Настоящая глава — непосредственное продолжение предыдущей, хотя название «Интерференция» здесь заменено словом «Дифракция». До сих пор никому не удалось удовлетворительным образом определить разницу между дифракцией и интерференцией. Дело здесь только в привычке, а существенного физического различия между этими явлениями нет. Единственное, что можно сказать по этому поводу,— это следующее: когда источников мало, например два, то результат их совместного действия обычно называют интерференцией, а если источников много, то чаще говорят о дифракции. Поэтому мы не будем утруждать себя вопросом — интерференция это или дифракция, а просто продолжим наше обсуждение с того места, где мы остановились в предыдущей главе.

Обсудим теперь случай, когда имеется n осцилляторов, расположенных на равных расстояниях один от другого и обладающих равными амплитудами, но разными фазами создаваемых ими полей. Разность фаз создается либо из-за выбора определенных фазовых сдвигов колебаний осцилляторов, либо потому, что мы находимся под углом к осцилляторам и возникает разность хода лучей. Независимо от причины возникновения разности фаз необходимо вычислить сумму такого вида:

где φ — разность фаз соседних осцилляторов для некоторого направления лучей. В данном частном случае φ=α+2πd¹/_λsinθ. Вычислим сумму R. Для этого воспользуемся геометрическим способом сложения. Длина первого слагаемого А, а его фаза равна нулю; длина второго также А, а фаза его равна φ. Следующее слагаемое имеет снова длину А и фазу, равную 2φ, и т. д. В конце концов получается часть правильного многоугольника с n сторонами (фиг. 30.1).

Фиг. 30.1. Результирующая амплитуда шести аквидистантных источников при разности фаз φ между каждыми двумя соседними источниками.

Вершины многоугольника лежат, конечно, на окружности, и чтобы легче было определить результирующую амплитуду, найдем радиус этой окружности. Пусть Q есть ее центр. Тогда угол OQS равен как раз фазе φ (поскольку радиус QS образует с А₂ такой же угол, как QO с A₁). Следовательно, радиус r должен удовлетворять равенству А=2rsinφ/2, откуда мы и находим величину r. Далее, большой угол OQT равен nφ; следовательно, A_R=2rsinnφ/2. Исключая из обоих равенств r, получаем

(30.2)

Таким образом, суммарная интенсивность оказывается равной

(30.3)

Проанализируем это выражение и обсудим вытекающие из него следствия. Прежде всего, положив n=1, получим, как и следовало ожидать, I=I₀. Проверим формулу для n=2: с помощью соотношения sinφ=2sin φ/2cosφ/2 сразу находим А_R=2Acosφ/2, что совпадает с (29.12).

Мы вынуждены рассматривать сложение полей от многих источников потому, что в этом случае интенсивность в одном направлении получается много больше, чем в соседних, т. е. все побочные максимумы интенсивности оказываются гораздо меньше основного. Чтобы понять этот факт, начертим кривую соответствующую выражению (30.3) для больших n и φ, близких к нулю. Прежде всего, когда φ точно равно нулю, мы получаем отношение 0/0, но фактически для бесконечно малых φ отношение синусов равно n², так как синус можно заменить его аргументом. Таким образом, максимум кривой в n² раз больше интенсивности одного осциллятора. Этот результат легко понять, поскольку при нулевой разности фаз все n маленьких векторов складываются в один вектор, в n раз больший исходного, а интенсивность увеличивается в n² раз.

С ростом фазы φ отношение двух синусов падает и обращается в нуль в первый раз при nφ/2=π, поскольку sinπ=0. Другими словами, значение φ=2π/n отвечает первому минимуму кривой (фиг. 30.2). С точки зрения векторов на фиг. 30.1 первый минимум возникает в том случае, когда стрелки векторов возвращаются в исходную точку, при этом полная разность фаз от первого до последнего осциллятора равна 2π.

Перейдем к следующему максимуму и покажем, что он действительно, как мы и ждали, много меньше первого. Для точного определения положения максимума необходимо учитывать, что и числитель, и знаменатель в (30.3) оба меняются с изменением φ. Мы не станем этого делать, поскольку при большом n sinφ/2 меняется медленнее sinφ/2 и условие sinφ/2=1 дает положение максимума с большой точностью. Максимум sin²nφ/2 достигается при nφ/2=Зπ/2 или φ=Зπ/n. Это означает, что стрелки векторов описывают полторы окружности.

Подставляя φ=3π/n, получаем sin²3π/2=1 в числителе (30.3) (с этой целью и был выбран угол φ) и sin²3n/2n в знаменателе. Для достаточно большого n можно заменить синус его аргументом: sin 3π/2n=3π/2n. Отсюда интенсивность во втором максимуме оказывается равной I=I₀(4n²/9π²). Но n²I₀ — не что иное, как интенсивность в первом максимуме, т. е. интенсивность второго максимума получается равной 4/9π² от максимальной, что составляет 0,047, или меньше 5%! Остальные максимумы, очевидно, будут еще меньше. Таким образом, возникает очень узкий основной максимум и очень слабые дополнительные максимумы по обе стороны от основного.

Можно показать, что площадь под кривой интенсивности, включая все максимумы, равна 2πnI₀ и в два раза превышает площадь пунктирного прямоугольника на фиг. 30.2.

Фиг. 30.2. Зависимость интенсивности от фазового угла для большого числа осцилляторов с одинаковыми амплитудами.

Посмотрим теперь, что дает формула (30.3) в приложении к разным случаям. Пусть источники расположены на одной линии, как показано на фиг. 30.3.

Фиг. 30.3. Устройство из n одинаковых осцилляторов, расположенных на линии. Фаза колебания s-го осциллятора равна a_s=sa.

Всего имеется n источников на расстоянии d друг от друга, и сдвиг фазы между соседними источниками выбран равным α. Тогда для лучей, распространяющихся в заданном направлении θ, отсчитываемом от нормали, вследствие разности хода лучей от двух соседних источников возникает дополнительный сдвиг фазы 2πd(1/λ)sinθ. Таким образом,

(30.4)

Рассмотрим сначала случай α=0. Все осцилляторы колеблются с одной фазой; требуется найти интенсивность их излучения как функцию угла θ. Подставим с этой целью φ=kdsinθ в формулу (30.3) и посмотрим, что получится в результате. Прежде всего при φ=0 возникает максимум. Значит, осцилляторы, колеблющиеся с одной фазой, дают мощное излучение в направлении θ=0. Интересно узнать, где находится первый минимум.

Он возникает при φ=2π/n; другими словами, первый минимум кривой интенсивности определяется из соотношения (2πd/λ)sinθ=2π/n. Сокращая на 2π, получаем

(30.5)

Теперь разберем с физической точки зрения, почему минимум возникает именно в этом месте. В этом выражении nd есть полная длина L нашей системы осцилляторов. Обращаясь к фиг. 30.3, мы видим, что ndsinθ=Lsinθ=Δ. Формула (30.5) подсказывает нам, что минимум возникает при Δ, равном одной длине волны. Но почему минимум получается при Δ=λ? Дело в том, что поля от отдельных осцилляторов равномерно распределены по фазе от 0 до 360°. Стрелки (см. фиг. 30.1) описывают полную окружность; мы складываем равные векторы, имеющие произвольные направления, а в этом случае сумма равна нулю. Вот при таких значениях угла, когда Δ=λ, возникает минимум. Это и есть первый минимум.

Формула (30.3) имеет еще одну важную особенность: при увеличении угла φ на число, кратное 2π, значение интенсивности не меняется. Поэтому для φ=2π, 4π, 6π и т. д. также возникают резкие и высокие максимумы. Вблизи этих максимумов интенсивность повторяет свой ход (см. фиг. 30.2). Зададимся вопросом, в силу каких геометрических соотношений возникают другие максимумы? Условие появления максимума записывается в виде φ=2πm, где m — любое целое число. Отсюда получаем (2πd/λ)sinθ=2πm. Сокращая на 2π, получаем

(30.6)

Это соотношение очень похоже на формулу (30.5). Однако там было ndsinθ=λ. Разница в том, что здесь нужно взять каждый отдельный источник и выяснить, что для него означает условие dsinθ=mλ; угол θ здесь таков, что разность хода δ=mλ. Другими словами, волны, идущие от источников, различаются по фазе на величину, кратную 360°, и, следовательно, все находятся в фазе. Поэтому при сложении волн возникает столь же высокий максимум, как и в рассмотренном ранее случае m=0. Побочные максимумы и весь ход интенсивности здесь такие же, как в случае φ=0. Таким образом, наша система посылает пучки лучей в разных направлениях, причем каждый пучок имеет высокий центральный максимум и ряд слабых боковых. Главные (центральные) максимумы в зависимости от величины m называются максимумами нулевого, первого и т. д. порядков; m называют порядком максимума.

Обратите внимание на такой факт: если d меньше λ, то формула (30.6) имеет единственное решение при m=0. Поэтому для малого расстояния между источниками возникает один-единственный пучок, сконцентрированный около θ=0. (Разумеется, есть еще пучок в обратном направлении.) Чтобы получить максимумы других порядков, расстояние d должно быть больше одной длины волны.