Дифракционная решетка как спектральный прибор. Разрешающая способность дифракционной решетки. Дифракция брэгга. Дифракция на многих беспорядочно расположенных преградах

ДИФРАКЦИЯ ПЛОСКИХ ВОЛН (ДИФРАКЦИЯ ФРАУНГОФЕРА). ДИФРАКЦИЯ ФРАУНГОФЕРА ОТ ЩЕЛИ

Дифракция плоских волн была впервые рассмотрена Фраунгофером.

Пусть на бесконечно длинную щель падает плоская световая волна (рис. 3.3.19). Поместим за щелью собирающую линзу, а в фо­кальной плоскости линзы - экран. Волновая поверхность падаю­щей волны, плоскость щели и экран па­раллельны друг другу. Поскольку щель бесконечна, картина, наблюдаемая в любой плоскости, перпендикулярной к щели, будет одинакова. Поэтому доста­точно исследовать характер картины в одной такой плоскости, например в пло­скости рис. 3.3.19. Все вводимые в даль­нейшем величины, в частности угол , образуемый лучом с оптической осью линзы, относятся к этой плоскости.

Разобьем открытую часть волновой поверхности на параллель­ные краям щели элементарные зоны ширины . Вторичные волны, посылаемые зонами в направлении, определяемом углом , соберутся в точке экрана .Каждая элементарная зона создаст в точке колебание . Линза собирает в фокальной плоскости плоские (а не сферические) волны. Поэтому множитель в выражении для в случае дифракции Фраунгофера будет отсутствовать. Ограничившись рассмотрением не слишком больших углов , мож­но коэффициент считать постоянным. Тогда амплитуда колебания, возбуждаемого зоной в любой точке экрана, будет зависеть только от площади зоны. Площадь пропорциональна ширине зоны . Следовательно, амплитуда колебания , воз­буждаемого зоной ширины в любой точке экрана, имеет вид

,

где - константа.

Обозначим алгебраическую сумму амплитуд колебаний, воз­буждаемых в некоторой точке экрана всеми зонами, через . Ее можно найти, проинтегрировав по всей ширине щели :

.

Отсюда , и, следовательно,

.

Теперь определим фазовые соотношения между колебаниями . Сопоставим фазы колебаний, возбуждаемых в точке элементар­ными зонами с координатами и (рис. 3.3.19). Оптические пу­ти и таутохронны (см. рис.3.3.19). Поэтому разность фаз между рассматриваемыми колебаниями образуется на пути , рав­ном . Если начальную фазу колебания, возбуждаемого в точке элементарной зоной, находящейся в середине щели , положить равной нулю, то начальная фаза колебания, возбуждаемого зоной с координатой , будет равна

(- длина волны в данной среде).

Таким образом, колебание, возбуждаемое элементарной зоной с координатой в точке (положение которой определяется углом ), может быть представлено в виде

(имеется в виду вещественная часть этого выражения).

Проинтегрировав это выражение по всей ширине щели, найдем результирующее колебание, возбуждаемое в точке открываемым щелью участком волновой поверхности:

.

Вынесем множители, не зависящие от , за знак интеграла. Кроме того, введем обозначение

.

В результате получим

Выражение в фигурных скобках определяет комплексную ам­плитуду результирующего колебания. Приняв во внимание, что разность экспонент, деленная на , представляет собой , можно написать

.

Последнее выражение является вещественным. Его модуль пред­ставляет собой обычную амплитуду результирующего колебания:

. (3.3.3)

Для точки, лежащей против центра линзы, . Подстановка этого значения в последнюю формулу дает для амплитуды значение . Этот результат можно получить более простым путем. При колебания от всех элементарных зон приходят в точку в одинаковой фазе. Поэтому амплитуда результирующего колебания рав­на алгебраической сумме амплитуд складываемых колебаний.

При значениях , удовлетворяющих условию: , т. е. в случае, если

, (3.3.4)

амплитуда обращается в нуль. Таким образом, последнее условие определяет положения минимумов интенсивности. Отметим, что представляет собой разность хода лучей, идущих в точку от краев щели (см. рис. 3.3.19).

Последнее условие легко получить из следующих соображений. Если разность хода от краев щели равна , открытую часть волновой поверхности можно разбить на равных по ширине зон, причем разность хода от краев каждой зоны будет равна (см. рис. 3.3.20, выполненный для ). Колебания от каждой пары соседних зон взаимно погашают друг друга, так что резуль­тирующая амплитуда равна нулю. Если для точки разность хода =число зон будет нечетным, действие одной из них окажется некомпенсированным и наблюдается максимум интенсивности.

Интенсивность света пропорциональна квадрату амплитуды, тогда из выражения (3.3.3) получаем

, (3.3.5)

где - интенсивность в середине дифракционной картины (против центра линзы), - интенсивность в точке, положение которой определяется данным значением .

Из последней формулы получается, что . Это означает, что дифракционная картина симметрична от­носительно центра линзы. Заметим, что при смещении щели параллельно экрану (вдоль оси на рис. 3.3.20) дифракционная картина, наблюдаемая на экране, остается неподвижной (ее середина лежит против цент­ра линзы). Напротив, смещение линзы при неподвижной щели сопровождается таким же смещением картины на экране.

График последней функции изображен на рис. 3.3.21. По оси абс­цисс отложены значения , по оси ординат - интенсивность .

Количество минимумов интенсивности определяется отношением ширины щели к длине волны . Из условия выше следует, что . Модуль не может превысить единицу. Поэтому , откуда

.

При ширине щели, меньшей длины волны, минимумы вообще не возникают. В этом случае интенсивность света монотонно убывает от середины картины к ее краям.

Краям центрального максимума соответствуют значения угла , получающиеся из условия . Эти значения равны . Следовательно, угловая ширина центрального мак­симума равна

.

В случае, когда , значение можно положить рав­ным . Тогда формула для угловой ширины центрального мак­симума упрощается следующим образом:

.

Решим задачу о дифракции Фраунгофера от щели методом гра­фического сложения амплитуд. Разобьем открытую часть волновой поверхности на очень узкие зоны одинаковой ширины. Колебание, возбуждаемое каждой такой зоной, имеет одинаковую амплитуду и отстает по фазе от предыдущего колебания на одну и ту же ве­личину , зависящую от угла , определяющего направление на точ­ку наблюдения . При разность фаз равна нулю и векторная диаграмма имеет вид, показанный на рис.3.3. 22, а. Амплитуда ре­зультирующего колебания равна сумме амплитуд складываемых колебаний. Если , колебания от краев щели нахо­дятся в противофазе. Соответственно векторы располагаются вдоль полуокружности длиной (рис. 3.3.22, б).

Следовательно, результирующая амплитуда равна . В случае, когда , колебания от краев щели отличаются по фазе на . Соответствующая векторная диаграмма изображена на рис. 3.3.22, в. Векторы располагаются вдоль окружности длиной . Резуль­тирующая амплитуда равна нулю - получается первый минимум. Первый максимум получается при . В этом случае колебания от краев щели отличаются по фазе на . Строя после­довательно векторы , мы обойдем полтора раза окружность ди­аметра (рис. 3.3.22, г). Диаметр этой окружности и есть амплитуда первого максимума. Таким образом, интенсивность первого максимума равна . Аналогично можно найти и относительную интенсивность остальных максимумов. В итоге получится следующее соотношение:

.

Таким образом, центральный максимум значительно превосходит по интенсивности остальные максимумы; в нем сосредоточивается основная доля светового потока, проходящего через щель.

В случае, когда ширина щели очень мала по сравнению с расстоя­нием от щели до экрана, лучи, идущие в точку от краев щели, будут практически параллельными и в отсутствие линзы между щелью и экраном. Следовательно, при падении на щель плоской волны будет наблюдаться дифракция Фраун­гофера. Все полученные выше формулы будут справедливыми, причем под в этих формулах следует понимать угол между направлением от любого края щели к точке и нормалью к плоскости щели.

Установим количественный критерий, позволяющий опреде­лить, какой вид дифракции будет иметь место в каждом конкрет­ном случае. Найдем разность хода лучей от краев щели до точки (рис.3.3. 23). Применим теорему косинусов к треугольнику со сто­ронами , и :

.

После несложных преобразований получим

.

Нас интересует случай, когда лучи, идущие от краев щели в точку , почти параллельны. При этом условии , поэтому в последнем уравнении можно пренебречь слагаемым . В этом приближении

. (3.3.6)

В пределе при получается значение разности хода , совпадающее с выражением, фигурирующим в форму­ле (3.3.3).

При конечных характер дифракционной картины будет опре­деляться соотношением между разностью , и длиной вол­ны . Если

, (3.3.7)

дифракционная картина будет практически такой, как в случае дифракции Фраунгофера. При имеет место дифракция Френеля. В этом случае, согласно (3.3.6)

(- расстояние от щели до экрана). Тогда из (3.3.7) или

.

Таким образом, характер дифракции зависит от значения безраз­мерного параметра .

Если этот параметр много меньше единицы, наблюдается дифракция Фраунгофера, если он порядка единицы - дифракция Френеля; наконец, если этот параметр много больше единицы, оказывается применимым приближение геометрической оптики. Для удобства сопоставлений представим сказанное в следующем виде:

.

Параметру можно дать наглядное истолкование. Возь­мем точку , лежащую против середины щели (рис. 3.3.24). Для этой точки число открываемых щелью зон Френеля определяет­ся соотношением

.

Раскрыв скобки и отбросив слагаемое, пропорциональное , по­лучим

.

Таким образом, параметр непосредственно связан с числом открытых зон Френеля (для точки, лежащей против середины щели).

Если щель открывает малую долю центральной зоны Френеля , наблюдается дифракция Фраунгофера. Распределение ин­тенсивности в этом случае изображается кривой, приведенной на рис.3.3. 21. Если щель открывает небольшое число зон Френеля , на экране получается изображение щели, обрамленное по краям отчетливо видимыми светлыми и темными полосами. Наконец, в случае, когда щель открывает большое число зон Френеля , на экране получается равномерно освещенное изображение ще­ли, лишь у границ геометрической тени имеются практически неразличимые гла­зом очень узкие чередующиеся более свет­лые и более темные полосы.

Проследим за видоизменениями карти­ны при удалении экрана от щели. При не­больших расстояниях экрана от щели (когда ) изображение соответствует за­конам геометрической оптики. Увеличивая расстояние, мы придем сначала к френелевской дифракционной картине, которая затем перейдет во фраунгоферову картину. Та же последовательность превращений наблюдается в том случае, если, не изменяя расстоя­ния , уменьшать ширину щели .

Из сказанного ясно, что критерием применимости геометрической оптики является не малость длины волны по сравнению с ха­рактерным размером преграды (например, шириной щели), а зна­чение параметра (он должен быть много больше едини­цы). Пусть, например, оба отношения и равны 100. В этом случае , однако =1 и, следовательно, будет наблю­даться отчетливо выраженная френелевская дифракция.

Дифракционной решеткой называется совокупность большого числа одинаковых, отстоящих друг от друга на одно и то же рас­стояние щелей (рис. 3.3.25). Расстояние между серединами соседних щелей называется периодом решетки.

Расположим параллельно решетке собирающую линзу, в фо­кальной плоскости которой поставим экран. Выясним характер ди­фракционной картины, получающейся на экране при падении на решетку плоской световой волны (для простоты будем считать, что волна падает на решетку нормально). Каждая из щелей даст на экране картину, описываемую кривой, изображенной на рис. 3.3.21. Картины от всех щелей придутся на одно и то же место экрана (независимо от положения щели, центральный максимум лежит против центра линзы). Если бы колебания, приходящие в точку от различных щелей, были некогерентными, результирующая картина от щелей отличалась бы от картины, создаваемой одной щелью, лишь тем, что все интенсивности возросли бы в раз. Однако, коле­бания от различных щелей являются в большей или меньшей сте­пени когерентными; поэтому результирующая интенсивность будет отлична от (- интенсив­ность, создаваемая одной щелью).

В дальнейшем мы будем пред­полагать, что радиус когерентно­сти падающей волны намного пре­вышает длину решетки, так что колебания от всех щелей можно считать когерентными друг отно­сительно друга. В этом случае ре­зультирующее колебание в точ­ке , положение которой определяется углом , представляет собой сумму колебаний с одинаковой амплитудой , сдвинутых друг относительно друга по фазе на одну и ту же величину . Согласно формуле (3.3.5) интенсивность при этих условиях равна

(3.3.8)

(в данном случае роль играет ).

Из рис.3.3.25 видно, что разность хода от соседних щелей равна . Следовательно, разность фаз

, (3.3.9)

где - длина волны в данной среде.

Подставив в формулу (3.3.8) выражение (3.3.5) для и (3.3.9) для , получим

(3.3.10)

(- интенсивность, создаваемая одной щелью против центра линзы).

Дата добавления: 2014-01-04