- •. Оптика
- •13. Хвильова оптика
- •13.1. Інтерференція світловиххвиль
- •13.1.1.Додавання когерентних хвиль
- •13.1.2. Розподіл результуючої амплітуди в умовах інтерференції
- •13.2.Когерентність
- •13.2.1.Час когерентності.
- •13.2.2.Довжина когерентності.
- •13.2.3.Радіус просторової когерентності.
- •13.3. Дослід Юнга
- •13.4. Видність інтерференційної картини
- •13.5. Інтерференція у тонкій плівці
- •13.6. Кільця Ньютона
- •13.7. Багатопроменева інтерференція
- •13.8. Інтерферометр Майкельсона
- •13.9. Голографія
- •14. Дифракція
- •14.1. Принцип Гюйгенса-Френеля
- •14.2. Зони Френеля
- •14.3. Дифракція на круглому отворі та дискові
- •14.3.1.Дифракція на круглому отворі.
- •14.3.2.Дифракція на круглому дискові.
- •14.4. Дифракція Фраунгофера на плоскопаралельній щілині
- •14.5. Дифракція Фраунгофера на дифракційній решітці
- •14.6. Дифракція на кристалічній решітці
- •14.7. Роздільна здатність оптичного приладу
14.1. Принцип Гюйгенса-Френеля
Положення хвильового фронту у будь-який момент часу можна визначити за принципом Гюйгенса. Згідно цього принципу усі точки хвильової поверхні є уявними (фіктивними) вторинними точковими джерелами когерентних коливань. Ці джерела випромінюють сферичні хвилі від генеруючого джерела, а у напрямі до нього вони взаємно компенсуються. Для знаходження положення хвильового фронту в наступний момент часу потрібно побудувати огинаючу поверхню хвильових сферичних поверхонь указаних точкових джерел.
Розрахунок інтенсивності випромінювання у деякій точці М простору, у тому числі і тоді коли ця точка знаходиться у області геометричної тіні проводиться за принципом Френеля у такий спосіб.
а) Джерело коливань S0 замінюється еквівалентною йому системою уявних вторинних джерел малих ділянок dS будь - якої замкненої допоміжної хвильової поверхні S, яка охоплює джерело S0 і не охоплює точку М, що знаходиться на відстані r від dS ;
б) амплітуда dЕ коливань, що збуджуються в точці М вторинним джерелом задається виразом
, (1)
де амплітуда коливань джерела , функціявизначає залежність вторинного випромінювання від кута між зовнішньою нормаллю до хвильової поверхні й напрямком від dS до М, яка монотонно зменшується від 1 при = 0 до 0 при (вторинні джерела не випромінюють у зворотному напрямку). Результуюча амплітуда тепер може бути записана так
, (2)
де інтегрування проводиться по усій допоміжній хвильовій поверхні.
14.2. Зони Френеля
Для спрощення розрахунку амплітуди коливань від вторинних джерел випромінювання хвильової поверхніS (сфера радіуса R) у точці М для точкового джерела S0, поверхня S розбивається на кільцеві ділянки радіуса ri, такі, що відстань від суміжних ділянок до точки М різниться на /2 (див.Мал.14). Це означає, що хвилі від сусідніх ділянок приходять у точку М у протифазі. Амплітуда результуючих коливань у точці М дорівнює
, (1)
де амплітуда коливань, які збуджуються у точці М і-ю кільцевою поверхнею. Такі кільцеві поверхні називаються зонами Френеля. У загальному випадку під зонами Френеля розуміють ділянки хвильових поверхонь, для яких відстань від суміжних ділянок до точки М різниться на, а результуюча амплітуда знаходиться алгебраїчним додаванням амплітуд від зон. З малюнка видно, що
. (2)
Для не дуже великих і, приймаючи, що <<L, із попереднього рівняння можна одержати
. (3)
Площа поверхні і - ої зони Френеля дорівнює різниці площ поверхонь сусідніх сферичних сегментів
, (4)
і не залежить від номера зони, тобто є сталою величиною. Тому можна покласти, що
і величину результуючої амплітуди коливань у точці М можна представити так
. (6)
Згідно з попереднім виразом, доданки у дужках дадуть 0 і остаточно отримаємо
. (7)
Розрахуємо кількість зон, яку потрібно приймати до уваги при розрахунку результуючої амплітуди. Відстань найвіддаленішої N-ої зони Френеля до точки М дорівнює довжині дотичної, проведеної з М до кола, тому
(5)
і при .
14.3. Дифракція на круглому отворі та дискові