Здавалка
Главная | Обратная связь

Проекционный фонарь.



Явл-ся как бы обращённым фотоап-м, т.к. нужен для создания учелич-х изобр-й близких к фонарю объектов на удалённом экране. Требов-я к качеству изобр. менее строги, чем у фотоап-та, т.к. изобр-я рассм-ся зрителем на больших расст-х. Трудности: необходимость сильного освещ-я объекта и предохранения его от перегрева инфр-ми лучами от источника. Схема простей-го проек-го фонаря на рис. 7.

 

 

Свет-й поток от ист. S концентр-ся осветит-й линзой (часто это комбин-я из двуз плосковып-х линз), затем фокусир-ся на линзе О, создающей изобр-е диапозитива D, помещ-го сразу за освет-й линзой и пронизываемого всем свет-м потоком. При этом выгодно слева иметь симметр-й ход лучей, так что объект оказ-ся удалённым от линзы приблиз-но на удвоенное фок-е расст-е освет-й линзы. Т.к. экран распол-ся далеко, то увелич-е дел-ся значит-м. Меж. ист. света и освет-й линзой мож. поместить кювету с водой K, поглощ-й инфрак-е излуч-е.

 

 

 

Полосы равной толщины – интерфер-е полосы, наблюд-е при освещении тонких оптически прозр-х слоев (плёнок) переменной толщины пучком ||-х лучей и обрисовыв-е линии равной опт-й толщины. П. р. т. возникают, когда интерфер-я картина локализована на самой плёнке. Разность хода между ||-ми монохр-ми лучами, отраж-ми от верхней и нижней поверхностей плёнки (рис. 3), равна ∆L=2nhcosθ (n – показ-ль прел-я плёнки, h – её толщина, θ – угол прел-я).

Учит. измен-е фазы на π при отраж-и от одной из поверх-й плёнки, получим, что макс-мы интен-ти (светлые полосы) возникают при разности хода ∆L/=2nhcosθ±λ/2=mλ, m = 0,1, 2, ..., а мин-мы (тёмные полосы) – при ∆L//=2nhcosθ±λ/2=(m+1/2)λ, (λ – длина волны света, в к-ром проис-т набл-е). Условие ||-ти лучей вып-ся, если расст-е от источ. света до плёнки >> 2hsinθ – расст-я меж. точками пересечения интерферирующих лучей с поверх-ю плёнки. При достаточно малом зрачке наблюдат. прибора это усл-е вып-ся и для протяжённого источ. Если толщина плёнки немного меняется от точки к точке, то интерфер-е полосы будут распол-ся вдоль участков плёнки с один-ми разностями хода ∆L, т. е. с один-ми знач-ми толщины плёнки h (что и определило их назв.).

 

Кольца Ньютона – интерфер-е полосы рав. толщ. в форме колец, распол-х концентрически вокруг точки касания двух сферич. поверх-й либо плоскости и сферы. Впервые описаны в 1675 И. Ньютоном. Интерфер-я света проис-т в тонком зазоре (обычно возд-м), разделяющем соприкас-ся поверх-ти; этот зазор играет роль тонкой плёнки. К. Н. набл-ся и в проходящем, и – более отчётливо – в отраж-м свете. При освещ-и монохр-м светом длины волны λ К. Н. предст-т собой чередующиеся тёмные и светлые полосы (рис. 1). Светлые возн-т в местах, где разность фаз меж. прямым и дважды отражённым лучом (в проходящем свете) или между лучами, отраж-ми от обеих соприкас-я поверх-й (в отраж-м свете), равна 2πn (n = 1, 2, 3, ...) (т. е. разность хода ∆m равна чётному числу полуволн). Тёмные кольца

образ-ся там, где раз-ть фаз равна (2n+1)π. Разность фаз лучей определяется толщиной зазора δm с учётом измен-я фазы свет-й волны при отраж-и. Так, при отраж-и от границы воздухстекло фаза меняется на π, а при отраж-и от границы стекло – воздух фаза остаётся неиз-й. Поэтому в случае двух стекл-х поверх-й (рис. 2), с учётом различий в условиях отраж-я от ниж. и верх. поверх-й зазора (потеря полуволны), m-ное тёмное кольцо образ-ся, если ∆m=2 δm+λ/2=(2m+1)λ/2, т. е. при толщине зазора δm =mλ/2.

Радиус m-го кольца rm опред-ся из треуг. А'О'С: Откуда для тёмного m-го кольца . Это соот-е позв-т с хорошей точн. опред-ть λ по измерениям rm. Если λ известна, К. Н. можно исп. для измер-я радиусов поверх-й линз и контроля правильности формы сферич. и плоских поверх-й. При освещении не монохроматич. (напр., белым) светом К. Н. становятся цветными. Наиб. отчётливо К. Н. набл-ся при малой толщине зазора (т. е. при исп-и сферич. поверх-й больших радиусов).

 

Дифракция света.

Диф-й наз. огибание волнами препят-й на пути распр-я, или любое отклонение распр-я волн вблизи препят-й от законов геометр-й оптики. Благодаря диф. Волны могут попадать в область геом-й тени, огибать препятствия, проникать ч/з небольшие отверстия в экранах и т.д. Явл-е диф. объяс-ся с пом-ю принц. Гюйгенса, согласно кот. каждая точка, до кот. доходит волна, служит центром вторич-х волн, а огибающая этих волн задаёт полож-е волн-го фронта в след-й момент врем. Принц. Гюйгенса не затраг-т вопрос об амплитуде, а => об интен-ти свет-х волн.

Принц. Гюйгенса-Френеля явл. дополнением пр. Гюйг. идеей об интерфер-и вторич-х волн. Согласно этому принц., каждый элемент волн-й поверх-ти S (рис. 1) служит источ. вторич-й сферич-й волны, ампл-да кот. ~величине элемента dS.

 

От каждого участка dS волн-й поверх-ти в точку Р, лежащую перед этой поверх-ю, приходит колеб-е

В этом выраж-и (ωt+α0) – фаза коле-й в месте распол-я волн-й поверх-ти S, k – волн-е число, r – расст-е от элемента повер-ти dS до точки Р. Множ-ль α0 опред-ся амплитудой свет-го колеб-я в том месте, где нах-ся dS. Коэф. К завис. от угла φ меж. нормалью n к площадке dS и направ-м от dS к точке Р. При φ=0, К=мах; при φ=π/2, К=0. Резуль-е коле-е в точке Р предст-т собой суперпоз-ю колеб-й (*), взятых для всей волн-й поверх-ти S:

Эта формула – аналит-е выраж-е прин. Г-Ф.

Дифр-я Френеля и дифр. Фраунгофера.

Различ. два виды дифр. Если источ. света S и точка набл-я Р распол-ны от препятствия наст-ко далеко, что лучи, падающие на преп-е, и лучи, идущие в точку Р, образ-т практ-ки ||-е пучки, говорят о дифр. В ||-х лучах или дифр. Фраунгофера. В против. случ. говорят о дифр. Френеля.

Зоны Френеля.

Выч-я по формуле (**) дост-но сложны. Однако, как показал Френель, в случаях, отлич-ся симметрией, нахожд-е ампл-ды результир-го колеб-я м.б. осущ. Простым алгебр-м или геом-м суммир-м. Опред-м ампл-ду свет-го колеб-я, возбужаемого в точке Р сфер-й волной, распр-ся в изотр-й однор-й среде из точеч-го источ. S (рис. 2). Волн-е поверх-ти такой волны симм-ны относ-но прямой SP. Разобъём волн-ю пов-ть на кольцевые зоны так, что расст-я от краёв каждой зоны до Р отлич-ся на λ/2. Обладающие таким свой-м зоны есть зоны Френеля. Из рис. 2 видно, что расст-е bm от внеш-го края m-й зоны до Р равно bm=b+mλ/2. Колеб-я, приход-е в точку Р от аналог-х точек двух соседних зон, нах-ся в противофазе. => и резуль-е колеб-я, создав-е каждой из зон в целом, будут для соседних зон различ-ся по фазе на π.

 
 

 

 


Найдём площади зон. Внеш-я граница m-й зоны выделяет на волн-й поверх-ти сферический сегмент высоты hm (Рис. 3). Обозн-м этот сегмент ч/з Sm. Тогда площадь m-й зоны можно пред-ть в виде ∆Sm=Sm – Sm-1, где Sm-1 – площадь сфер-го сегмента, выделяемого внеш-й границей (m-1)-й зоны.

 

 

Из рис. 2 видно, что

(a – радиус волн-й поверх-ти, rm – радиус внешней границы m-й зоны). Возведя скобки в кв., получим







©2015 arhivinfo.ru Все права принадлежат авторам размещенных материалов.