Leis básicas da óptica geométrica. Comprimento do caminho óptico de uma onda de luz Lei da refração da luz

Os comprimentos das ondas de luz percebidas pelo olho são muito pequenos (da ordem de). Portanto, a propagação da luz visível pode ser considerada como uma primeira aproximação, abstraindo de sua natureza ondulatória e assumindo que a luz se propaga ao longo de certas linhas chamadas raios. No caso limite, as leis da óptica correspondentes podem ser formuladas na linguagem da geometria.

De acordo com isso, o ramo da óptica em que a finitude dos comprimentos de onda é negligenciada é chamado de óptica geométrica. Outro nome para esta seção é óptica de raios.

A base da óptica geométrica é formada por quatro leis: 1) a lei da propagação retilínea da luz; 2) a lei da independência dos raios de luz; 3) a lei da reflexão da luz; 4) a lei da refração da luz.

A lei da propagação retilínea afirma que em um meio homogêneo a luz viaja em linha reta. Esta lei é aproximada: quando a luz passa por buracos muito pequenos, observam-se desvios da retilineidade, quanto maior, menor é o buraco.

A lei da independência dos raios de luz afirma que os harriers não se perturbam durante a travessia. As interseções dos raios não impedem que cada um deles se propague independentemente um do outro. Esta lei só é válida quando as intensidades de luz não são muito altas. Nas intensidades alcançadas com lasers, a independência dos raios de luz não é mais respeitada.

As leis de reflexão e refração da luz são formuladas no § 112 (ver fórmulas (112.7) e (112.8) e texto seguinte).

A óptica geométrica pode basear-se no princípio estabelecido pelo matemático francês Fermat em meados do século XVII. Deste princípio seguem as leis da propagação retilínea, reflexão e refração da luz. Conforme formulado pelo próprio Fermat, o princípio afirma que a luz viaja ao longo de um caminho para o qual requer um tempo mínimo para viajar.

Para passar por um trecho do caminho (Fig.

115.1) a luz requer tempo onde v é a velocidade da luz em um determinado ponto do meio.

Substituindo v por (ver (110.2)), obtemos que Portanto, o tempo gasto pela luz para viajar do ponto ao ponto 2 é igual a

(115.1)

Uma quantidade que tem a dimensão do comprimento

chamado comprimento do caminho óptico.

Em um meio homogêneo, o comprimento do caminho óptico é igual ao produto do comprimento do caminho geométrico s e o índice de refração do meio:

De acordo com (115.1) e (115.2)

A proporcionalidade do tempo de viagem ao comprimento do caminho óptico L permite formular o princípio de Fermat da seguinte forma: a luz se propaga ao longo de um caminho cujo comprimento óptico é mínimo. Mais precisamente, o comprimento do caminho óptico deve ser extremo, isto é, mínimo, máximo ou estacionário - o mesmo para todos os caminhos possíveis. Neste último caso, todos os caminhos de luz entre dois pontos revelam-se tautócronos (exigindo o mesmo tempo para viajar).

O princípio de Fermat implica a reversibilidade dos raios de luz. Com efeito, o percurso óptico, que é mínimo no caso da propagação da luz do ponto 1 ao ponto 2, também será mínimo no caso da propagação da luz na direcção oposta.

Consequentemente, um raio lançado em direção a um raio que viajou do ponto 1 ao ponto 2 seguirá o mesmo caminho, mas na direção oposta.

Usando o princípio de Fermat, obtemos as leis de reflexão e refração da luz. Deixe a luz cair do ponto A ao ponto B, refletida na superfície (Fig. 115.2; o caminho direto de A para B é bloqueado por uma tela opaca E). O meio por onde passa o feixe é homogêneo. Portanto, o comprimento mínimo do caminho óptico é reduzido ao mínimo do seu comprimento geométrico. O comprimento geométrico de um caminho arbitrário é igual a (o ponto auxiliar A é uma imagem espelhada do ponto A). Pode-se observar pela figura que o caminho do raio refletido no ponto O, para o qual o ângulo de reflexão é igual ao ângulo de incidência, tem o menor comprimento. Observe que à medida que o ponto O se afasta do ponto O, o comprimento geométrico do caminho aumenta indefinidamente, portanto, neste caso, há apenas um extremo - o mínimo.

Agora vamos encontrar o ponto no qual o feixe deve refratar, propagando-se de A para B, de modo que o comprimento do caminho óptico seja extremo (Fig. 115.3). Para um feixe arbitrário, o comprimento do caminho óptico é igual a

Para encontrar o valor extremo, diferencie L em relação a x e iguale a derivada a zero)

Os fatores para são iguais respectivamente. Assim, obtemos a relação

expressando a lei da refração (ver fórmula (112.10)).

Consideremos a reflexão da superfície interna de um elipsóide de revolução (Fig. 115.4; - focos do elipsóide). De acordo com a definição de uma elipse, caminhos, etc., têm o mesmo comprimento.

Portanto, todos os raios que saem do foco e chegam ao foco após a reflexão são tautócronos. Neste caso, o comprimento do caminho óptico é estacionário. Se substituirmos a superfície do elipsóide por uma superfície MM, que tem menos curvatura e é orientada de forma que o raio que emerge do ponto após a reflexão do MM atinja o ponto, então o caminho será mínimo. Para uma superfície que possui curvatura maior que a do elipsóide, o caminho será máximo.

A estacionariedade dos caminhos ópticos também ocorre quando os raios passam através de uma lente (Fig. 115.5). O feixe tem o caminho mais curto no ar (onde o índice de refração é quase igual à unidade) e o caminho mais longo no vidro (o feixe tem um caminho mais longo no ar, mas um caminho mais curto no vidro. Como resultado, os comprimentos do caminho óptico pois todos os raios são iguais.Portanto, os raios são tautócronos e o comprimento do caminho óptico é estacionário.

Consideremos uma onda que se propaga em um meio isotrópico não homogêneo ao longo dos raios 1, 2, 3, etc. (Fig. 115.6). Consideraremos a heterogeneidade pequena o suficiente para que o índice de refração possa ser considerado constante em segmentos de raios de comprimento X.

Comprimento do caminho óptico

Comprimento do caminho óptico entre os pontos A e B de um meio transparente é a distância pela qual a luz (radiação óptica) se propagaria no vácuo durante sua passagem de A para B. O comprimento do caminho óptico em um meio homogêneo é o produto da distância percorrida pela luz em um meio com índice de refração n por índice de refração:

Para um meio não homogêneo, é necessário dividir o comprimento geométrico em intervalos tão pequenos que o índice de refração possa ser considerado constante neste intervalo:

O comprimento total do caminho óptico é encontrado por integração:

Fundação Wikimedia. 2010.

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De (4) segue-se que o resultado da adição de dois raios de luz coerentes depende tanto da diferença de caminho quanto do comprimento de onda da luz. O comprimento de onda no vácuo é determinado pela quantidade, onde Com=310 8 m/s é a velocidade da luz no vácuo, e – frequência das vibrações da luz. A velocidade da luz v em qualquer meio opticamente transparente é sempre menor que a velocidade da luz no vácuo e a razão
chamado densidade ótica ambiente. Este valor é numericamente igual ao índice de refração absoluto do meio.

A frequência das vibrações da luz determina cor Onda de luz. Ao passar de um ambiente para outro, a cor não muda. Isso significa que a frequência das vibrações da luz em todos os meios é a mesma. Mas então, quando a luz passa, por exemplo, do vácuo para um meio com índice de refração n o comprimento de onda deve mudar
, que pode ser convertido assim:

,

onde  0 é o comprimento de onda no vácuo. Isto é, quando a luz passa do vácuo para um meio opticamente mais denso, o comprimento de onda da luz é diminui V n uma vez. No caminho geométrico
em um ambiente com densidade óptica n vai caber

ondas (5)

Magnitude
chamado comprimento do caminho óptico luz na matéria:

Comprimento do caminho óptico
a luz em uma substância é o produto do comprimento do seu caminho geométrico neste meio e da densidade óptica do meio:

.

Em outras palavras (ver relação (5)):

O comprimento do caminho óptico da luz em uma substância é numericamente igual ao comprimento do caminho no vácuo, no qual cabe o mesmo número de ondas de luz que no comprimento geométrico da substância.

Porque o resultado da interferência depende de mudança de fase entre ondas de luz interferentes, então é necessário avaliar o resultado da interferência óptico diferença de caminho entre dois raios

,

que contém o mesmo número de ondas sem considerar na densidade óptica do meio.

2.1.3.Interferência em filmes finos

A divisão dos feixes de luz em “metades” e o aparecimento de um padrão de interferência também são possíveis em condições naturais. Um “dispositivo” natural para dividir os feixes de luz em “metades” são, por exemplo, filmes finos. A Figura 5 mostra um filme fino e transparente com espessura , ao qual em um ângulo Um feixe de raios de luz paralelos cai (uma onda eletromagnética plana). O feixe 1 é parcialmente refletido na superfície superior do filme (feixe 1) e parcialmente refratado no filme

ki no ângulo de refração . O feixe refratado é parcialmente refletido na superfície inferior e sai do filme paralelo ao feixe 1 (feixe 2). Se esses raios forem direcionados para uma lente coletora eu, então na tela E (no plano focal da lente) eles irão interferir. O resultado da interferência dependerá óptico a diferença no caminho desses raios a partir do ponto de “divisão”
para o ponto de encontro
. Pela figura fica claro que geométrico a diferença no caminho desses raios é igual à diferença geom . =ABC-AD.

A velocidade da luz no ar é quase igual à velocidade da luz no vácuo. Portanto, a densidade óptica do ar pode ser considerada como unidade. Se a densidade óptica do material do filme n, então o comprimento do caminho óptico do raio refratado no filme abcn. Além disso, quando o feixe 1 é refletido a partir de um meio opticamente mais denso, a fase da onda muda para o oposto, ou seja, perde-se meia onda (ou vice-versa, ganha-se). Assim, a diferença do caminho óptico desses raios deve ser escrita na forma

 atacado . = abcn – DE ANÚNCIOS  /  . (6)

Pela figura fica claro que abc = 2d/cos R, A

ANÚNCIO = ACpecado eu = 2dtg Rpecado eu.

Se colocarmos a densidade óptica do ar n V=1, então conhecido do curso escolar Lei de Snell dá para o índice de refração (densidade óptica do filme) a dependência

. (6a)

Substituindo tudo isso em (6), após as transformações obtemos a seguinte relação para a diferença do caminho óptico dos raios interferentes:

Porque Quando o feixe 1 é refletido no filme, a fase da onda muda para o oposto, então as condições (4) para a interferência máxima e mínima são invertidas:

- doença máx.

- doença min. (8)

Pode-se mostrar que quando passagem a luz através de uma película fina também produz um padrão de interferência. Neste caso, não haverá perda de meia onda e as condições (4) serão atendidas.

Assim, as condições máx. E min após a interferência de raios refletidos em um filme fino, são determinados pela relação (7) entre quatro parâmetros -
Segue que:

1) sob luz “complexa” (não monocromática), o filme será pintado com a cor cujo comprimento de onda satisfaz a condição máx.;

2) mudança na inclinação dos raios ( ), você pode alterar as condições máx., tornando o filme escuro ou claro, e iluminando o filme com um feixe divergente de raios de luz, você pode obter listras« inclinação igual", correspondendo à condição máx. por ângulo de incidência ;

3) se o filme tiver espessuras diferentes em locais diferentes ( ), então ficará visível tiras de igual espessura, em que as condições são atendidas máx. por espessura ;

4) sob certas condições (condições min quando os raios incidem verticalmente no filme), a luz refletida nas superfícies do filme se anulará e reflexões não haverá nada do filme.

COMPRIMENTO DO CAMINHO ÓPTICO é o produto do comprimento do caminho de um feixe de luz e do índice de refração do meio (o caminho que a luz percorreria durante o mesmo tempo, propagando-se no vácuo).

Cálculo do padrão de interferência de duas fontes.

Cálculo do padrão de interferência de duas fontes coerentes.

Vamos considerar duas ondas de luz coerentes emanadas de fontes você (Fig. 1.11.).

A tela para observação do padrão de interferência (alternando listras claras e escuras) será colocada paralelamente a ambas as fendas na mesma distância. Denotamos x como a distância do centro do padrão de interferência ao ponto P em estudo na tela.

Vamos denotar a distância entre as fontes como d. As fontes estão localizadas simetricamente em relação ao centro do padrão de interferência. Pela figura fica claro que

Por isso

e a diferença do caminho óptico é igual a

A diferença de caminho é de vários comprimentos de onda e é sempre significativamente menor, então podemos assumir que Então a expressão para a diferença do caminho óptico terá a seguinte forma:

Como a distância das fontes à tela é muitas vezes maior que a distância do centro do padrão de interferência ao ponto de observação, podemos assumir isso. e.

Substituindo o valor (1,95) na condição (1,92) e expressando x, obtemos que os máximos de intensidade serão observados em valores

, (1.96)

onde está o comprimento de onda no meio, e eué a ordem de interferência, e X máx. - coordenadas dos máximos de intensidade.

Substituindo (1.95) na condição (1.93), obtemos as coordenadas dos mínimos de intensidade

, (1.97)

Um padrão de interferência ficará visível na tela, que se parece com listras claras e escuras alternadas. A cor das faixas luminosas é determinada pelo filtro utilizado na instalação.

A distância entre mínimos (ou máximos) adjacentes é chamada de largura da franja de interferência. De (1.96) e (1.97) segue-se que essas distâncias têm o mesmo valor. Para calcular a largura da franja de interferência, você precisa subtrair a coordenada do máximo adjacente do valor da coordenada de um máximo

Para esses fins, você também pode usar os valores das coordenadas de quaisquer dois mínimos adjacentes.

Coordenadas de mínimos e máximos de intensidade.

Comprimento óptico dos caminhos dos raios. Condições para obtenção de máximos e mínimos de interferência.

No vácuo, a velocidade da luz é igual a , em um meio com índice de refração n a velocidade da luz v torna-se menor e é determinada pela relação (1.52)

O comprimento de onda no vácuo e em um meio é n vezes menor que no vácuo (1,54):

Ao passar de um meio para outro, a frequência da luz não muda, uma vez que as ondas eletromagnéticas secundárias emitidas por partículas carregadas no meio são o resultado de oscilações forçadas que ocorrem na frequência da onda incidente.

Deixe duas fontes de luz pontuais coerentes emitirem luz monocromática (Fig. 1.11). Para eles, as condições de coerência devem ser satisfeitas: Para apontar P, o primeiro raio viaja em um meio com índice de refração - um caminho, o segundo raio passa em um meio com índice de refração - um caminho. As distâncias das fontes ao ponto observado são chamadas de comprimentos geométricos dos caminhos dos raios. O produto do índice de refração do meio e do comprimento do caminho geométrico é chamado de comprimento do caminho óptico L=ns. L 1 = e L 1 = são os comprimentos ópticos do primeiro e segundo caminhos, respectivamente.

Sejam u as velocidades de fase das ondas.

O primeiro raio irá excitar uma oscilação no ponto P:

, (1.87)

e o segundo raio é vibração

, (1.88)

A diferença de fase entre as oscilações excitadas pelos raios no ponto P será igual a:

, (1.89)

O multiplicador é igual a (- comprimento de onda no vácuo), e a expressão para a diferença de fase pode ter a forma

existe uma quantidade chamada diferença de caminho óptico. No cálculo dos padrões de interferência, é a diferença óptica na trajetória dos raios que deve ser levada em consideração, ou seja, os índices de refração do meio em que os raios se propagam.

Da fórmula (1.90) fica claro que se a diferença do caminho óptico for igual a um número inteiro de comprimentos de onda no vácuo

então a diferença de fase e as oscilações ocorrerão com a mesma fase. Número eué chamada de ordem de interferência. Consequentemente, a condição (1.92) é a condição do máximo de interferência.

Se for igual a metade de um número inteiro de comprimentos de onda no vácuo,

, (1.93)

Que , de modo que as oscilações no ponto P estão em antifase. A condição (1.93) é a condição do mínimo de interferência.

Portanto, se um número par de meios comprimentos de onda se encaixa em um comprimento igual à diferença do caminho óptico dos raios, então uma intensidade máxima é observada em um determinado ponto da tela. Se houver um número ímpar de meios comprimentos de onda ao longo do comprimento da diferença do caminho do raio óptico, então uma iluminação mínima é observada em um determinado ponto da tela.

Lembre-se de que se dois caminhos de raios são opticamente equivalentes, eles são chamados de tautócronos. Os sistemas ópticos - lentes, espelhos - satisfazem a condição de tautocronismo.

As leis básicas da óptica geométrica são conhecidas desde os tempos antigos. Assim, Platão (430 aC) estabeleceu a lei da propagação retilínea da luz. Os tratados de Euclides formularam a lei da propagação retilínea da luz e a lei da igualdade dos ângulos de incidência e reflexão. Aristóteles e Ptolomeu estudaram a refração da luz. Mas a redação exata destes leis da óptica geométrica Os filósofos gregos não conseguiram encontrá-lo. Óptica geométrica é o caso limite da óptica ondulatória, quando o comprimento de onda da luz tende a zero. Os fenômenos ópticos mais simples, como o aparecimento de sombras e a produção de imagens em instrumentos ópticos, podem ser compreendidos no âmbito da óptica geométrica.

A construção formal da óptica geométrica é baseada em quatro leis estabeleceu experimentalmente: · a lei da propagação retilínea da luz; · a lei da independência dos raios de luz; · a lei da reflexão; · a lei da refração da luz. Para analisar essas leis, H. Huygens propôs um método simples e visual, mais tarde ligou Princípio de Huygens .Cada ponto ao qual a excitação luminosa atinge é ,por sua vez, centro de ondas secundárias;a superfície que envolve essas ondas secundárias em um determinado momento indica a posição da frente da onda que realmente se propaga naquele momento.

Com base em seu método, Huygens explicou retidão da propagação da luz e trouxe para fora leis da reflexão E refração .Lei da propagação retilínea da luz :· a luz se propaga retilínea em um meio opticamente homogêneo.A prova desta lei é a presença de sombras com limites nítidos de objetos opacos quando iluminados por pequenas fontes. Experimentos cuidadosos mostraram, no entanto, que esta lei é violada se a luz passar por buracos muito pequenos, e o desvio da retidão de propagação for quanto maior, menores serão os buracos.

A sombra projetada por um objeto é determinada por retidão dos raios de luz em meios opticamente homogêneos.Fig 7.1 Ilustração astronômica propagação retilínea da luz e, em particular, a formação de umbra e penumbra pode ser causada pelo sombreamento de alguns planetas por outros, por exemplo Eclipse lunar , quando a Lua cai na sombra da Terra (Fig. 7.1). Devido ao movimento mútuo da Lua e da Terra, a sombra da Terra se move através da superfície da Lua, e o eclipse lunar passa por várias fases parciais (Fig. 7.2).

Lei da independência dos feixes de luz :· o efeito produzido por um feixe individual não depende se,se outros pacotes atuam simultaneamente ou se são eliminados. Ao dividir o fluxo luminoso em feixes de luz separados (por exemplo, usando diafragmas), pode-se mostrar que a ação dos feixes de luz selecionados é independente. Lei da Reflexão (Fig. 7.3): o raio refletido está no mesmo plano que o raio incidente e a perpendicular,atraído para a interface entre duas mídias no ponto de impacto;· ângulo de incidênciaα igual ao ângulo de reflexãoγ: α = γ

Para derivar a lei da reflexão Vamos usar o princípio de Huygens. Suponhamos que uma onda plana (frente de onda AB Com, cai na interface entre duas mídias (Fig. 7.4). Quando a frente de onda AB alcançará a superfície refletora no ponto A, este ponto começará a irradiar onda secundária .· Para que a onda percorra uma distância Sol tempo necessário Δ t = a.C./ υ . Ao mesmo tempo, a frente da onda secundária atingirá os pontos do hemisfério, o raio DE ANÚNCIOS que é igual a: υ Δ t= sol. A posição da frente de onda refletida neste momento, de acordo com o princípio de Huygens, é dada pelo plano CC, e a direção de propagação desta onda é o raio II. Da igualdade dos triângulos abc E ADC flui para fora lei da reflexão: ângulo de incidênciaα igual ao ângulo de reflexão γ . Lei da refração (Lei de Snell) (Fig. 7.5): o raio incidente, o raio refratado e a perpendicular traçada à interface no ponto de incidência estão no mesmo plano;· a razão entre o seno do ângulo de incidência e o seno do ângulo de refração é um valor constante para um determinado meio.

Derivação da lei da refração. Suponhamos que uma onda plana (frente de onda AB), propagando-se no vácuo ao longo da direção I com velocidade Com, cai na interface com o meio em que a velocidade de sua propagação é igual a você(Fig. 7.6).Seja o tempo que a onda leva para percorrer o caminho Sol, igual a D t. Então BC = s D t. Durante o mesmo tempo, a frente da onda excitada pelo ponto A em um ambiente com velocidade você, alcançará pontos do hemisfério cujo raio DE ANÚNCIOS = você D t. A posição da frente de onda refratada neste momento, de acordo com o princípio de Huygens, é dada pelo plano CC, e a direção de sua propagação - pelo raio III . Da Fig. 7.6 é claro que, ou seja, .Isso implica Lei de Snell : Uma formulação ligeiramente diferente da lei de propagação da luz foi dada pelo matemático e físico francês P. Fermat.

A pesquisa física refere-se principalmente à óptica, onde estabeleceu em 1662 o princípio básico da óptica geométrica (princípio de Fermat). A analogia entre o princípio de Fermat e os princípios variacionais da mecânica desempenhou um papel significativo no desenvolvimento da dinâmica moderna e na teoria dos instrumentos ópticos. Princípio de Fermat , a luz se propaga entre dois pontos ao longo de um caminho que requer menos tempo. Vamos mostrar a aplicação deste princípio para resolver o mesmo problema de refração da luz: Raio de uma fonte de luz S localizado no vácuo vai até o ponto EM, localizado em algum meio além da interface (Fig. 7.7).

Em todos os ambientes o caminho mais curto será reto S.A. E AB. Ponto final A caracterizar por distância x da perpendicular baixada da fonte até a interface. Vamos determinar o tempo gasto para percorrer o caminho SAB:.Para encontrar o mínimo, encontramos a primeira derivada de τ em relação a X e igualá-lo a zero: , daqui chegamos à mesma expressão que foi obtida com base no princípio de Huygens: o princípio de Fermat manteve seu significado até hoje e serviu de base para a formulação geral das leis da mecânica (incluindo o teoria da relatividade e mecânica quântica) O princípio de Fermat tem várias consequências. Reversibilidade dos raios de luz : se você inverter o feixe III (Fig. 7.7), fazendo com que ele caia na interface em um ânguloβ, então o raio refratado no primeiro meio se propagará em um ângulo α, ou seja, ele irá na direção oposta ao longo do feixe EU . Outro exemplo é uma miragem , que é frequentemente observado por viajantes em estradas quentes. Eles veem um oásis à frente, mas quando chegam lá, há areia por toda parte. A essência é que neste caso vemos a luz passando pela areia. O ar acima da estrada é muito quente e mais frio nas camadas superiores. O ar quente, em expansão, torna-se mais rarefeito e a velocidade da luz nele é maior do que no ar frio. Portanto, a luz não viaja em linha reta, mas sim ao longo de uma trajetória de menor tempo, transformando-se em camadas quentes de ar. Se a luz vem de mídia de alto índice de refração (opticamente mais denso) em um meio com índice de refração mais baixo (opticamente menos denso) ( > ) , por exemplo, do vidro para o ar, então, de acordo com a lei da refração, o raio refratado se afasta do normal e o ângulo de refração β é maior que o ângulo de incidência α (Fig. 7.8 A).

À medida que o ângulo de incidência aumenta, o ângulo de refração aumenta (Fig. 7.8 b, V), até que em um determinado ângulo de incidência () o ângulo de refração seja igual a π/2. O ângulo é chamado ângulo limite . Em ângulos de incidência α > toda a luz incidente é completamente refletida (Fig. 7.8 G). · À medida que o ângulo de incidência se aproxima do limite, a intensidade do raio refratado diminui e o raio refletido aumenta. · Se , então a intensidade do raio refratado torna-se zero e a intensidade do raio refletido é igual à intensidade do incidente (Fig. 7.8 G). · Por isso,em ângulos de incidência variando de a π/2,o feixe não é refratado,e se reflete plenamente na primeira quarta-feira,Além disso, as intensidades dos raios refletidos e incidentes são iguais. Este fenômeno é chamado reflexão completa. O ângulo limite é determinado a partir da fórmula: ; .O fenômeno da reflexão total é utilizado em prismas de reflexão total (Fig. 7.9).

O índice de refração do vidro é n »1,5, portanto o ângulo limite para a interface vidro-ar = arco seno (1/1,5) = 42°. Quando a luz incide na fronteira vidro-ar em α > 42° sempre haverá reflexão total. Na Fig. A Figura 7.9 mostra prismas de reflexão total que permitem: a) girar o feixe em 90°; b) girar a imagem; c) envolver os raios. Prismas de reflexão total são usados ​​em instrumentos ópticos (por exemplo, em binóculos, periscópios), bem como em refratômetros que permitem determinar o índice de refração dos corpos (de acordo com a lei da refração, medindo , determinamos o índice de refração relativo de dois meios, bem como o índice de refração absoluto de um dos meios, se o índice de refração do segundo meio for conhecido).

O fenômeno da reflexão total também é usado em guias de luz , que são fios (fibras) finos e curvados aleatoriamente, feitos de material opticamente transparente. 7.10 Nas peças de fibra é utilizada fibra de vidro, cujo núcleo guia de luz (núcleo) é circundado por vidro - uma concha feita de outro vidro com índice de refração menor. Luz incidente na extremidade do guia de luz em ângulos maiores que o limite , sofre na interface core-shell reflexão total e se propaga apenas ao longo do núcleo do guia de luz. Guias de luz são usados ​​para criar cabos telegráficos de alta capacidade . O cabo consiste em centenas e milhares de fibras ópticas tão finas quanto um cabelo humano. Por meio desse cabo, da espessura de um lápis comum, podem ser transmitidas simultaneamente até oitenta mil conversas telefônicas.Além disso, guias de luz são utilizados em tubos de raios catódicos de fibra óptica, em máquinas de contagem eletrônica, para codificação de informações, na medicina ( por exemplo, diagnóstico do estômago), para fins de óptica integrada.