∆∴两套条纹级次差为λθ=λ∆'-∆=∆∴dk 当...3,2,1k =∆∴两套条纹的极大值重合，条纹最清晰 当 (2)5,23,21k =∆∴两套条纹的极大与极小重合，条纹最模糊 当d 从零开始增大时，使21k =∆∴时，条纹第一次出现模糊， 此时θλ=∴2d （2）双星角间距rad 104.10.22105.5d 244--⨯=⨯⨯=λ=θ 3、竞1届：波长为λ的两相干的单色平行光束1、2，分别以入射角ϕθ,入射在屏幕面MN 上，求屏幕上干涉条纹的间距。
高中物理竞赛光学教程 第一讲几何光学 第二讲物理光学第二讲 物 理 光 学 §2.1 光的波动性2.1.1光的电磁理论19世纪60年代，美国物理学家麦克斯韦发展了电磁理论，指出光是一种电磁波，使波动说发展到了相当完美的地步。
2.1.2光的干涉1、干涉现象是波动的特性凡有强弱按一定分布的干涉花样出现的现象，都可作为该现象具有波动本性的最可靠最有力的实验证据。
2、光的相干迭加两列波的迭加问题可以归结为讨论空间任一点电磁振动的力迭加，所以，合振动平均强度为)cos(212212221ϕϕ-++=A A A A I其中1A 、2A 为振幅，1ϕ、2ϕ为振动初相位。
⎪⎩⎪⎨⎧=-=+=-==-12121212)(,2,1,0,)12(,2,1,0,2A A j j j j 为其他值且ϕϕπϕϕπϕϕ2cos 4)()(1222221221ϕϕ-=-=+=A I A A I A A I 干涉相消干涉相加3、光的干涉 (1)双缝干涉在暗室里，托马斯·杨利用壁上的小孔得到一束阳光。
在这束光里，在垂直光束方向里放置了两条靠得很近的狭缝的黑屏，在屏在那边再放一块白屏，如图2-1-1所示，于是得到了与缝平行的彩色条纹；如果在双缝前放一块滤光片，就得到明暗相同的条纹。
A 、B 为双缝，相距为d ，M 为白屏与双缝相距为l ，DO 为AB 的中垂线。
屏上距离O 为x 的一点P 到双缝的距离222222)2(,)2(d x l PB d x l PA ++=-+=dx PA PB PA PB 2)()(=+⋅- 由于d 、x 均远小于l ，因此PB+PA=2l ，所以P 点到A 、B 的光程差为：x l d PA PB =-=δ若A 、B 是同位相光源，当δ为波长的整数倍时，两列波波峰与波峰或波谷与波谷相遇，P 为加强点（亮点）；当δ为半波长的奇数倍时，两列波波峰与波谷相阳光图2-1-1遇，P 为减弱点（暗点）。
高中物理竞赛辅导教程(新大纲版)一、力学部分1. 运动学- 基本概念：位移、速度、加速度。
位移是矢量，表示位置的变化；速度是描述物体运动快慢和方向的物理量，加速度则反映速度变化的快慢。
- 匀变速直线运动公式：v = v_0+at，x=v_0t+(1)/(2)at^2，v^2-v_{0}^2 = 2ax。
这些公式在解决直线运动问题时非常关键，要注意各物理量的正负取值。
- 相对运动：要理解相对速度的概念，例如v_{AB}=v_{A}-v_{B}，在处理多个物体相对运动的问题时很有用。
- 曲线运动：重点掌握平抛运动和圆周运动。
平抛运动可分解为水平方向的匀速直线运动和竖直方向的自由落体运动；圆周运动中要理解向心加速度a =frac{v^2}{r}=ω^2r，向心力F = ma的来源和计算。
2. 牛顿运动定律- 牛顿第二定律F = ma是核心。
要学会对物体进行受力分析，正确画出受力图。
- 整体法和隔离法：在处理多个物体组成的系统时，整体法可以简化问题，求出系统的加速度；隔离法用于分析系统内单个物体的受力情况。
- 超重和失重：当物体具有向上的加速度时超重，具有向下的加速度时失重，加速度为g时完全失重。
3. 动量与能量- 动量定理I=Δ p，其中I是合外力的冲量，Δ p是动量的变化量。
- 动量守恒定律：对于一个系统，如果合外力为零，则系统的总动量守恒。
在碰撞、爆炸等问题中经常用到。
- 动能定理W=Δ E_{k}，要明确功是能量转化的量度。
- 机械能守恒定律：在只有重力或弹力做功的系统内，机械能守恒。
要熟练掌握机械能守恒定律的表达式E_{k1}+E_{p1}=E_{k2}+E_{p2}。
二、电磁学部分1. 电场- 库仑定律F = kfrac{q_{1}q_{2}}{r^2}，描述真空中两个静止点电荷之间的相互作用力。
- 电场强度E=(F)/(q)，电场线可以形象地描述电场的分布情况。
- 电势、电势差：U_{AB}=φ_{A}-φ_{B}，电场力做功与电势差的关系W = qU。
第二讲 物 理 光 学 §2.1 光的波动性2.1.1光的电磁理论19世纪60年代，美国物理学家麦克斯韦发展了电磁理论，指出光是一种电磁波，使波动说发展到了相当完美的地步。
2.1.2光的干涉1、干涉现象是波动的特性凡有强弱按一定分布的干涉花样出现的现象，都可作为该现象具有波动本性的最可靠最有力的实验证据。
2、光的相干迭加两列波的迭加问题可以归结为讨论空间任一点电磁振动的力迭加，所以，合振动平均强度为其中1A 、2A 为振幅，1ϕ、2ϕ为振动初相位。
3、光的干涉 (1)双缝干涉在暗室里，托马斯·杨利用壁上的小孔得到一束阳光。
在这束光里，在垂直光束方向里放置了两条靠得很近的狭缝的黑屏，在屏在那边再放一块白屏，如图2-1-1所示，于是得到了与缝平行的彩色条纹；如果在双缝前放一块滤光片，就得到明暗相同的条纹。
A 、B 为双缝，相距为d ，M 为白屏与双缝相距为l ，DO 为AB 的中垂线。
屏上距离O 为x 的一点P 到双缝的距离dx PA PB PA PB 2)()(=+⋅-由于d 、x 均远小于l ，因此PB+PA=2l ，所以P 点到A 、B 的光程差为：若A 、B 是同位相光源，当δ为波长的整数倍时，两列波波峰与波峰或波谷与波谷相遇，P 为加强点（亮点）；当δ为半波长的奇数倍时，两列波波峰与波谷相遇，P 为减弱点（暗点）。
因此，白屏上干涉明条纹对应位置为)2,1,0( =⋅⋅±=k d lk x λ暗条纹对应位置为)2,1,0()21( =⋅-±=k l dk x λ。
其中k =0的明条纹为中央明条纹，称为零级明条纹；k =1，2…时，分别为中央明条纹两侧的第1条、第2条…明（或暗）条纹，称为一级、二级…明（或暗）条纹。
相邻两明（或暗）条纹间的距离λd l x =∆。
该阳光图2-1-1式表明，双缝干涉所得到干涉条纹间的距离是均匀的，在d 、l 一定的条件下，所用的光波波长越长，其干涉条纹间距离越宽。
x l d∆=λ可用来测定光波的波长。
(2)类双缝干涉双缝干涉实验说明，把一个光源变成“两相干光源”即可实现光的干涉。
类似装置还有①菲涅耳双面镜： 如图2-1-2所示，夹角α很小的两个平面镜构成一个双面镜（图中α已经被夸大了）。
点光源S 经双面镜生成的像1S 和2S 就是两个相干光源。
②埃洛镜如图2-1-3所示，一个与平面镜L 距离d 很小（数量级0.1mm ）的点光源S ，它的一部分光线掠入射到平面镜，其反射光线与未经反射的光线叠加在屏上产生干涉条纹。
因此S 和S '就是相干光源。
但应当注意，光线从光疏介质射入光密介质，反射光与入射光相位差π，即发生“并波损失”，因此计算光程差时，反身光应有2λ的附加光程差。
③双棱镜如图2-1-4所示，波长nm 8.632=λ的平行激光束垂直入射到双棱镜上，双棱镜的顶角033'''=α，宽度w=4.0cm ，折射率n=1.5．问：当幕与双棱镜的距离分别为多大时，在幕上观察到的干涉条纹的总数最少和最多？最多时能看到几条干涉条纹？平行光垂直入射，经双棱镜上、下两半折射后，成为两束倾角均为θ的相干平行光。
当幕与双棱镜的距离等于或大于0L 时，两束光在幕上的重叠区域为零，干涉条纹数为零，最少，当幕与双棱镜的距离为L 时，两束光在幕上的重叠区域最大，为L ∆，干涉条纹数最多。
利用折射定律求出倾角θ，再利用干涉条纹间距的公式及几何关系，即可求解．式中α是双棱镜顶角，θ是入射的平行光束经双棱镜上、下两半折射后，射出的两束平行光的倾角。
如图2-1-5所示，相当于杨氏光涉，d »D,λd Dx =∆，而条纹间距可见干涉条纹的间距与幕的位置无关。
当幕与双棱镜的距离大于等于0L 时，重叠区域为零，条纹总数为零 当屏与双棱镜相距为L 时，重叠区域最大，条纹总数最多图S 1S 2d相应的两束光的重叠区域为mm L n n L L L 98.9)1()1(220=-=-==∆ααθ．其中的干涉条纹总数16=∆∆=∆x LN 条。
④对切双透镜如图2-1-6所示，过光心将透镜对切，拉开一小段距离，中间加挡光板（图a ）；或错开一段距离（图b ）；或两片切口各磨去一些再胶合（图c ）。
置于透镜原主轴上的各点光源或平行于主光轴的平行光线，经过对切透镜折射后，在叠加区也可以发生干涉。
(3)薄膜干涉当透明薄膜的厚度与光波波长可以相比时，入射薄膜表面的光线薄满前后两个表面反射的光线发生干涉。
①等倾干涉条纹如图2-1-7所示，光线a 入射到厚度为h ，折射率为1n 的薄膜的上表面，其反射光线是1a ，折射光线是b ；光线b 在下表面发生反射和折射，反射线图是1b ，折射线是1c ；光线1b 再经过上、下表面的反射和折射，依次得到2b 、2a 、2c 等光线。
其中之一两束光叠加，1a 、2a 两束光叠加都能产生干涉现象。
a 、b 光线的光程差如果i =0，则上式化简为h n 22=δ。
由于光线在界面上发生反射时可能出现“半波损失”，因此可能还必须有“附加光程差”，2λδ='是否需要增加此项，应当根据界面两侧的介质的折射率来决定。
当321n n n >>时，反射线1a 、1b 都是从光密介质到光疏介质，没有“半波损失”，对于1a 、2a ，不需增加δ'；但反射线2b 是从光疏介质到光密介质，有“半波损失”，因此对于1c 、2c，需（a ）（b ）（a ）图2-1-61 2图2-1-7要增加δ'。
当321n n n <<时，反射线1a 、1b 都有“半波损失”，对于1a 、2a 仍然不需要增加δ'；而反射线2b 没有“半波损失”，对于1c 、2c 仍然必须增加δ'。
同理，当321n n n >>或321n n n <<时，对于1a 、2a 需要增加δ'；对于1c 、2c 不需要增加δ'。
在发生薄膜干涉时，如果总光程等于波长的整数倍时，增强干涉；如果总光程差等于半波长的奇数倍时，削弱干涉。
入射角i 越小，光程差δδ'+越小，干涉级也越低。
在等倾环纹中，半径越大的圆环对应的i 也越大，所以中心处的干涉级最高，越向外的圆环纹干涉级越低。
此外，从中央外各相邻明或相邻暗环间的距离也不相同。
中央的环纹间的距离较大，环纹较稀疏，越向外，环纹间的距离越小，环纹越密集。
②等厚干涉条纹当一束平行光入射到厚度不均匀的透明介质薄膜上，在薄膜表面上也可以产生干涉现象。
由于薄膜上下表面的不平行，从上表面反射的光线1b 和从下面表反射并透出上表面的光线1a 也不平行，如图2-1-8所示，两光线1a 和1b 的光程差的精确计算比较困难，但在膜很薄的情况下，A 点和B 点距离很近，因而可认为AC 近似等于BC ，并在这一区域的薄膜的厚度可看作相等设为h ，其光程差近似为δδ'+⋅-='+i n n h r h n 221222sin 2cos 2当i 保持不变时，光程差仅与膜的厚度有关，凡厚度相同的地方，光程差相同，从而对应同一条干涉条纹，将此类干涉条纹称为等厚干涉条纹。
当i 很小时，光程差公式可简化为δ'+h n 22。
③劈尖膜如图2-1-9所示，两块平面玻璃片，一端互相叠合，另一端夹一薄纸片（为了便于说明问题和易于作图，图中纸片的厚度特别予以放大），这时，在两玻璃片之间形成的空气薄膜称为空气劈尖。
两玻璃片的交线称为棱边，在平行于棱边的线上，劈尖的厚道3图2-1-8QM图2-1-9度是相等的。
当平行单色光垂直（0=i ）入射于这样的两玻璃片时，在空气劈尖（12=n ）的上下两表面所引起的反射光线将形成相干光。
如图1-2-9所示，劈尖在C 点处的厚度为h ，在劈尖上下表面反射的两光线之间的光程差是22λ+h 。
由于从空气劈尖的上表面（即玻璃与空气分界面）和从空气劈尖的下表面（即空气与玻璃分界面）反射的情况不同，所以在式中仍有附加的半波长光程差。
由此λλk h =+223,2,1=k ……明纹2)12(22λλ⋅+=+k h 3,2,1=k ……暗纹干涉条纹为平行于劈尖棱边的直线条纹。
每一明、暗条纹都与一定的k 做相当，也就是与劈尖的一定厚度h 相当。
任何两个相邻的明纹或暗纹之间的距离l 由下式决定：式中θ为劈尖的夹角。
显然，干涉条纹是等间距的，而且θ愈小，干涉条纹愈疏；θ愈大，干涉条纹愈密。
如果劈尖的夹角θ相当大，干涉条纹就将密得无法分开。
因此，干涉条纹只能在很尖的劈尖上看到。
④牛顿环在一块光平的玻璃片B 上，放曲率半径R 很大的平凸透镜A ，在A 、B 之间形成一劈尖形空气薄层。
当平行光束垂直地射向平凸透镜时，可以观察到在透镜表面出现一组干涉条纹，这些干涉条纹是以接触点O 为中心的同心圆环，称为牛顿环。
牛顿环是由透镜下表面反射的光和平面玻璃上表面反射的光发生干涉而形成的，这也是一种等厚条纹。
明暗条纹处所对应的空气层厚度h 应该满足： 从图2-1-10中的直角三角形得 因R»h ，所以2h <<2Rh ，得上式说明h 与r 的平方成正比，所以离开中心愈远，光程差增加愈快，所看到的牛顿环也变得愈来愈密。
由以上两式，可求得在反射光中的明环和暗环的半径分别为：随着级数k 的增大。
干涉条纹变密。
对于第k 级和第k+m 级的暗环 由此得透镜的且率半径牛顿环中心处相应的空气层厚度h =0，而实验观察到是一暗斑，这是因为光疏介质到光密介质界面反射时有相位突变的缘故。
例1 在杨氏双缝干涉的实验装置中，2S 缝上盖厚度为h 、折射率为n 的透明介质，问原来的零级明条纹移向何处？若观察到零级明条纹移到原来第k 明条纹处，求该透明介质的厚度h ，设入射光的波长为λ。
图2-1-10解：设从1S 、2S 到屏上P 点的距离分别为1r 、2r ，则到P 点的光程差为当0=δ时，的应零级条纹的位置应满足原来两光路中没有介质时，零级条纹的位置满足012=-r r ，与有介质时相比0)1()(12<--=-h n r r ，可见零级明条纹应该向着盖介质的小孔一侧偏移。
原来没有透明介质时，第k 级明条纹满足当有介质时，零级明条纹移到原来的第k 级明条纹位置，则必同时满足和λk r r =-12从而 1--=n k h λ显然，k 应为负整数。
例2 菲涅耳双面镜。
如图2-1-12所示，平面镜1M 和2M 之间的夹角θ很小，两镜面的交线O 与纸面垂直，S 为光阑上的细缝（也垂直于图面），用强烈的单色光源来照明，使S 成为线状的单色光源，S 与O 相距为r 。
A 为一挡光板，防止光源所发的光没有经过反射而直接照射光屏P ．(1)若图中∠ϕ=1SOM ，为在P 上观察干涉条纹，光屏P 与平面镜2M 的夹角最好为多少？(2)设P 与2M 的夹角取(1)中所得的最佳值时，光屏P '与O 相距为L ，此时在P 上观察到间距均匀的干涉条纹，求条纹间距△x 。
