Составители:
Рубрика:
1. Введение
Представление о световых лучах как о геометрических линиях распространения
световой энергии по простым законам отражения и преломления дает возможность
успешно конструировать сложные изображающие оптические системы:
кинофотоаппаратуру, видеокамеры, наблюдательные приборы, геодезические и
навигационные приборы, прицелы, осветительные и многие другие устройства. Однако
не следует забывать, что на самом деле свет имеет волновую природу, и в ряде случаев
возможны такие превращения изображений, создаваемых линзами, зеркалами, призмами и
диафрагмами, которые невозможно понять с помощью только лучевой геометрической
оптики. Наблюдение некоторых из таких преобразований является целью данной
лабораторной работы.
2. Дифракционная расходимость световых пучков
Существует принципиально неустранимое явление - дифракция светового пучка на
краях отверстий, в том числе на оправах линз. В результате невозможно получить
идеальное изображение точки, которая в действительности изображается дифракционным
пятном. Рассмотрим дифракцию параллельного пучка света, падающего на щель. В
соответствии с принципом Гюйгенса-Френеля из каждой точки волнового фронта,
достигшего щели, исходят новые, вторичные волны. Поэтому можно считать, что лучи
выходят из щели не только в прямом направлении по отношению к падающему пучку, но
и в боковых направлениях. При этом из-за интерференции вторичных волн на экране
появляются максимумы и минимумы освещенности. Как показывает рисунок 1, в случае
очень малой ширины щели b по сравнению с расстоянием l от щели до экрана можно
рассмотреть интерференцию двух частей пучка от двух половин щели. Так как при
нормальном падении волны на щель колебания во всех ее точках совершаются в одной
фазе, разность хода этих двух частей пучка равна ∆=(b/2)sinφ. Для точки О экрана на
пересечении с осью падающего пучка φ=0, и разность хода ∆ равна нулю. В этой точке
действие двух половин щели складываются по амплитуде, и возникает центральный
максимум интенсивности (максимум нулевого порядка). Рядом с центральным
максимумом интенсивности симметрично располагаются более слабые соседние
максимумы, разделенные минимумами. Первые минимумы, ближайшие к максимуму
нулевого порядка, образуются наклонными пучками, для которых разность хода ∆ между
пучками от двух половин щели λ/2, то есть b sinφ
(1)
=λ. Направление на эти минимумы
определяет угловую расходимость светового пучка за счет дифракции. Основная доля
энергии сосредоточена в центральном максимуме, поэтому можно считать, что угловой
радиус расходимости определяется направлением на первый минимум m=1. В
большинстве практических случаев этот угол мал (так что его синус равен самому углу) и
его можно считать равным
φ
(1)
=λ/b . (1)
2
