Fizika2_kaz_isk
.pdf
Бірдей мөлдір емес аралықтарға бөлінген ені бірдей // саңылаулар системасын дифракциялық тор деп атайды. Мөлдір емес бөліктің a мен мөлдір бөліктің b ендерінің қосындыcын тор тұрақтысы деп атайды.
d = a +b.
Бір саңылау жағдайындағы Фраунгофер дифракциясындағыдай дифракциялық тордағы интенсивтіліктің дифракция бұрышы бойынша таралуын графикті н/е аналитикалық жолмен көрсетуге болады.
Әр саңылаудан келетін =0 бағытындағы тербелістердің амплитудалары мен фазалары бірдей болады. Сол себепті барлық амплитуда векторлары бір түзудің бойына орналасып, қорытынды амплитуда
E0 = NE01,
мұндағы E01 бір саңылауға сәйкес келетін амплитуда.
І0 = cN2E201 ,
N саңылау жағдайында =0 бағытындағы интенсивтілік интерференцияланатын сәулелердің квадратына пропорционал артады.
Минимум бірінші және соңғы саңылаулардың фазалар айырымы 2 болған жағдайда байқалады. Яғни, N = 2 (мұндағы көршілес екі саңылау тербелістері арасындағы фазалар айырымы). = 2 / l, онда l = /N.
Бұл максимумдар арасындағы қосымша минимумдар шартын анықтаудың мүмкіндігін туғызады.
Dsіn = m + p /N |
(9,3) |
Мұндағы p = 1,2,3, N-1. |
|
Бас максимумнан көршілес минимумға өткенде жол айырымы /N-ге өзгеретіндіктен (dsіn )= /N. Осыдан dcos = /N және бас максимумның бұрыштық ені = /Nd. Сол себепті d = const жағдайында саңылау санының өсуімен интенсивтілік артуына сәйкес бас максимумдардың енінің кішірейгенін бақылауға болады. Нәтижесінде созылыңқы максимумдар қараңғы жолақтармен бөлінген жіңішке жолақтарға айналады.
N саңылау жағдайындағы интенсивтілік мынадай формула бойынша анықталады.
I |
I0 |
sin u 2 |
sin N |
2 |
(9,4) |
|||||
|
|
|
|
|
|
, |
||||
u |
sin |
|||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|||
u = b sin және d sin .
Сәуленің дифракциялық торға көлбей түсу жағдайы
MB – AF = dsіn - dsіn m = d(sіn - sіn m) = m (9,5)
Ф ҚазҰПУ 0703-12-09 Білім алушыларға арналған пәннің оқу-әдістемелік кешені
41
d дифракциялану бұрышы кішкентай m . Сонда максимумдар шарты былай анықталады.
2dcos 1/2 ( m + ) sіn 1/2 ( - m) 1/2 ( m + ) және sіn1/2 ( - m)
Сонда
d( - m)cos = m
Осы формуланы жарықтың дифракциялық торға нормаль түскен жағдайымен салыстырайық. dsіn m = m немесе d m = m
Көлбеу түскен жағдайдағы дифракциялану бұрышы ( - m) нормаль жағдайдағыдай есептелініп, бірақ тордың периоды dcos шамасына аз болады. Яғни түсу бұрышы 900-қа жақын болған жағдайда тордың тұрақтысы аз болады да, айқын дифракциялық кескінді бақылау мүмкіндігі туады.
Дифракциялық тордың негізгі сипаттамалары Дифракциялық тордағы спектрлердің орыны (2) ж/е (5) теңдеулер
бойынша анықталады. Нольдік реттегі максимумнан басқа жағдайларда дифракциялану бұрышын өзгерту арқылы көрінетін облыстағы кез келген толқынды алуға болады.
Дифракциялық тордың негізгі сипаттамалары бұрыштық дисперсия,
дисперсиялану облысы (аймағы), ажырату қабілеті.
Бұрыштық дисперсия деп дисперсиялану бұрышының өзгерісінің толқын ұзындығы өзгерісіне қатынасын айтады.
D = d /d
(5) теңдеуді диференциялдасақ dcos d = md
D= m/dcos = sіn - sіn m/ cos
Яғни, бұрыштық дисперсия тор параметрлеріне тәуелсіз, толқын ұзындығынан басқа , бұрыштарына ғана байланысты болады.
Дисперсиялану облысы. Көршілес реттердің спектрлері қабаттасқан жағдайда спектралдық аппарат үшін тиімсіз болып есептеледі.
Қабаттаспайтын спектралдық интервалдың максималь ені спектралдық аппараттың дисперсиялану облысы д.а. Түскен толқынның
ұзындығы ж/е = интервалында болсын. d(sіn - sіn m) = m
d(sіn - sіn m) = (m +1)
m = (m +1)
Сондықтан
= /m
Ажырату қабілеті.
Ф ҚазҰПУ 0703-12-09 Білім алушыларға арналған пәннің оқу-әдістемелік кешені
42
Дисперсияның үлкен болуы спектралдық аппараттың жақын екі толқынның ажырауын көрсетпейді.
Спектралдық құрал ажырататын ең аз толқындар айырымы ажыратылатын спектральдық қашықтық деп, ал R = қатынасы құралдың ажырату қабілеті д.а.
Рэлей ұсынған критерий бойынша жақын жатқан екі толқынның ажырауы үшін біреуінің дифракциялық максимумына екіншісінің сол реттегі минимумы сәйкес келуі керек.
d(sіn - sіn m) = (m +1/N) d(sіn - sіn m) = m
Сонда (m +1/N) = m
- = /Nm
R = = Nm
Кеңістік құрылымдарындағы дифракция.
Екі өлшемді тордағы дифракция. Тұтас ж/е дискретті рентген сәулелері. Рентген түтікшесі. Үш өлшемді тордағы дифракция. Рентген сәулелерінің дифракциясы. Вульф-Брэгг формуласы.
Кеңістіктік немесе үш өлшемді тор деп оптикалық біртексіздігі үш кеңістіктік координатаның өзгеруінде периодты түрде қайталанатын торды айтады. Кеңістіктік дифракциялық торға қатты дененің кристалдық тор мысал бола алады. Кеңістіктік тордағы дифракцияны бақылау үшін түскен жарықтың толқын ұзындығы тор периоды тұрақтысына жуық мөлшерде болу керек. Бұл шартты тек рентген сәулелері ғана қанағаттандырады. Рентген сәулелелерінің диапазоны 10 нм – 0,001 нм аралығында орналасқан. Тор түйінінде орналасқан бөлшектер когерентті түскен жарықты шашырататын реттеліп орналасқан орталықтар ролін атқарады. Фраунгофер дифракциясында бас максимумдары Лауэ шартын қанағаттандырады.
d1(cos cos 0 ) n1 , |
d2 (cos cos 0 ) n2 , |
d3 (cos cos 0 ) n3 , |
(10,1) |
Мұндағы d1, d2, d3 – ось координаталары бойынша тор тұрақтылары, , , ж/е 0, 0, 0 – ось координаталары мен сәуленің таралу бағыты арасындағы бұрыш, n1, n2, n3 - максимумдар ретін анықтайтын бүтін сандар.
Егер кристалдық тор ортогональды болған жағдайда |
, , |
арасында |
|
мынадай қатынас болу керек. |
|
|
|
cos2 cos2 cos2 1 |
(10,2) |
|
|
Ф ҚазҰПУ 0703-12-09 Білім алушыларға арналған пәннің оқу-әдістемелік кешені
43
Тор жазықтығынан шағылған рентген сәулелері дифракциясы Вульф-Брэгг формуласымен анықталады.
2d sin m |
(10,3) |
d – атомдық жазықтықтардың аралығы, m=1, 2, .. – дифракциялық максимум реті.
Голография.
Голография ұғымы. Голографиялау. Дененің кескінін қалыптастыру. Денелік толқындық қалыптастыру. Голографиялаудағы когеренттіліктің рөлі. Нүктенің голограммасы. Үшөлшемді ортадағы голограммалық жазу. Денисюк әдісі. Түрлі-түсті голографиялау ұғымы. Голографияның қолдануы.
Голография деп толқындар интерференциясы негізінде дененің көлемдік кескінін алу әдісін айтады. Голография идеясын 1947 ж. ағылшын ғалымы Д. Габор ұсынған.
Арнайы оптикалық қондырғыда кеңейтілген лазер сәулесінің шоғы бірмезгілде зерттелетін зат пен айнаға бағытталады. Айнадан шағылған тірек толқыны мен заттан келген толқын қарапайым фотопластинкаға түседі. Онда күрделі интерференциялық кескін тіркеледі.
Заттың толқын өрісін қалыптастыру үшін голограмманы фотопластинка орналасқан жерге орналастырып оны айнадан шағылған лазер сәулесімен бастапқы жағдайда қандай бұрышпен жарықтандырылса сондай бұрышпен экспонсиялайды. Нәтижесінде тірек толқынның дифракциясынан заттың көлемдік жалған кескінін көруге болады.
Голография әдісі қазіргі кезде көптеген қолданыс тапқан. Голография әдісімен фотоэмульсияға микрофотографиядағыдан 100-400 есе көп ақпарат жазуға болады. Голографиялық интерферометрия әдісі арқылы зерттелетін объектідегі сыртқы әсердің әсерінен болатын аздаған өзгерістерді анықтауға болады. Сонымен бірге қазіргі кезде компьютерлердің жаңа түрі, голография құбылысының негізінде жұмыс істейтін оптикалық компьютерлер жасап шығаруды ойластыру қолға алынып жатыр.
Геометриялық оптика негіздері.
Ферма принципі. Ферма принципі негізінде жарықтың шағылу, сыну заңдарын қорытып шығару. Жарықтың сфералық беттен сынуы. Аббенің нольдік инварианты. Сфералық беттің фокустары. Лагранж-Гельмгольц теоремасы. Бұрыштық ж/е сызықтық ұлғайту.
Ф ҚазҰПУ 0703-12-09 Білім алушыларға арналған пәннің оқу-әдістемелік кешені
44
Жарықтың таралуының негізгі заңдылығын XVІІ ғасырда Ферма ұсынған.
Ферма, жарықтың бір нүктеден екінші нүктеге таралуы осы аралықтағы ең аз уақыт кететін жол бойымен өтеді деп жорамалдаған.
Ферма принципін математикалық түрде өрнектеу үшін жолдың оптикалық ұзындығы ұғымын пайдаланамыз. Жолдың оптикалық ұзындығы деп сәуленің геометриялық жолының ұзындығының l біртекті ортадағы сыну көрсеткішіне n көбейтіндісін (l)=nl айтамыз. Егер жарық таралатын орта біртекті болмаса, онда сыну көрсеткіші бірдей болатын кішкентай бөліктерге бөлеміз. Бұл жағдайда жолдың оптикалық ұзындығын (AB) мынадай түрде беруге болады.
(AB) =(l)=( l1) +li ( l2)В+ … + ( lk)=
k
n1 l1 + n2 l2 + …ni+nk lk = ni li
l2 |
|
0 |
l1 n2 |
B |
ndl. |
(AB) = (l) = |
|
|
n1 |
|
|
А |
A |
|
dl қашықтығына жарықтың таралуына қажетті уақытты dt деп белгілейік.
dt = dl/v
B |
dl |
B |
ndl |
B |
(dl) |
|
|
t |
|
|
. |
||||
v |
c |
|
|||||
A |
A |
A |
c |
||||
Ферманың уақыттың ең аз болу принципі бойынша, жарықтың таралу уақытын анықтайтын интегралдың вариациясы нольге тең болу керек.
B |
dl |
B |
(dl) |
. = 0 |
(1) |
|
tt |
|
|||||
v |
|
|||||
A |
A |
c |
|
|||
Бұл формула Ферма принципінің математикалық өрнегі д.а.
Сыну көрсеткіштері n және n1 екі орта сфералық бетпен бөлінсін. Сфераның центрі арқылы өтетін LL’ сызығында L нүктелік жарық көзі орналассын. L-ден екі ортаның шекарасына гомоцентрлі жіңішке сәуле конусы бағытталсын.
i |
A |
r |
n2 |
n1 |
|
|
|
|
|
|
|
L |
|
|
L’ |
Шоқ өте жіңішке деп жорамалдаймыз, яғни бұрышы өте кішкентай болып, LS LA және L’S L’A. Мұндай жіңішке шоқты параксиальды д.а.
Бұл шоқтан -ге і бұрышпен түсетін қандай да бір LA cәулесін қарастыралық. Бұған сәйкес сынған сәуле AL’ болады. ALO үшбұрышынан
Ф ҚазҰПУ 0703-12-09 Білім алушыларға арналған пәннің оқу-әдістемелік кешені
45
LO/LA = sіnі/sіn , OAL’ үшбұрышынан AL’/OL’ = sіn /sіnr.
Бұдан
' |
|
sini |
|
n2 |
|
||
LO |
|
AL |
|
|
(1) |
||
|
' |
|
|
||||
LA OL |
|
sin r n |
|
||||
|
|
|
1 |
|
|||
Сфераның S төбесінен оң жақта орналасқан кесінділерді оң таңбамен, сол жақта орналасқан кесінділерді теріс таңбамен аламыз.
Сонда AL SL= - a1, AL’ SL’ = a2, AO=SO= R. Бұл жағдайда LO = -a1 + R, OL’ = a2 – R. (1) теңдеуден
|
|
a1 R |
|
a2 |
|
|
|
|
n2 |
, |
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||||||
|
|
|
a1 |
|
|
|
a2 |
R |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
n1 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||||||
|
1 1 |
|
|
|
|
|
|
1 |
|
|
1 |
|
|
=Q |
|
|
|
1 |
|
1 |
|
||||||
|
|
|
n2 |
|
|
|
|
|
(2)(2) теңдеуден |
n |
|
|
|
||||||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
R |
|
|
|
|||||||||||||||
n1 a R |
|
a |
|
|
|
|
a |
R |
|||||||||||||||||||
|
1 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
2 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||
көбейтіндісі сынғаннан кейін өзінің шамасын сақтайтынын көрсетеді. Q шамасын Аббенің нөлдік инварианты д.а. Бұл теңдеуді мынадай түрде жазған қолайлы.
|
n1 |
|
|
n2 |
|
n1 |
n2 |
|
(3) |
|
|||||
|
a1 |
|
a2 |
|
|
R |
|
|
|
||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||||||
(3) теңдеуден а1 = - болса, онда |
|
||||||||||||||
a |
2 |
|
n2R |
|
f |
2 |
|
(4) |
|
||||||
|
|
|
|||||||||||||
|
|
|
|
n |
2 |
n |
|
|
|
|
|
||||
|
|
|
|
|
|
1 |
|
|
|
|
|
|
|
||
егер а2= |
|
|
|
|
|
|
|||||||||
a |
|
|
|
n1R |
|
f |
1 |
(5) |
|
||||||
|
|
|
|
|
|
|
|||||||||
1 |
|
|
|
n2 n1 |
|
|
|
||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||||||
(4) пен (5)-тен f2/n2 = - f1/n1 = R/(n2 – n1) |
(6) |
||||||||||||||
Сфералық беттің фокус қашықтығын енгізгеннен кейін (3) теңдеуді былай
жазуға болады. |
|
n2/a2 – n1/a1 = - n1/f1 |
(3a) |
n2/a2 – n1/a1 = - n2/f2 |
(3б) |
n1 = - n2 болған жағдайда сфералық беттің теңдеуінен сфералық айнаның
формуласы шығады. |
|
1/a1 +1/a2 = 2/R |
(7) |
а1 = болса a2 = R/2 = F
R = болса, онда жазық айнадағы кескіннің теңдеуін аламыз. a1 = - a2
Ұлғайту. Лагранж-Гельмгольц теоремасы
Оське перпендикуляр A1B1 сызығының сфералық беттегі кескіні A2B2 болсын. Кескіннің сызықтық өлшемінің дененің сызықтық өлшеміне қатынасы сызықтық ұлғайту д.а. =y2/y1= A2B2/ A1B1
A1B1S ж/е A2B2S –тан tgі=y1/a1, tgr=y2/a2.
|
|
P |
|
|
|
B |
i |
|
|
|
|
y1 |
S |
r |
u2 |
A |
|
Ф ҚазҰПУ 0703-12-09 Білім алушыларға арналған пәннің оқу-әдістемелік кешені |
|||||
A |
u1 |
|
46 |
|
y2 |
|
|
|
|
B |
|
|
a1 |
|
|
a2 |
|
|
|
|
|
||
tgі/tgr=sіnі/sіnr=( y1/a1)( y2/a2) = n2/n1.
A1PS ж/е A2PS-тан
tgu1=PS/A1S=PS/a1 u1, tgu2=PS/A2S=PS/a2 u2.
a1/a2 = u1/u2
y1n1u1 = y2n2u2
y1n1 sіnu1 = y2n2 sіnu2= y2/y1 = (n1/n2)(a2/a1)
= tgu2/ tgu1 u2/u1 = (n1/n2)(1/ )
Оптикалық жүйелер.
Орталықтандырлған оптикалық жүйелер. Жұқа линзаның формуласын қорытып шығару. Жұқа линзада кескін салу. Гаусс теоремасы. Орталықтандырған оптикалық жүйелердің кардинальды нүктелері. Оптикалық жүйелердің кемістіктері. Призмадағы сәулелер жолы. Призманың дисперсиясы.
Оптикалық жүйелер екі немесе одан көп сындырушы беттерден тұрады. Барлық беттердің центрі бір түзудің бойында орналасқан жүйені центрленген оптикалық жүйе деп атайды. Қарапайым центрленген жүйе болып линза саналады. Линзалар бетінің формасына қарап жинағыш ж/е шашыратқыш болып бөлінеді. Қалыңдығы қисықтық радиусымен салыстырғанда әлдейқайда кіші болатын линзаны жұқа линза деп атайды. Жұқа линзаның формуласы:
1 |
|
1 |
|
1 |
|
1 |
|
|
1 |
(1) |
||
|
|
|
|
|||||||||
a |
|
a |
|
|
R |
|
|
F |
||||
|
(N 1) R |
|
|
|||||||||
|
2 |
1 |
|
1 |
|
|
2 |
|
|
|
|
|
Мұндағы N=n/n1 – линза материалының қоршаған ортаға қатысты сыну көрсеткіші, a1 , a2 – нәрседен линзаға дейінгі ж/е линзадан экранға дейінгі қашықтық, R1, R2 – линзаны шектеуші сфералық беттердің радиусы, Ғ – линзаның фокус аралығы.
Линзаның оң жағындағы шамалар оң таңбамен, сол жағындағы шамалар теріс таңбамен алынады.
Гаусс теориясы. Қарапайым центрленген жүйе – линза әр түрлі кемшіліктерден дұрыс кескін бермейді. Оптикалық кемістіктерді жою үшін күрделі центрленген оптикалық жүйелер қолданылады. Идеалды оптикалық жүйедегі кескін салу теориясын 1841 ж. Гаусс жасады. Бет аралықтарына (қалыңдығына) ешқандай шектеу қойылмай кескін салу параксиальды сәулелермен жүргізіледі.
Гаусс теориясы арқылы оптикалық жүйенің толық қасиетін сипаттап, жүйе ішіндегі сәуле жолына көңіл бөлмей, кескін салуға болатын бірнеше негізгі
Ф ҚазҰПУ 0703-12-09 Білім алушыларға арналған пәннің оқу-әдістемелік кешені
47
элементтер анықталынады. Осы теорияның басты нәтижелеріне тоқталайық. Теория бойынша күрделі оптикалық системада сызықтық үлкейтуі +1 тең болатын екі жазықтық болады. Негізгі жазықтықтар деп аталынатын олардың қасиеттеріне мынадай:
а) жүйенің бір жағынан кіретін // жарық шоғы одан өткенен кейін екінші басты жазықтықтан жүйенің алдыңғы фокусы (Ғ2) деп аталатын нүктеде жинақталады;
б) жүйенің екінші жағынан кіретін // жарық шоғы бірінші басты жазықтықтан жүйенің артқы фокусы (Ғ1) деп аталатын нүктеде жинақталады.
Басты жазықтықтардың бас оптикалық осьпен қиылысу нүктелері жүйенің басты нүктелері (Н1 ж/е Н2) д.а.
Басты жазықтықтардың орны. Центрленген оптикалық жүйенің басты жазықтықтарының орны сындырушы беттердің қисықтық радиустары, олардың ара қашықтығымен және осы беттермен шектелген ортаның сындырушы көрсеткішімен анықталады. Сол себепті айтылған параметрлерге байланысты жүйенің ішінде немесе одан тыс орналасуы да мүмкін. Жұқа линза жағдайында басты жазықтықтар өзара беттесіп бір жазықтыққа айналады, ал жуан линзада (ауадағы шыныда) олар жүйенің ішінде шектеуші сфералық беттерге жақын орналасады.
Лагранж-Гельмгольц теоремасы мен (7,8) формулалар бірнеше сындырушы және шағылдырушы беттерден тұратын кез келген центрленген оптикалық жүйелер үшін дұрыс болып қалады.
А1Н1 = a1, A2H2 = a2 f1/a1 = f2/a2
x1 x2 = f1 f2 f1/f2 = - n1/n2= x2/f2 =f1 /x1
Бойлық ұлғайту. Кез келген дененің көлемі болатындықтан оның жеке нүктелері басты жазықтықтан әртүрлі қашықтықта орналасады.
= x2/ x1 x1 x2 = f1 f2
x2 x1 + x1 x2 = 0
= -x2/x1 = - 2 f2/f1 = - 2 n2/n1
= 2
Сызықтық ұлғайтуы +1 болатын жазықтықтар сияқты, бұрыштық ұлғайтуы +1 жазықтырдық ерекше ролі бар. Мұндай жазықтықтар түйінді жазықтықтар деп, ал олардың бас оптикалық осьпен қиылысу нүктелері түйінді нүктелер д.а.
ПРИЗМАДАҒЫ СӘУЛЕЛЕР ЖОЛЫ
1 2 |
1 2 , |
A 1 2 |
(1) |
Ф ҚазҰПУ 0703-12-09 Білім алушыларға арналған пәннің оқу-әдістемелік кешені
48
1 2 |
A, |
sin 1 nsin 1, sin 2 nsin 2 (2) |
2) теңдеуден ауытқу бұрышының ең аз болу шартын табуға болады. mіn табу үшін (2) теңдеудің 1 бойынша туындысын тауып нольге теңестіреміз. Сонда
|
|
|
d 2 |
|
1 |
(4) |
|||
|
|
|
|
||||||
|
|
|
d 1 |
|
|
|
|||
d 1 |
d 2 |
0, |
(5) |
||||||
cos 1d 1 |
ncos 1d 1,cos 2d 2 |
||||||||
ncos 2d 2 , |
|||||||||
сонда |
|
|
|
||||||
|
d 2 |
|
|
cos 1 cos 2 |
|
(6) |
|||
|
d 1 |
|
cos 1 cos 2 |
||||||
|
|
|
|
|
|||||
|
d |
|
|
|
|
|
|
n |
2 |
|
2 |
|
|
|
|||
|
1 |
|
cos 2 |
|
|
|
sin |
1 |
|
(7) |
|||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||||
|
d 2 |
cos 1 |
|
n2 |
sin2 2 |
|
|||||||||||
|
cos2 1 |
|
|
|
cos2 2 |
|
|
|
|
(8) |
|||||||
|
|
|
|
|
|
|
sin2 2 |
|
|
||||||||
|
n2 sin2 1 n2 |
|
|
|
|
||||||||||||
sіn 0 = n sіn A/2= sіn (A + )/2 |
(9) |
||||||||||||||||
Призманың дисперсиясы
D = d /d ; d 1/d =0 d /d = d 2/d
- d 2/d = d 1/d
sіn 1 dn/d + ncos 1 d 1/d =0
cos 2 d 2 d 2/ d = sіn 2 dn/d + ncos 2 d 2/d
d / d = d 2/d = |
sin 1 cos |
2 cos 1 sin |
2 |
|
dn |
; |
cos 2 cos 1 |
|
|
d |
|||
|
|
|
|
|||
Ф ҚазҰПУ 0703-12-09 Білім алушыларға арналған пәннің оқу-әдістемелік кешені
49
d 2 |
|
|
sin( 1 |
2 ) |
|
dn |
|
|
|
|
sin A |
|
dn |
||||||||||||||
d |
cos 2 |
cos 1 |
d |
cos 2 |
cos d |
||||||||||||||||||||||
|
|
||||||||||||||||||||||||||
|
d |
|
|
sin dn |
|
|
2sin |
A |
|
|
|
|
|
|
dn |
|
|||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
2 |
|
|
|
|
|
|
|
||||||||||||
|
|
|
2 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||||||
|
d |
|
|
cos d |
1 n |
2 |
sin |
2 |
|
A d |
|
||||||||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
2 |
|
|
|
|
|
|
|||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||
Оптикалық жүйелердің кемшіліктері
Сферелық абберация. Жұқа линза жағдайында S нүктесінен шығатын параксиальды шоқ линзадан сынғаннан кейін оптикалық осьпен бір нүктеде қиылысады. Егер S нүктесінен шығатын жарық шоғы бас оптикалық осьпен үлкен бұрыш жасаса, онда әр түрлі бұрыштан шыққан шоқтар оптикалық осьпен әртүрлі нүктелерде s1, s2, s3 қиылысады. Бас оптикалық оське перпендикуляр орналасқан экранды осы нүктелер бойымен ары бері жылжытатын болсақ, онда нүктенің орнына созылыңқы дақтың кескіні пайда болады.
Хроматикалық аберрация. Дисперсия құбылысынан әр түрлі түсті жарықтың фокустары бір-бірінен ығысып орналасады. Сол себепті ақ дақтың кескіні түрлі-түсті болып шығады. Түстердің орналасу реті экранның орналасуына байланысты болады. осындай кемшілікті хроматикалық абберация д.а.
Көлденең шоқтардың астигматизмі. Нүктеден шығатын бір шоқтың сәулелері өзара перпендикуляр жазықтықтарда таралатындықтан, оптикалық жүйеден сынғаннан кейін өзінің гомоцентрлік қасиетін жоғалтып, бір нүктеде жиналмай екі ұқсас нүкте түзеді. Көлденең шоқтардың астигматизмінде нүктенің кескіні шашыраған дақ түрінде болып, формасы экранның орналасуына байланысты болады.
Оптикалық жүйенің астигматизмі сындырушы беттердің қисықтық радиустары мен фокус аралығын өзгерту арқылы жойылады.
Жарық поляризациясы.
Жарық толқындарының көлденеңділігі. Сызықты поляризацияланған жарық. Малюс заңы. Брюстер заңы.
Тербеліс бағыттарының ешқайсысы басым болмайтын жарық табиғи немесе полияризацияланбаған деп аталады. Белгілі бір бағытта басым тербелістері болатын жарық жартылай поляризацияланған жарық деп аталады. Тербелістері белгілі бағытта ғана болатын жарықты сызықты поляризацияланған жарық деп атайды.
Жарықтың поляризациясы |
деп табиғи н/е жартылай поляризацияланған |
жарықтан сызықты поляризацияланған жарықты бөліп алуды айтады. |
|
Малюс заңы: I I0 cos2 |
(14,1) |
Ф ҚазҰПУ 0703-12-09 Білім алушыларға арналған пәннің оқу-әдістемелік кешені
50