Пред.
След.
Макеты страниц
Распознанный текст, спецсимволы и формулы могут содержать ошибки, поэтому с корректным вариантом рекомендуем ознакомиться на отсканированных изображениях учебника выше Также, советуем воспользоваться поиском по сайту, мы уверены, что вы сможете найти больше информации по нужной Вам тематике ДЛЯ СТУДЕНТОВ И ШКОЛЬНИКОВ ЕСТЬ
ZADANIA.TO
1. Допустим, что показатель преломления $n$ * меняется в пространстве непрерыено. Проведем поверхности равного показателя преломления и притом настолько часто, что показатели преломления между каждыми соседними поверхностями можно будет считать величинами постоянными. Тогда непрерывное изменение величины $n$ заменится скачкообразным, пронсходящим на границах между слоями. Если среда обладает осевой симметрией, то эти границы будут поверхностями вращения, вершины которых лежат на оси симметрии системы. В малой окрестности вокруг оси симметрии их можно аппроксимировать сферами, центры которых также лежат на той же оси. Таким путем мы приходим к центрированной системе тонких сферических линз, у которой ось симметрии служит главной оптической осью и к которой применимы все результаты оптики параксиальных лучей. Увеличивая число слоев бесконечно и одновременно устремляя к нулю их толщины, мы восстановим в пределе первоначальное непрерывное распределение показателя преломления. Отсюда следует, что осесимметричную среду с непрерывно изменяющимся в пространстве показателем преломления можно рассматривать как предельный случай центрированной систель линз и применять к ней законы и методы оптики параксиальных лучей. Такая среда обладает способностью давать оптические изображения. Оптические системы с непрерывно изменяющимися показателями преломления принципиально возможны, но из-за трудностей их изгоговления в световой оптике они не встречаются. (Исключение составляет хрусталик глаза, показатель преломления которого возрастает от периферии к центру.) Аналогом таких систем \»являются электронные и ионные приборы (электронный микроскоп, электронный осциллограф, электронно-лучевая трубка в телевидении и пр.), в которых роль лучей играют электроны или ионы, движущиеся в электростатических или магнитных полях, создаваемых заряженными электродами или катушками, по которым текут электрические токи. Эти электроды называются электрическими, а катушки — магнитными линзами. Получение изображений в таких системах изучается в электронной и ионной оптике. где $W$ — полная энергия частицы, $e$ — ее заряд, $V$ — потенциал электростатического поля. Введем потенциальную функцию $A(x, r)$, определяемую условием $r B_{x}=-\partial A / \partial r$, Тогда предыдущее уравнение преобразуется в откуда $r B_{r}=\partial A / \partial x$, причем «постоянную интегрирования» (точнее — функцию $x$ ) мы без ущерба для общности положили равной нулю, Таким образом, Отсюда В силу (25.2) входящий сюда интеграл не зависит от пути интегрирования, а только от его начальной и конечной точек. Условимся помещать начальную точку на оси системы. На оси системы в силу симметрии $B_{r}=0$. Поэтому не имеет значения, в каком месте этӧй оси выбрать начальную точку. От этого значение интеграла (25.4) не зависит, и он может быть представлен в виде Обратимся теперь к исследованию движения частицы с-массой $m$ и зарядом $e$, ограничиваясь ради простоты нерелятивистским приближением, Угловую скорость $\dot{\varphi}$ частицы можно найти из уравнения моментов где $M_{x}$ — момент сил, действующих на частицу, относительно оси $X$, Электрическое поле не влияет на момент $M_{x}$. Он создается только силой $F=\frac{e}{c}[v B]$, действующей со стороны магнитного поля, Вычисляя этот момент, находим Если под $x, r$ и $\varphi$ понимать координаты движущейся частицы, то $A\left(x_{2} r\right)$ станет функцией времени $t$. Производная этой функции равна Следовательно, Отсюда Постоянная $C$ должна обращаться в нуль. Иначе (так как на оси системы функция $A$ равна нулю) при $r=0$ мы получили бы $r \dot{\varphi}=\infty$. А это невозможно, так как $r \dot{\varphi}$ есть линейная скорость частицы в ее вращении вокруг оси $X$. Таким образом, Возьмем теперь уравнение движения частицы где $\boldsymbol{a}$ — ускорение. При проектировании его на ось $X$ и направление радиуса $r$ слева получим соответственно $m a_{x}=m \ddot{x}$ и $m a_{r}$. Радиальное ускорение в цилиндрической системе координат определяется выражением $a_{r}=\ddot{r}-\omega^{2} r$ (см. т. I, § 46). Введем еще электрический потенциал $V$ и учтем соотношения (25.3) и (25.6), Тогда после недлинных преобразований из (25.7) получим Задача о движении частицы распалась на две независимые задачи: определение угловой координаты $\varphi$ и определение координат $x$ и $r$. Для решения первой задачи имеется уравнение (25.6), а для второй — уравнения (25.8). Формально вторая задача идентична с задачей определения траектории заряженной частицы в плоском электростатическом поле с потенциалом Ее формальным аналогом в оптике служит задача о распространении светового луча в неоднородной изотропной среде с показателем преломления где $n_{0}=\sqrt{2 m(W-e V)}$ — «показатель преломлєния» в отсутствие магнитного поля, Для получения окончательной формы траектории частицы надо наложить на этот «луч» дополнительное вращение, выражаемое формулой (25.6). Учтем теперь условие параксиальности. Для этого разложим $B_{x}(x, r)$ в ряд по степеням $r$. Ввиду осевой симметрии, это разложение может содержать только четные степени $r$. Оборвем разложение на члене нулевой степени — в этом приближении поле $B_{x}$ не зависит от $r$. Вынося $B_{x}$ из-под знака интеграла (25.5) и выполнив интегрирование, получим а после подстановки в формулу (25.6) Отсюда В параксиальном нриближении скорость $v_{x}$ также не зависит от расстояния $r$ до оси $X$ и равна скорости частицы, движущейся вдоль этой оси. Поэтому производнье $d \varphi / d x$ имеют одинаковые значения для всех частиц, независимо от наклона их траекторий к оси $X$. Если $l$ — расстояние от предметной плоскости до плоскости изображения, то на этом расстоянии в параксиальном приближении все частицы поворачивают вокруг оси симметрии системы на один и тот же угол Следовательно, в смысле получения изображений система будет вести себя так, как если бы магнитного поля не было, а электростатическое определялось потенциалом (25.9). Магнитное поле приводит еще к несущественному повороту всего изображения вокруг оси симметрии системь на угол, определяемый формулой (25.14). В высших приближениях угол поворота зависит от наклона траектории к оси системы. Это ведет к появлению дополнительных аберраций, обусловленных наличием магнитного поля. вращение вокруг центра $O$ окружности происходит с циклотронной частотой $\omega$, За время $d t$ частица повернется вокруг центра $O$ на угол $\omega d t$, а вокруг точки $M$ на угол $d \varphi=1 / 2 \omega d t$, так что $\dot{\varphi}=1 / 2 \omega$. Допустим, чю частица влетает в линзу, двигаясь параллельно ее оси. В области $A$ действующая на нее сила имеет составляющую, надравленную вверх. Эта сила будет смещать частицу вверх. В области $B$ направление вертикальной составляющей силы изменится на противоположное. Однако, так как под действием электрического поля скорость частицы непрерывно возрастает, на прохождение области $B$ частица затрачивает меньше времени, чем на прохождение области $A$. Поэтому поперечная скорость, приобретенная частицей в области $A$, не может быть скомпенсирована скоростью противоположного направления, которую она получает в области $B$. В результате в областях $A$ и $B$ и по выходе из них частица будет двигаться вверх, приближаясь к оси линзы. Аналогично, в области $C$ на частицу действует сила, стремящаяся удалить ее от оси линзы, а в области $D$ — приблизить. Но в этих областях частица замедляется, а потому проводит в области $D$ большее время, чем в $C$. Поэтому при прохождении обеих областей $C$ и $D$ вертикальная скорость частицы, направленная вверх, возрастет, Эти разъяснения объясняют, почему частицы приближаются к оси линзы. Конечно, из них не следует, что все частицы пучка соберутся в одной и той же точке на оси линзы. Для доказательства этого требуегся уже количественное рассмотрение, которое и было проведено выше на основе аналогии со световой оптикой. Р ешение. Сначала не будем вводить предположение о тонкости линзы, а рассмотрим среду, обладающую симметрией вращения вокруг оси $X$. Уравнение луча в меридиональной плоскости представится в виде $r=r(x)$. Обозначим через и угол; образуемый касательной к лучу с осью $X$ (рис. 108). В параксиальном приближении квадратом этого угла пренебрегают. В этом приближении кривизна луча определяется выражением $1 / R=-d u / d x$, причем радиус кривизны $R$ мы считаем положительным, когда луч обращен вогнутостью к главной оптической оси $X$, н отрицательным в противоположном случае. Воспользуемся формулой (4.1). В пределах точности параксиальной оптики $\partial r / \partial N=-\cos u \approx$ $\approx-1, \partial x / \partial N=\sin u \approx u$, так что Так как на луче $r=r(x)$, то $n(x, r)$ можно рассматривать как сложную функцию от $x$, т, е. $n(x)=n[x, r(x)]$. Ее производная по $x$ определяется выражением или Разложим $n=n(x, r)$ в ряд по степеням $r$ и оборвем разложение на члене второй степени. Член первой степени должен отсутствовать, ввиду осевой симметрии системы, Таким образом, а потому Здесь нуль в индексе означает, что величина с таким индексом берется при $r=0$, т. е. на главной оптической оси системы, В результате уравнение (25.15) переходит в Допустим теперь, что линза тонкая. Пусть $P$ и $P^{\prime}$ — оптически сопряженные точки на ее оси (рис. 109). Отрезки соединяющего их луча вне линзы прямолинейны. Проинтегрируем уравнение $(25,16)$ по $x$ в пределах от $-\infty$ до $+\infty$. Фактически это сводится к интегрированию по отрезку $A B$, так как вне этого отрезка $\partial^{2} n / \partial r^{2}=0$. Внутри линзы, поскольку она тонкая, радиус $r$ можно считать постоянным и вынести его из-под знака интеграла. Это дает где $n_{1}$ — показатель преломления в пространстве предметов, а $n_{2}$ — в пространстве изображений. Обозначим, как и раньше, через $\xi$ и $\xi^{\prime}$ расстояния предмета $P$ и его изображения $P^{\prime}$ от центра линзы. С учетом правила знаков $u_{1}=-r / \xi$, $u_{\varepsilon}=-r / \xi^{\prime}$, так что предыдущее уравнение переходит в где реше и и е. Потенциал поля $V$ определим по формуле $1 / 2 m v^{2}=|e| V$. При тдком определении $V$ — существенно положительная величина, В формулах (25.18) делаем замену $n \rightarrow V \bar{V}$. Учитывая, что на оси системы $\partial V / \partial r=0$, получаем При отсутствии свободных зарядов $ Проинтегрировав по частям и приняв во внимание, что на пределах интеграла $\partial V / \partial x=0$, получим где $V_{1}$ — потенциал пространства предметов, $V_{2}$ — пространства изображений, $E_{x}=-\partial V / \partial x$ — напряженность электрического поля на оси. Если $V_{1}=V_{2}$, oo $f=-f^{\prime}$. Так как $V>0$, то для тонких электростатических линз $f>0, f^{\prime}<0$. Такие линзы всегда будут собирательными. Оптические линзы, даже тонкие, могут быть и собирательными, и рассеивающими. Это различие связано с тем, что функция $n(r)$ может быть какой угодно, тогда как потенциал $V(r)$ при отсутствии свободных зарядов должен удовлетворять уравнению Лапласа $ Р еше н и е, Разлагая (25.10) в ряд и отбрасывая члены высших степеней, получим откуда Следовательно, Как и электростатическая, тонкая магнитная линза всегда будет собирательной. Выражая энергию $W$ в электрон-вольтах, полагаем $W=|e| V_{0}$ и переходим к практическим единицам (сантиметры, вольты, амперы). Тогда получаем для электронов Для короткой катушки с числом витков $N$ У к а з а н и е. Принять, что показатель преломления $n$ меняется только в бесконечно тонких слоях вблизи каждой сферической границы линзы. На всякой сферической поверхности, проведенной внутри этих слоев параллельно ближайшей поверхности линзы, функция $n$ постоянна. Пользуясь этим, дифференцирование по $r$ можно заменить дифференцированием по $x$, а затем вычислить интеграл в формулах $(25,18)$.
|
1 |
Оглавление
|