ДИФРАКЦИЯ СВЕТА.
Под дифракцией света обычно понимают отклонения закономерностей распространения света от законов, предписываемых геометрической оптикой. В явлениях дифракции, как и в интерференции, проявляются волновые свойства света. Дифракцию можно наблюдать, например, когда на пути распространения света находятся препятствия, т.е. непрозрачные тела произвольной формы (экраны), и свет проходит сквозь отверстия в экранах или когда волновой фронт искусственно ограничен. Тщательный опыт показывает, что вместо резкой границы между светом и тенью (как предсказывает геометрическая оптика) получается сложная картина распределения освещенности, состоящая из темных и светлых участков – дифракционных полос. Теория дифракции света дает строгое обоснование геометрической оптике и определяет условия ее применимости. Математически строгое решение дифракционных задач на основе уравнений Максвелла с граничными условиями, зависящими от характера препятствий, как правило, представляет значительные трудности. Поэтому чаще всего применяются приближенные методы решения задачи о распределении света вблизи границы между светом и тенью, основанные на принципе Гюйгенса – Френеля.
Рис.6.1
|
Пусть A – источник света, а s – произвольная замкнутая поверхность, охватывающая A (рис.6.1). Принцип Гюйгенса – Френеля: в любой точке, находящейся вне поверхности s, световая волна, возбуждаемая источником A, может быть представлена как результат суперпозиции когерентных вторичных волн, которые “излучаются” элементарными воображаемыми источниками, непрерывно распределенными вдоль вспомогательной поверхности s. Иными словами, вне поверхности s действительно распространяющаяся (первичная) волна может быть заменена системой когерентных фиктивных вторичных волн, интерферирующих при наложении. Рассмотрим экран с некоторым отверстием, через которое проходит свет от данного источника A. Проведем мысленно произвольную поверхность s, закрывающую отверстие в экране и ограниченную краями отверстия. Разделим эту поверхность на элементарные участки площадью ds, малые по сравнению с размерами отверстия, но большие по сравнению с длиной волны. Каждый из этих участков сам становится источником вторичных волн, распространяющихся во все стороны. Пусть E (r 1) – напряженность поля в самом участке ds. Напряженность поля d E p, создаваемая элементарным участком ds в точке наблюдения P определяется формулой:
(6.1)
где K (a) – некоторый коэффициент, учитывающий зависимость амплитуды вторичных волн от угла a между вектором k и направлением на точку наблюдения. Полное поле в точке P представляет собой суперпозицию полей (6.1) от всех элементов ds поверхности, закрывающей отверстие в экране:
(6.2)
Эта формула дает математическое выражение принципа Гюйгенса – Френеля.
Зоны Френеля. Пусть сферическая волна падает на непрозрачный экран с отверстием. Требуется найти распределение интенсивности света за экраном. Для решения этой задачи делаются два предположения:
1) непроницаемые части экрана не являются источниками вторичных волн;
2) в отверстии точки волнового фронта являются такими же источниками вторичных волн, какими они были бы при отсутствии непроницаемых частей экрана.
Рис.6. 2
|
Пусть A – источник сферической волны, S – волновой фронт в некоторый момент времени, R – радиус кривизны этого фронта (рис.6.2). Найдем интенсивность в точке P с помощью принципа Гюйгенса – Френеля. Разобьем поверхность S на кольцеобразные зоны такого размера, чтобы расстояния от краев зоны (в разрезе это соответствует точкам M 1, M 2, M 3 , …) до P отличались на l/2 (эти зоны называются зонами Френеля):
(6.3)
Из геометрии рис.6.3 можно получить для радиуса m –й зоны Френеля rm:
(6.4)
Исключая величину d m и пренебрегая слагаемыми ~l2 ввиду их малости, получаем:
(6.5)
Площади всех зон Френеля примерно одинаковы (в случае пренебрежения кривизной поверхности, что не вносит существенной ошибки, если радиусы зон Френеля много меньше радиуса кривизны волнового фронта (обычно это справедливо для очень большого числа зон Френеля)):
(6.6)
Рис.6.3
|
Графическое вычисление амплитуды (метод векторных диаграмм). Разделим каждую из зон на большое число N участков. Между началом и концом зоны фаза меняется на p, а между малыми участками – на d = p/ N. Пусть E 0 – амплитуда волны, приходящей в точку наблюдения P от каждого участка; а фаза волны, приходящей из точки D в точку P – равна нулю. Комплексная амплитуда волны в точке P от центральной зоны Френеля с учетом интерференции равна:
(6.7)
Рис.6.4
|
Аналитическое сложение амплитуд можно проделать графически, изображая комплексную амплитуду в виде вектора (рис.6.3). При увеличении числа разбиений до бесконечности ломаная кривая превращается в плавную. Длина вектора DM 1 пропорциональна амплитуде волны в точке P, когда открыта вся центральная зона Френеля. Аналогично продолжая построение, можно получить кривую, по которой легко определить амплитуду волны (и ее интенсивность), зная соотношение диаметров открываемого отверстия и зон Френеля. При строгом равенстве амплитуд в (6.7) складываемых колебаний от элементарных участков результирующая амплитуда от двух открытых соседних зон была бы равна нулю, т.е. вторичные волны в результате интерференции гаси ли бы друг друга, но коэффициент наклона K (a) в (6.1) убывает по мере увеличения a и приводит к уменьшению амплитуд вторичных волн. Поэтому полученная кривая не замыкается, а имеет вид спирали. Зависимость амплитуды поля в точке P от радиуса отверстия показана на рис.6.4.
Пятно Пуассона. Если на пути световой волны стоит непрозрачный круглый экран, то за экраном в его тени на оси возникает светлое пятно, называемое пятном Пуассона. Необходимость возникновения светлого пятна очевидна из рассуждений по методу зон Френеля. Экран закрывает некоторое число зон Френеля начиная с центральной. Однако следующие зоны после последней из закрытых создают в точке P освещенность, значение которой можно рассчитать с помощью спирали. Т.о., получается, что волна как бы огибает непрозрачный экран. Интенсивность пятна Пуассона весьма слаба при больших размерах непрозрачного экрана. Кроме того, необходимо, чтобы свет обладал достаточно большой степенью когерентности.
Отметим, что можно наблюдать и противоположный эффект – темное пятно в центре картинки при дифракции на открытом отверстии. Такое пятно называется пятном Араго.
Зонная пластинка. Закроем все нечетные зоны, оставив открытыми четные (или наоборот). В результате получится пластинка, называемая зонной пластинкой. Из рис. 6.3 видно, что амплитуды поля в точке P будут определяться суммой сонаправленных векторов 
и т.д. Поэтому осуществляется интерференция волн с усилением. Следовательно, в точке P на оси происходит значительное усиление интенсивности света (примерно в m 2 большее, чем дает отверстие в одну зону), т.е. в этой точке свет фокусируется. Зонная пластинка ведет себя как линза. Найдем фокусное расстояние f такой линзы. Будем считать, что лучи падают на зонную пластинку параллельно оси системы, т.е. R = ¥. Тогда точка P является фокусом. Формула (6.5) примет вид:
(6.8)
Следовательно, фокусное расстояние равно:
(6.9)
Формула такой линзы принимает вид:
(6.10)
В отличие от обычной линзы зонная пластинка имеет несколько фокусов на оси системы в зависимости от количества открытых зон. Отметим, что и расположение зон Френеля на волновом фронте зависит от геометрии рассматриваемой системы.
Интенсивность света в фокусе можно увеличить еще в 4 раза по сравнению с зонной пластинкой, если изменить на p фазы вторичных волн, исходящих от всех нечетных (или наоборот – четных) зон. Это можно сделать, например, химическим травлением стеклянной пластинки в нужных местах, чтобы ее толщина там уменьшилась на (n – 1)l/2. В этом случае вторичные волны от всех точек волновой поверхности приходят в точку фокуса в одинаковых фазах. Такая дифракционная линза называется линзой Френеля.
Недостатки метода зон Френеля. Метод зон Френеля приводит к результатам, которые хорошо согласуются с экспериментом для практически важных случаев, когда размеры препятствий много больше длины волны. Однако метод имеет существенные недостатки:
1. Он не решает вопроса о законе ослабления амплитуды вторичных волн в зависимости от направления распространения. Эту зависимость приходится постулировать.
2. Метод Френеля дает неправильную фазу волны. Фаза на фронте волны принимается по определению равной нулю. Поэтому амплитуда волны задается вектором 
(рис.6.3). Вычисленная по методу Френеля амплитуда задается вектором 
, т.е. отличается от фактической фазы волны на p/2. Хотя для многих практических явлений, зависящих от модуля амплитуды, эта разница в фазах несущественна, она все же с теоретической точки зрения имеет принципиальный характер. Это удается объяснить лишь в более строгой теории дифракции, основанной на интеграле Кирхгофа.
Приближение Кирхгофа.
Из теоремы Остроградского–Гаусса
, (6.11)
положив 
находим 2-ю формулу Грина:
(6.11’)
Производные в правой части (6.11) берутся по длине параллельно внешней нормали к замкнутой поверхности S. V – объем, ограниченный поверхностью S. Функции G и Ф вместе со своими первыми и вторыми частными производными непрерывны внутри V и на S.
Рассмотрим монохроматическую волну
(6.12)
Подставляя это выражение в волновое уравнение, получим для пространственно зависящей амплитуды:
(6.13)
Пусть объем V ограничен поверхностью S. Точка P 0 – фиксированная точка внутри этого объема (начало отсчета), P 1 – переменная точка, отличная от P 0 и характеризуемая радиус-вектором r 01. Функция
(6.14)
удовлетворяет уравнению (6.13) всюду, кроме точки P 0. В P 0 функция G обращается в бесконечность, а ее производные терпят разрыв. Значит во всем объеме V формулу Грина применять нельзя. Окружим точку P 0 малой сферой S1 (и объемом V 1) радиусом e с центром в P 0. Вне объема V 1 мы имеем право применять формулу Грина. Т.к.
(6.15)
то 
(6.16)
Отметим, что внешняя нормаль n к S 1 направлена внутрь V 1. Из (6.16) получаем:
(6.17)
Для точек P 1 на поверхности S имеем:
(6.18)
Индекс 1 в grad показывает, что grad вычисляется по координатам точки P 1, т.е. grad1 r 01 = r 01 / r 01. Очевидно, что grad0 r 01 = r 10 / r 10. Отсюда grad1 r 01 = = – grad0 r 01 Для точек P 1 на S 1 справедливо:
(6.19)
При 
получаем:
(6.20)
Поэтому из (6.20) и (6.17) имеем:
(6.21)
Это интегральное уравнение называется интегральной теоремой Гельмгольца-Кирхгофа и является основой скалярной теории дифракции. Она позволяет вычислить значение функции Ф в любой точке внутри объема, если известны значения функции и ее производной по нормали на поверхности, ограничивающей этот объем.
Для того, чтобы (6.21) использовать не как интегральное уравнение для Ф, а как формулу для вычисления Ф (P 0) по известным значениям этой функции и ее производной в точках плоского экрана, Кирхгоф предложил следующие правила для определения их значений в плоскости экрана (приближение Кирхгофа):
1. На отверстиях Ф и ¶ Ф/ ¶ n имеют те же значения, какие они имели бы при отсутствии непрозрачных частей экрана.
2. На непрозрачных частях экрана Ф = 0 и ¶ Ф/ ¶ n = 0.
Выбор граничных условий в соответствии с этими правилами приводит к решению задач дифракции в приближении Кирхгофа. Граничные условия Кирхгофа никогда точно не выполняются, т.к.:
· на краях отверстий должны соблюдаться определенные граничные условия, которые можно найти в соответствии с электромагнитной теорией света;
· за экраном не может быть резкой тени, т.е. скачкообразного обращения Ф в нуль.
Приближение Кирхгофа хорошо работает при линейных размерах отверстий (или экранов) много больших длины волны.
Оптическое приближение. В видимом диапазоне, как правило, соблюдается условие (оптическое приближение):
(6.22)
При его выполнении (6.21) принимает вид:
(6.23)
Формула дифракции Френеля-Кирхгофа. Пусть на отверстие падает сферическая волна, исходящая из точки P 2 (рис.6.5):
(6.24)
Учитывая (6.18) и (6.23), получим в оптическом приближении:
(6.25)
Рис.6.5
|
где S 0 – площадь отверстия. (На непрозрачных частях экрана подынтегральное выражение равно нулю.) (6.25) называется формулой дифракции Френеля-Кирхгофа.
Из (6.25) видно, что точечный источник, помещенный в P 2, даст в точке P 0 такой же эффект, как и эффект, создаваемый в точке P 2 таким же точечным источником, расположенным в P 0 (теорема взаимности Гельмгольца).
Вторичные источники. Обозначим:
(6.26)
Тогда (6.25) примет вид:
(6.27)
Видно, что отличие вторичных источников на отверстии S 0от волны 
заключается в следующем:
1. Амплитуда вторичной волны отличается от амплитуды падающей волны множителем k/ 4p.
2. Зависимость амплитуды вторичной волны от направления распространения дается множителем 
, который отличается от множителя, предлагавшегося Френелем.
3. Фаза вторичного источника отличается от фазы падающей волны на p/2 из-за множителя – i.
Таким образом, в приближении Кирхгофа в рамках электромагнитной теории света удается преодолеть трудности метода зон Френеля.
Приближение Френеля. Пусть дифракционная картина наблюдается в плоскости (плоскости дифракционной картины), параллельной экрану с отверстиями (плоскости источников), l – расстояние между этими плоскостями. В каждой плоскости введем системы координат, как показано на рис.6.6. P 0 – точка наблюдения. 
– амплитуда источников. 
. Тогда
(6.28)
Рис.6.6
|
Члены с косинусами являются медленно меняющимися функциями по сравнению с быстро осциллирующей экспонентой. Кроме того, углы обычно на практике изменяются в небольших пределах вблизи нуля. Тогда (6.28) с учетом этого приближения упрощается:
(6.29)
При малых углах обычно соблюдаются и следующие неравенства:
(6.30)
Тогда с учетом этого разложим r в ряд по (6.30) и ограничимся квадратичными членами:
(6.31)
где медленно изменяющаяся величина r » l в знаменателе вынесена за интеграл, т.к. она на влияет на видность интерференционной картины, а только слабо влияет на общую яркость.
Полученное приближение называется приближением Френеля, а соответствующая ему дифракция – дифракцией Френеля.
Дифракция Фраунгофера. Разложим показатель экспоненты в (6.31):
. (6.32)
Тогда (6.31) перепишется в виде:
(6.33)
Если рассматривать в дальнейшем относительное распределение интенсивности, а не поля в дифракционной картине, то наличие комплексных экспонент перед интегралом можно не учитывать. С другой стороны, если учесть, что 
на непрозрачных частях экрана, то интегрировать можно по координатам от –¥ до +¥. Поэтому с точностью до множителей функция Ф (x,y) является Фурье–образом функции f (x’,y’) в (6.33) и для изучения дифракционных эффектов можно воспользоваться формализмом преобразований Фурье. При определенных условиях можно перейти и к Фурье–образу от функции 
без экспоненциального множителя. Это можно осуществить при достаточно малых размерах отверстия и при 
. Дифракция при этом называется дифракцией Фраунгофера (дифракция в параллельных лучах). Пренебречь экспонентой можно не только при 
, но и при условии, чтобы она не осциллировала (показатель не должен превышать p/4, т.е. Re > Im). Т.о., область дифракции Фраунгофера простирается от бесконечности до некоторого минимального значения:
(6.34)
где r/ – максимальное расстояние от центра до края отверстия, на котором происходит дифракция. Дифракцию в этой области можно наблюдать на экране без дополнительных устройств. Однако проще наблюдать в фокальной плоскости линзы, расположенной после объекта. Формула (6.33) в области дифракции Фраунгофера принимает вид:
. (6.35)
Отметим, что здесь еще необходимо при практических расчетах учесть множитель перед интегралом, определяющий размерность.
Рассмотрим несколько примеров дифракции Фраунгофера.
Рис.6.7
|
Дифракция на прямоугольном отверстии (рис.6.7). Отверстие имеет стороны a и b. На отверстии фаза и амплитуда плоской волны постоянна. Комплексная амплитуда волны на отверстии обозначим A 0. Тогда, применяя формулу (6.35) и введя обозначения:
, (6.36)
получаем для амплитуды поля при дифракции:
, (6.37)
Рис.6.8
|
Интенсивность в дифракционной картине с точностью до постоянного множителя имеет вид, показанный на рис.6.8:
. (6.38)
Дифракция на щели.
Рис. 6.9
|
Рассмотрим падение плоской монохроматической световой волны на бесконечную щель шириной b (рис.6.9). Участок dx, находящийся на расстоянии x от левого края щели (начала координат), в направлении Z’ излучает плоскую волну с запаздыванием фазы относительно точки О на kx× sinj. Угол j отсчитывается от оси Z – нормали к щели (первоначального направления падающей волны), k – волновое число падающей волны. При записи амплитуды волны учтем, что вся щель в направлении j = 0 посылает излучение с амплитудой E0. Предполагая равномерное распределение амплитуды по щели, получим, что участок dx щели пошлет в направлении Z’ волну d E1 с амплитудой E0 d x / b:
(6.39)
Отсюда имеем для амплитуды волны от всей щели:
(6.40)
После несложного интегрирования и перехода от поля к интенсивности, получаем интенсивность дифракционной картины:
(6.41)
где I0 = E02; I1 = E12; 
. (6.42)
Проанализируем выражение (6.41).
1. При j = 0 u = 0. Используя соотношение 
, получаем, что в центре дифракционной картины интенсивность максимальна и равна I0.
2. При углах j, для которых sin u = 0, а u ¹ 0, интенсивность света обращается в нуль. Тогда условие минимума дифракционной картины на одиночной щели примет вид:
(6.43)
3. Основная часть потока энергии сосредоточена в пределах изменения угла дифракции j между первыми (n = ±1) симметричными максимумами. График зависимости (6.41) приведен на рис.6.10.
4. Чем меньше (уже) щель, тем шире центральный максимум. Нетрудно заметить, что при b » l центральный максимум расплывается на всю полуплоскость (j » p/2). Дальнейшее уменьшение щели приводит лишь к монотонному уменьшению интенсивности прошедшего света.
Рис. 6.10
|
Изучение картины дифракции дает информацию о ширине щели, если известна длина волны используемого света. Наоборот, зная ширину щели, можно найти длину волны. Таким образом, дифракционная картина от данного объекта имеет характерный вид, позволяющий получать информацию о размерах этого объекта. Отмеченное обстоятельство носит достаточно общий характер и лежит в основе метрологического применения дифракционных явлений.
Дифракция на круглом отверстии. Пусть R – радиус отверстия. Расчет удобнее вести в полярных координатах (r, q) и (r’, q’) в плоскостях отверстия и дифракционной картины:
(6.44)
Тогда (6.35) для этого случая запишется в виде:
(6.45)
где 
– функция Бесселя m -го порядка. Воспользуемся свойством функций Бесселя:
. (6.46)
Тогда получаем (рис.6.11):
Рис.6.11
|
. (6.47)
Интенсивность дифракционной картины определяется квадратом этой функции, т.е. в центре картины имеется светлое круглое пятно, окруженное темными и светлыми кольцами. Максимумы интенсивности быстро убывают. Радиусы колец определяются из корней функции Бесселя J 1(r)=0. Т.к. существует приближенное соотношение 
, то качественно распределение интенсивности выглядит примерно так же, как и на рис.6.10. Угловой размер центрального светлого пятна (диска Эйри), наблюдаемого из центра круглого отверстия, равен:
. (6.48)
Дифракционная решетка. Прозрачная (амплитудная) дифракционная решетка представляет собой правильную плоскую структуру из большого количества параллельных щелей с шириной каждой щели b и расстоянием d между соседними щелями. Расстояние d чаще называют периодом или постоянной дифракционной решетки (рис.6.12). Пусть на эту решетку нормально падает плоская монохроматическая волна. Найдем интенсивность света I в дифракционной картине.
Рис. 6.12
|
Методика расчета и система обозначений та же, что и для одиночной щели. От элемента d x какой-то n -й щели в исследуемом направлении распространяется волна вида:
(6.49)
Вся n -я щель пошлет волну вида:
(6.50)
Для учета действия всех щелей по принципу суперпозиции можно сложить все образовавшиеся напряженности поля:
(6.51)
где N – полное число щелей, участвующих в дифракции. Множитель с интегралом был посчитан выше для случая одной щели. Он не зависит от n и может быть вынесен за знак суммы. Введем обозначение:
(6.52)
Сумма в (6.51) представляет собой сумму N членов геометрической прогрессии. Тогда (6.51) перепишется в виде:
(6.53)
Интенсивность света в дифракционной картине получается умножением (6.53) на комплексно сопряженную величину I=EE*:
(6.54)
Множитель (sin u / u)2 характеризует распределение интенсивности в результате дифракции плоской волны на каждой щели и является огибающей всей дифракционной картины, а множитель (sin N d/sind)2 учитывает интерференцию между волнами, исходящими от всех щелей. Множитель I 0 определяет интенсивность света, излучаемого в направлении j = 0, которая зависит от потока энергии, падающего на решетку света. Вид дифракционной картины показан на рис.6.13.
Рис. 6.13
|
Величина d sinj равна разности хода между волнами, испускаемыми двумя одинаковыми точками соседних щелей. Условие главных максимумов для дифракционной решетки определяется формулой:
(6.55)
А условие (6.43) определяет положение минимумов огибающей.
Рис. 6.14
|
Наклонное падение света на дифракционную решетку. Пусть параллельный пучок света падает на дифракционную решетку под углом q (рис.6.14). Как и прежде дифракционные максимумы будут наблюдаться при разности хода волн, идущих от одинаковых точек соседних щелей, равной целому числу длин волн:
(6.56)
где jm – направление на m -й максимум. При 
, как правило, углы дифракции малы, поэтому
. (6.57)
Обозначив 
, а 
, получаем условие максимумов
. (6.58)
Т.е., при наклонном падении света на решетку, если вести отсчет углов от падающих лучей, роль периода решетки играет проекция периода решетки на перпендикулярное падающему пучку направление. Это позволяет использовать решетки с большим периодом для дифракции с очень короткой длиной.
Дифракция света на решетке с гармоническим пропусканием. Рассмотрим дифракцию Фраунгофера на решетке, коэффициент пропускания которой не дискретен, а изменяется по гармоническому закону:
. (6.59)
Найдем только угловое распределение максимумов в этом случае. Поэтому будем считать, что размеры решетки бесконечны. Тогда распределение поля на выходе решетки определяется формулой
. (6.60)
Подставив (6.60) в формулу (6.35) для дифракции Фраунгофера, получаем:
. (6.61)
Определив косинус через мнимую экспоненту, имеем:
(6.62)
где C – некоторая константа, включающая амплитуду падающей на решетку волны. Интегралы в (6.62) легко вычисляются через d–функции:
. (6.63)
Отсюда видно, что в отличие от обычной решетки при дифракции на гармонической структуре наблюдаются лишь три главных дифракционных максимума с порядками 
.
Этому процессу можно сопоставить математическое разложение функции пропускания (6.59) в ряд Фурье, содержащий лишь три члена с соответствующими пространственными частотами (волновыми числами), т.к., как указывалось выше, дифракционное устройство физически приближенно осуществляет преобразование Фурье. В случае более сложной функции пропускания (например, как для классической щелевой решетки либо структуры с произвольной функцией пропускания) ее разложение в ряд (или интеграл) Фурье содержит высшие гармоники, которые и определяют пространственное распределение спектра достаточно большого количества дифракционных максимумов. Отметим, что полученные выводы нам понадобятся при рассмотрении основ голографии.
Рис.6. 15
|
Дифракция на прямолинейном крае экрана. (рис.6.15) Ограничимся случаем падения плоской волны. Основной интерес представляет распределение интенсивности вблизи края геометрической тени, т.е. d << l. Тогда из (6.35) получаем:
(6.64)
где 
. Последнее выражение в (6.64) представляет собой параметрическое уравнение спирали Корню (клотоиды) (рис.6.16), позволяющей графически определить вид дифракционной картины от полубесконечного экрана. Функции, отложенные на рис. 6.16 по декартовым осям, называются интеграламиФренеля:
. (6.65)
Параметр h есть длина дуги спирали Корню, отсчитываемая от точки 0. Распределение интенсивности вблизи края геометрической тени показано на рис.6.16.
Рис.6.16
|
Рис.6.17
|
Разрешающая способность дифракционной решетки. Для количественной оценки разрешающей способности дифракционных спектральных приборов служит критерий Рэлея: две спектральные линии являются разрешенными, если максимум дифракционной картины для одной длины волны совпадает с ближайшим минимумом для другой длины волны. Вспомним, что для интерферометра Фабри-Перо мы воспользовались близким следствием из критерия Рэлея – пересечением двух соседних максимумов в интерференционной картине на полувысоте. Часто пользуются еще одним следствием из критерия Рэлея – при равной интенсивности исследуемых симметричных максимумов глубина провала между “горбами” составляет 20% от максимума. Конечно, эти следствия, как, впрочем, и сам критерий Рэлея являются достаточно условными. Но они позволяют вполне объективно оценить границу разрешения данного спектрального прибора.
Найдем разрешающую способность дифракционной решетки исходя из критерия Рэлея. Между главными максимумами дифракционной картины располагаются N – 1 минимум, где N – общее число щелей, участвующее в дифракции. Тогда критерий Рэлея запишется в виде:
(6.66)
Тогда разрешающая способность дифракционной решетки g равна:
. (6.67)
Переход от интерференции двух волн к многолучевой интерференции приводит к концентрации излучения вблизи определенных направлений и к увеличению темных промежутков между максимумами, т.е. к увеличению разрешающей способности.
Дисперсионная область дифракционной решетки ищется точно так же, как и для интерферометра Фабри-Перо, т.е. по формуле (5.46):
. (6.68)
Сравнение характеристик спектральных аппаратов.
Высокая разрешающая способность в спектральных приборах типа ИФП (~106) и дифракционной решетки (~105) достигается за счет различных факторов. В ИФП – за счет высоких порядков интерференции (из-за достаточно большой базы интерферометра) при сравнительно небольшом числе интерферирующих волн (нескольких десятков). В дифракционной решетке все наоборот – высокая разрешающая способность достигается за счет большого числа интерферирующих волн при малом порядке интерференции.
С другой стороны, порядок интерференции (см. (6.46) и (6.68)) определяет малое значение дисперсионной области для ИФП (~10-2 нм) и большое его значение для дифракционной решетки (~103 нм). Поэтому для получения оптимальных характеристик в эксперименте используют комбинацию различных спектральных приборов.
Недостатком дифракционной решетки является малая интенсивность выходного сигнала. ИФП лишён этого недостатка.