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. Согласно геометрической оптике, волновое поле в центре сферической сходящейся волны (фокусе) обращается в бесконечность. Это указывает на неприменимость геометрической оптики в фокусе и его ближайшей окрестности. Рассмотрим задачу о волновом поле в окрестности фокуса с точки зрения волновой оптики. Пусть на пути сходящейся сферической волны поставлена диафрагма с отверстием $A B$ (рис. 210). Неприкрытую часть волнового фронта $F$ примем за вспомогательную поверхность, из которой исходят вторичные волны Гюйгенса. Следуя приближенному методу Френеля ( $\$ 41$ ), поле на поверхности $F$ запишем в виде Если пренебречь зависимостью амплитуд вторичных волн от (малого) угла $\gamma$, то поле в точке наблюдения $P$ представится интегралом Рис. 210, где $\boldsymbol{n}=\boldsymbol{r}_{0} / r_{\theta}$ — единичный вектор нормали к поверхности $F$, направленный к фокусу $O$. В дадьнейшем в этом выражении сохраним только линейный член. Это можно делать, если поправка в фазе, вносимая квадратичным членом, много меньше $\pi$, т. е. когда С учетом всего изложенного для волнового поля (в условных единицах) в точке $P$ получим где $d \Omega=d F / r_{0}^{\circ}$ — телесный угол, под которым из точки $O$ видна площадка $d F$. Когда диафрагма удалена в бесконечность, а расстояние $R$ остается конечным, то $R^{2} / r_{0}=0$. Тем самым ограничение (55 1) снимается, а (55.2) переходит в точное решение задачи. Это видно и из самой структуры выражения (55.2). Действительно, $d \Omega e^{i(\omega t-k n R)}$ есть плоская волна, распространяющаяся в направлении волнового вектора $\boldsymbol{k}=\boldsymbol{k n}$, а потому она удовлетворяет волновому уравнению (43.1). Интеграл (55.2) есть суперпозиция таких плоских волн различных направлений, а следовательно, является точным решением того же уравнения. Такое решение позволяет точно исследовать все явления, связанные с прохождением сферической волны через фокус. Это в точности такой же интеграл, какой встречался в § 45 при рассмотрении фраунгоферовой дифракции на прямоугольном отверстии. Поэтому распределение интенсивности света в фокальной плоскости в окрестности фокуса можно представить формулой В фокальной плоскости получается система светлых пятен прямоугольной формы со светлым центром (см. рис. 179). Расстояния между двумя соседними минимумами, а также от центра центра́льного максимума до первого минимума равны Остается проверить, выполняется ли условие (55.1). Так как заметная интенсивность по формуле (55.3) получается при $R$ порядка $\Delta x$, то формула (55.1) переходит в В оптических приборах под $r_{0}$ следует понимать расстояние от линзы (или сферического зеркала) до точки геометрического схождения лучей. Например, если лучи сходятся в главном фокусе, то $r_{0}$ равно фокусному расстоянию $f$ линзы или зеркала. Ввиду малости длины волны, условие (55.5) очень хорошо выполняется во всех оптических приборах. Так, при $f=10 \mathrm{~cm}, \lambda=500$ нм из (55.5) получаем $\beta>$ $>4 \cdot 10^{-3}$ рад $\approx 15^{\prime}$. Поэтому применимость выведенных здесь формул к оптическим приборам с линзами и зеркалами не вызывает сомнений. Для теории оптических приборов наибольшее значение имеет случай круглой диафрагмы. Исследование этого случая, конечно, не встречает каких-либо затруднений. Қачественно ясно, что дифракционная картина в фокальной плоскости должна иметь вид светлых и темных концентрических кругов со светлым центром (см. рис. 180). Для определения размеров дифракционных кругов надо вычислить интеграл (55.2). В случае круглой диафрагмы результат вычисления выражается через бесселеву функцию первого порядка. Радиусы темных колец имеют следующие значения: где $\beta$ — угловой размер радиуса диафрагмы, если его рассматривать из точки $O$. где верхний знак относится к случаю, когда точка наблюдения расположена левее, а нижний — правее фокуса. Вычислив модуль этого выражения, находим амплитуду колебаний поля на оси пучка: Во всякой плоскости, перпендикулярной к оси пучка, дифракционная картина имеет вид концентрических колец. Однако, в зависимости от положения этой плоскости, центр пучка может быть и светлым, и темным. Амплитуда на оси обращается в нуль, когда $k R(1-\cos \beta)=m \pi$, т. е. В этом случае, как легко убедиться, в неприкрытой части сферического волнового фронта содержится четное число зон Френеля, а потому центр колец и получается темным. Расстояние между ближайшими минимумами интенсивности, расположенными по разные стороны от фокуса, равно Эта величина может служить мерой продольных размеров области, в которой концентрируется свет вблизи фокуса. Объем этой области порядка $\frac{4 \lambda}{\beta^{2}} \cdot\left(\frac{\lambda}{\beta}\right)^{2}=\frac{4 \lambda^{3}}{\beta^{4}}$.
|
1 |
Оглавление
|