трусики женские украина

На головну

 Оптичні методи дослідження процесів горіння - Фізика

Міністерство загальної та професійної освіти Російської ФедерацііЧувашскій державний університет ім. І.М. Ульянова

ОПТИЧНІ МЕТОДИ ДОСЛІДЖЕННЯ ПРОЦЕСІВ ГОРЕНІЯА.Е. Давидов

Чебоксари 2000 - 2007

1. ПРЯМОТЕНЕВОЙ МЕТОД

Прямотеневой метод дозволяє наближено визначити другу похідну показника заломлення. Тому він знайшов широке застосування при вивченні явищ, пов'язаних з різкою зміною показника заломлення n, таких як ударні хвилі, зони горіння попередньо перемішаної горючої суміші, контролю оптичних стекол.

I. Схема тіньового методу

Один з найбільш простих варіантів установки для тіньового методу наведено на рис. 1.1.

Тут L - точкове джерело світла, Е - екран. Між ними поміщається досліджувана неоднорідність S. Світло від джерела L при проходженні через шлірен відхиляється.

Нехай світловий промінь LA відчуває при проходженні через оптичну неоднорідність відхилення на кут e (рис. 1.1). Внаслідок цього він потрапляє не в точку А`, а в точку А ``, яка віддалена від А` на відстань Dа = g ? tge. Але так як кут e малий (а тільки такі випадки і має сенс досліджувати тіньовим методом), то tge @ e, і тому

Dа = e ? g, (1.1)

де g - відстань від оптичної неоднорідності до екрану.

Зсув точки падіння променя на екрані викликає зміна освітленості, яке і вказує на наявність неоднорідності на шляху променів. Відносна зміна освітленості екрану, тобто чутливість тіньового методу, пропорційна відношенню Dа / d`, де Dа - зміщення точки падіння променя на екрані, d` - розмір тіньового зображення неоднорідності.

З'ясуємо, як залежить це відношення від параметрів тіньової установки. З рис. 1.1 маємо:

або (1.2)

де d - розмір неоднорідності.

Тому

. (1.3)

Ставлення e / d залежить тільки від характеру та розміру неоднорідності, і тому ми його можемо вважати заданою велічіной.Обозначім в (1.3) g / h через x. Тоді

. (1.4)

Функція f (x) = x (1-x) має максимум при x = 0.5, тобто чутливість максимальна при g / h = 0.5 або при g = h / 2.

Отже, для збільшення чутливості тіньового методу необхідно:

а) збільшити відстань h від джерела світла до екрана наскільки дозволяє приміщення;

б) поміщати оптичну неоднорідність приблизно в середині між джерелом світла і екраном Е.

Проте якість тіньової картини на екрані визначається не тільки зазначеним ставленням Da / d`, а й іншими факторами, наприклад, не різкістю, викликаної дифракцией світла на краю неоднорідності, що не різкістю, обумовленої кінцевими розмірами джерела світла і необхідністю встановлення великих габаритів.

Виходячи з вищевикладеного випливає, що дослідження фазових об'єктів прямотеневим методом вкрай важко, тому для дослідження оптичних неоднорідностей в даній роботі використовується звернений тіньовий метод.

II. Звернений тіньовий метод

Розглянемо його оптичну схему, наведену на рис. 1.2.

В якості джерел світла в зверненому тіньовому методі зазвичай використовуються джерела світла з високою яскравістю. Ці джерела можна використовувати безпосередньо відразу або для отримання великої різкості тіньової картини отримати спочатку з допомогою конденсора проміжне зображення на точкової діафрагми.

Світло від джерела S проходить через конденсорних лінзу О, діафрагму D і між лінзами K1і K2образуется паралельний пучок. Неоднорідність можна поміщати в збіжному, розбіжному і в паралельних пучках. Чутливість методу може бути виражена формулою

(1.5)

З формули (1.5) випливає, що чутливість, тобто відношення Da / d` теоретично може рости до безкінечності, якщо зробити як завгодно малої величину тіньового зображення оптичної неоднорідності на екрані при постійному значенні Da. Якщо зберегти g постійним і збільшувати відношення h / q, то чутливість зростає від 0 для h = g до значення eg / d при h® ?. h® ? означає, що оптична неоднорідність просвічується паралельним пучком світла. Тому зображення її одно розмірами самої неоднорідності. Якщо ж оптичну неоднорідність просвічувати сходящимся пучком світла, залишаючи постійним g, то зображення шліри буде менше самої неоднорідності. Так як при цьому Da залишається постійним, то чутливість істотно збільшується. Але для отримання сходящегося пучка променів необхідно оптичне обладнання, так що основна перевага тіньового методу втрачається.

У висновку відзначимо основні переваги та недоліки тіньового методу.

Основною перевагою тіньового методу є надзвичайна простота установки, яка не вимагає майже ніякого оптичного устаткування, і можливість дослідження об'єктів, що мають значні розміри.

Недоліком тіньового методу є неможливість проведення точних кількісних досліджень структури оптичної неоднорідності.

2. МЕТОД Теплера

Метод дослідження оптичних неоднорідностей, заснований на вимірюванні кутових відхилень світла e ~ grad n називається методом Теплера або шлірен-методом. Оптичні установки, призначені для роботи методом Теплера, називаються приладами Теплера. Вони зустрічаються в найрізноманітніших варіантах залежно від їх призначення.

I. Принципова схема приладу Теплера

Принципова схема приладу Теплера наведена на рис. 2.1.

Джерело світла L являє собою рівномірно яскраво світиться майданчик MN, обмежену по лінії М прямолінійним краєм. У верхній частині рис. 2.1 зліва приведений вид джерела світла L у напрямку оптичної осі. Довгофокусний об'єктив К, виправлений на сферичну і хроматичну аберації, створює в площині М`N` зображення джерела L`. Діаметр об'єктива До повинен бути більше розмірів досліджуваної неоднорідності, яка поміщається на шляху світла між об'єктивом До і площиною М`N`. Гострий край ножа Фуко повинен розташовуватися строго паралельно прямолінійним краю зображення джерела світла. У верхній частині рис. 2.1 праворуч приведено відносне розташування діафрагми В і зображення джерела світла L`. Ширина незакритих частини зображення джерела світла позначена через а '. Об'єктив Про дає зображення об'єктів, що знаходяться в площині досліджуваної шліри S, на екрані Е. Відповідним підбором об'єктива Про можна у відомих межах змінювати розмір зображення об'єктів на екрані Е і вибрати відповідну для кожного випадку освітленість. Позначення відстаней між різними деталями установки наведено на рис. 2.1.

При відсутності на шляху світла шліри S і якщо ніж Фуко не затримує промені в площині М`N`, екран Е буде освітлений рівномірно у всіх точках. Освітленість екрана в цьому випадку позначимо через Е. Якщо ножем Фуко, переміщаючи його перпендикулярно оптичної осі, затримати частину променів, що падають на екран, то за відсутності шліри рівномірність освітлення екрану не порушиться, але величина освітленості, пропорційна а ', зменшиться і стане рівною Е `.

При наявності шліри частина променів світла відхилиться на деякий кут e і викличе зсув зображення джерела світла щодо початкового зображення, створюваного не відхилення променями на Dа`. На цю ж величину воно буде зміщено і відносно гострого краю ножа. Тому відповідні місця зображення шліри отримають більше або менше світла залежно від того, в який бік відбувається зміщення: якщо вгору, то освітленість буде більше, якщо вниз, то менше, ніж освітленість вільного поля при даному положенні гострого краю ножа.

На відміну від тіньового методу в шлірен-методі більш освітлені і менш освітлені в порівнянні з вільним полем частини зображення неоднорідності відповідають тим місцям шліри, де відбувається відхилення світла, але тільки відхилення мають протилежні напрямки.

Так як зміна освітленості екрану DЕ пропорційно зсуву зображення джерела світла Dа`, а останнім однозначно залежить від кута відхилення світла e, то по зміні освітленості точки на екрані можна визначити кути відхилення і, отже, grad n у відповідній точці неоднорідності.

Чутливість методу Теплера

Наявність неоднорідності на шляху променів в приладі Теплера виявляється по зміні освітленості екрану, що можна реєструвати, наприклад, фотоелементом. В цьому випадку під чутливістю методу Теплера слід розуміти найменшу абсолютна зміна освітленості (відповідне найменшому куту відхилення), яке можна ще зафіксувати з достатньою точністю.

Якщо ж екран спостерігається візуально або фотографується, то під чутливістю методу Теплера розуміється відносна зміна освітленості екрану a = DЕ / Е, яке ще можна добре розрізнити. Зміна освітленості екрану відбувається внаслідок зсуву зображення джерела світла, створюваного відхиленими променями, щодо гострого краю діафрагми. Цей зсув Dа` пропорційно куту відхилення світла в шлірен:

Dа` = e ? g,

де g - відстань від неоднорідності до площини зображення джерела світла. Тоді на підставі виразу для обчислення освітленості екрану, отриманого Г.Шардіним

Е + DЕ = hВb` (a` + Dа`) / t2, (2.1)

де h - коефіцієнт, що враховує втрати в склі об'єктива К на відображення і поглинання,

В - яскравість джерела світла,

t - відстань від головної площини об'єктива Про до площини екрана Е, можна написати

Е + DЕ = hВb` (a` + Dа`) / t2 = hВb` (a` + emg) / t2, (2.2)

де em- найменший кут відхилення, який можна ще зафіксувати. Розділимо почленно отриманий вираз на (2.1):

звідки a = emg / a`. (2.3)

Отримане співвідношення показує, що чутливість методу Теплера прямопропорційна віддалі g між діафрагмою і оптичної неоднорідністю і обернено пропорційна ступеню перекриття діафрагмою зображення джерела світла.

Теоретично з (2.3) випливає, що чутливість прямує до нескінченності при а`®0. Практично цьому заважають дифракційні явища, які стають тим помітніше, ніж вже робиться пропускається діафрагмою пучок світла. Крім того, для хорошої розрізнюваності зображення необхідна відома освітленість поля зображення на екрані. Виходячи з рівняння (2.1) можна було б, змінюючи ширину зображення щілини b`, підтримувати певну освітленість Е при будь-якій відстані а ', однак з технічних причин бажане збільшення ширини зображення джерела світла неможливо.

II. Юстирування та налагодження приладу Теплера.

Установка діафрагми

Діафрагма, яка встановлюється в площині зображення джерела світла і служить для перекриття частини променів, що приходять на екран, відіграє істотну роль у методі Теплера і від правильної її установки залежить точність кількісних досліджень.

Розглянемо прийоми визначення правильного положення діафрагми з одним гострим прямолінійним краєм (ножа Фуко) при застосуванні в якості джерела світла яскраво освітленого прямокутника. Найбільш універсальним є наступний спосіб. Після визначення приблизного положення діафрагми починають всовуються (за допомогою мікрометричного гвинта) ніж перпендикулярно оптичної осі з однієї якої-небудь сторони (рис. 2.2). Ймовірно, поле на екрані при цьому починає темніти з одного боку. Якщо на екрані тінь буде насуватися з того ж боку, що і ніж, то це означає, що діафрагма знаходиться між площиною зображення джерела світла і екраном (положення 1 на рис. 2.2). Тому діафрагму слід поставити далі від екрану. Якщо в новому положенні діафрагми, при її вдвіганія тінь буде насуватися в напрямку, протилежному руху діафрагми, то це означає, що діафрагма знаходиться між площиною зображення джерела світла і об'єктивом, отже, її треба поставити подалі від об'єктива. Повторюючи далі ці операції, можна встановити діафрагму точно в площині зображення джерела світла. У цьому випадку, при діафрагмуванні зображення джерела світла, поле на екрані буде темніти рівномірно у всіх точках. Можливі при цьому нерівномірності в освітленості поля на екрані можуть бути викликані тільки недоліками об'єктива. Можна для правильної установки ножа рекомендувати інший спосіб. Поблизу зображення джерела світла (між ним і екраном) встановлюють лупу, яка проектує збільшене зображення джерела світла і краю діафрагми на який-небудь екран. Переміщаючи лупу вздовж оптичної осі системи, домагаються різкого зображення на екрані джерела світла. Закриваючи далі ножем приблизно половину зображення джерела світла і пересуваючи ніж уздовж оптичної осі, домагаються різкого зображення гострого краю діафрагми (ножа) на екрані, що означає, що діафрагма знаходиться в площині зображення джерела світла. Так як зображення прямолінійного краю діафрагми і джерела світла на екрані виходять збільшеними, то, спостерігаючи взаємне розташування краю ножа і зображення джерела світла на екрані і, повертаючи ніж в його площині навколо оптичної осі, легко встановити паралельність прямолінійного краю діафрагми і прямолінійного краю зображення джерела світла . Так само, як і при першому способі, необхідно, щоб на шляху променів не було оптичних неоднорідностей і сторонніх предметів, оскільки це веде до розмитості країв зображення джерела світла. Описаний прийом зручний тим, що зображення на екрані можна отримати значно збільшеним і одночасно контролювати наявність зазубрин і порошинок на прямолінійній краю діафрагми і на краях джерела світла і рівномірну освітленість поверхні джерела світла.

Чималу роль для точності кількісних досліджень відіграє правильний вибір відстані а '- відстані від прямолінійного краю ножа до краю зображення джерела світла. Якщо очікуються великі відхилення світла при проходженні через неоднорідність, то відстань а 'потрібно вибирати великим, якщо ж передбачаються малі відхилення, то - малим. Це легко визначити попередніми візуальним спостереженням картини в площині зображення джерела світла.

Визначення правильного положення екрану

Зображення на екрані Е предметів і оптичних неоднорідностей, що знаходяться в площині s, створюється за допомогою об'єктива О.

Найчастіше в якості об'єктива Про використовується один з двох шлірен-об'єктивів, коли оптична неоднорідність поміщається на шляху паралельних пучків світла (рис. 2.3). В останньому випадку площину розташування оптичної неоднорідності і площина екрану є сполученими щодо об'єктива К. При малих кутах відхилення світла в оптичній неоднорідності можна вважати, що навіть після її введення зображення площині s на екрані Е залишається ідентичним зображенню, проектованому необуреним пучком світла. На рис. 2.3 наведено хід променя, що проходить через точку А при відсутності неоднорідності (суцільна лінія) і в разі наявності неоднорідності, коли він отримує мале відхилення (пунктирна лінія). В обох випадках промінь потрапляє в одну і ту ж точку екрану А`. Зауважимо, що суцільна і пунктирна лінії перетинають площину зображення джерела світла, де знаходиться ніж, в різних точках, тобто кожен промінь віддалений від краю ножа на різні відстані а '. Якщо ж екран розташований неправильно (положення екрану 1 і 2, проведені пунктиром), то промені, відмічені суцільною лінією і пунктирною лінією, не потрапляють в одну і ту ж точку екрану, що створює тіньовий ефект від шліри. Отже, для правильної установки екрану необхідно визначити таке положення екрану, в якому при прибраній діафрагмі оптична неоднорідність непомітна. Звичайно, сильні оптичні неоднорідності можуть бути дещо помітні і при неправильному положенні екрану, наприклад, плоский фронт кінетичного полум'я, або коли оптична неоднорідність має значну глибину.

Прилад інтерференційно-тіньової ІАБ-458

Прилад інтерференційно-тіньової ІАБ-458 призначений для якісних і кількісних досліджень тіньовим методом неоднорідностей оптично прозорих середовищ. У приладі реалізуються такі методи дослідження: світиться точки, щілини і ножа, щілини і нитки, сдвиговой интерферометрии і голографії.

На рис. 2.4 приведена принципова схема приладу Теплера ІАБ-458. Він складається з двох оптичних систем: КОЛЛИМАТОРНОЙ, яка створює паралельний пучок світла для просвічування досліджуваної неоднорідності, і спостережної, яка служить для спостереження і фотографування тіньової картини.

Коллиматорного частина складається з дзеркально-менісковий об'єктива К1діаметром 230 мм і фокусною відстанню 1917 мм, плоского дзеркала R1для зміни напрямку променів, закріпленого на одній каретці зі щілиною L. Остання встановлюється у фокусі об'єктива К1. На каретці є механізми повороту і зміни ширини щілини.

Спостережна частина складається з точно такого ж дзеркально-менісковий об'єктива К2, що і в КОЛЛИМАТОРНОЙ частини, плоского дзеркала R2для зміни напрямку променів, закріпленого на каретці з ножем В. Останній встановлюється в фокальній площині ФФ дзеркально-менісковий об'єктива К2. Об'єктив О може переміщатися уздовж оптичної осі і служить для отримання різкого зображення шлірен та інших об'єктів, що знаходяться в площині ss, на екрані Е. На каретці з ножем встановлені механізми переміщення і повороту ножа.

Зміна ширини щілини і переміщення ножа в фокальній площині об'єктива К1проізводітся мікрометричними гвинтами з точністю до сотих часток міліметра. Висоту щілини можна міняти за допомогою вставною діафрагми. Крім того, є вставна діафрагма з отворами різних діаметрів, якою користуються при необхідності мати джерело світла у формі світиться кола. В якості діафрагми, крім ножа, можна користуватися "нитками" різних діаметрів.

До каретці наглядової системи прикріплений відкидний кронштейн, виконаний у вигляді самостійної частини. На ньому укріплені об'єктив О, фотозатвор "Темп" і пристосування, що дозволяють одночасно спостерігати і фотографувати тіньову картину.

Хід променів в приладі ІАБ-458 показаний на рис. 2.4. Щілина L за допомогою конденсора О `рівномірно яскраво висвітлюється лампочкою розжарювання (12 вольт, 50 ват) або однієї з ртутних ламп ДРШ 250-3 або ДКсШ-200. Світло через щілину проходить на дзеркало R1і, відбиваючись, падає на дзеркало об'єктива K1і після другого відбиття йде до меніска об'єктива К1. Так як щілину L знаходиться у фокусі об'єктива К1, то після меніска виходить паралельний пучок світла. Далі світло проходить через меніск і відбивається від дзеркала об'єктива К2і падає на дзеркало R2. Після відбиття від нього в фокальній площині об'єктива К2создается зображення щілини - зображення джерела світла. Так як дзеркально - меніскові об'єктиви К1і К2совершенно ідентичні, то розміри зображення щілини рівні розмірам самої щілини.

До приладу додається ряд приладдя, з яких слід зазначити: окуляри (збільшення в 2.5 і в 5 разів), фотопріставкі (ФЕД і рамка від "фотокора"), лупа для проектування зображення джерела світла на екран, блок живлення для лампочки розжарювання і для ДРШ 250-3 і ДКсШ-200, футляри для установки і утримання їх, набір призм Волластона, набір "ниток", голографічна приставка РП-460.

III. Методи вимірювання відхилення світла на приладі Теплера

При дослідженні щодо грубих шлірен зручно користуватися методами вимірювання e, що не вимагають копіткого процесу фотометрірованія. До таких методів належать метод щілини і ножа, метод щілини і нитки і метод щілини і решітки. При застосуванні цих методів в якості джерела світла в приладі Теплера використовується рівномірно яскраво освітлена щілину.

Як показали дослідження Д.Д. Максутова, щілину має ряд переваг перед іншими формами джерел світла і, зокрема перед крапкою:

1. При тій же ширині, що і діаметр точки, і при тій же мірі перекриття її зображення діафрагмою, щілину посилає на екран значно більше світла.

2. Значно підвищується чутливість методу.

3. Дифракційний інтерферометр на базі ТІНЬОВОГО приладу Теплера ІАБ-458 (ІАБ-451)

Серед різних оптичних інтерферометрів широке застосування знаходить інтерферометр з дифракційної гратами. Застосування интерферометров з дифракційної гратами пояснюється тим, що використання дифракційних решіток є зручним способом створення когерентних пучків світла.

Другим позитивним якістю интерферометров розглянутого типу є те, що при використанні решіток з натягнутих ниток або відбивних грат інтерферометричні дослідження можна проводити в ультрафіолетовому, інфрачервоному і навіть СВЧ діапазонах електромагнітних коливань. Ця особливість є дуже важливою, оскільки дозволяє застосовувати їх для вивчення об'єктів нових класів, що мають велике практичне значення, наприклад, лазерних систем на вуглекислому газі, що дають випромінювання з довжиною хвилі 10.6 мкм.

Нарешті, інтерферометри з дифракційної гратами прості і їх легко можна, використовувати спільно з приладами інших типів, наприклад, тіньовими приладами.

I. Основи теорії інтерферометра з дифракційної гратами

1.1 Основні положення

Властивості интерферометров з дифракційної гратами в першу чергу визначаються характеристиками решітки. Під гратами звичайно розуміють періодичну структуру, що складається з системи прозорих або відображають штрихів, що вносять амплітудні, фазові або в загальному випадку амплітудно-фазові зміни в проходить через них світлову хвилю. Як правило, штрихи прямолінійні і паралельні між собою, однак знаходять застосування інтерферометри, в яких решітка являє собою систему концентричних кіл.

Основною характеристикою решітки є її період d-відстань між аналогічними лініями штрихів, виміряний в напрямку, перпендикулярному штрихам. Іноді як характеристики використовують частоту - величину, зворотну періоду. Другою характеристикою є форма штриха, визначальна залежність величини амплітудно-фазових змін, що вносяться гратами в світловий потік, від координати, перпендикулярній штрихам. Як правило, використовують решітки з простою формою штриха - трапецеидальной, синусоїдальної, прямокутної, трикутної.

Період дифракційних решіток змінюється в широких межах від 10 до 104штріхов на 1 мм, але для цілей интерферометрии найчастіше використовують решітки з малою частотою штриха - від 10 до 102штріхов на 1 мм.

Як відомо, після взаємодії світла з дифракційної гратами пучок паралельних світлових променів розбивається на серію окремих пучків - дифракційних максимумів. Напрям поширення цих пучків визначається зі співвідношення

sina - sinb = Nl / d, (3.1)

де a і b - відповідно кути, що складаються напрямами поширення йде від решітки і падаючих на решітку світлових потоків і нормаллю до неї; N - порядковий номер дифракційного максимуму, N = 0, ± 1, ± 2, ...; l - довжина світлової хвилі.

Якщо первинний пучок світла падає нормально до грат, то замість рівності (3.1) маємо

sina = Nl / d. (3.2)

При порівняно грубих решітках, коли кути дифракції малі, рівності (3.1) і (3.2) приймають вид

(3.3)

(3.4)

Так як для більшості схем інтерферометрів N = 0; 1 або 2, а частота штрихів не перевищує 100 штрихів на 1 мм, то майже завжди слід користуватися равенствами (3.3) і (3.4).

Одна з поширених оптичних схем, на прикладі якої зручно описати явища, що відбуваються в інтерферометрах з дифракційної гратами, дана на рис. 3.1.

Джерело світла І знаходиться в фокальній площині основного об'єктива О1осветітельной частини приладу. Часто замість джерела, встановлюваного безпосередньо в фокальній площині, застосовують систему конденсорних об'єктивів і як джерело використовують проміжне зображення світиться тіла. Це зручно, так як проміжне зображення легко обмежити діафрагмами потрібної форми і тим самим задовольнити вимогам, що пред'являються до джерела світла з точки зору необхідності обмеження його розмірів в одному або двох напрямках. Найчастіше такими діафрагмами є щілина або освітлювальна дифракційні грати. З об'єктиву О1виходіт коллімірованний пучок світла, який проходить через досліджувану неоднорідність Н. В площині предметів інтерферометра, де розташована Н, встановлюють також і діафрагму Д, що виділяє в поле приладу робочий ділянку і поле хвилі порівняння. У практичних умовах іноді неможливо поставити Д в площину предметів. У цих випадках відступають від ідеальної схеми і поміщають діафрагму поля предметів Д між неоднорідністю і об'єктивом О2. Так як у просторі О1і О2световой пучок коллімірованним, то, як правило, такий відступ не приводить до істотної зміни інтерференційної картини. За площиною предметів встановлюють О2-основний об'єктив приймальні частини приладу, розмір якого вибирають так, щоб його оправа обмежувалося жодної з интерферирующих хвиль. Поблизу від F - другий фокальній площині об'єктива О2установлена ??дифракційні грати R. За гратами розташовується площина екрану Е, який встановлюють в тому місці, де знаходиться зображення неоднорідності Н. При використанні результатів експериментів необхідно помножити всі лінійні розміри зображення на масштаб.

На екрані спостерігається серія зображень, що не закритих непрозорими зонами діафрагми Д ділянку площині предметів, кожне з яких обладнане світлом одного з дифракційних максимумів. Ці зображення зрушені щодо нульового, що не зрушеного зображення, на величину

(3.5)

де m - масштаб зображення; f - фокусна відстань об'єктива О2; s - відстань від площини предметів до першої головної площини об'єктива О2.

Відстань між зображеннями різних порядків

(3.6)

Для того щоб робоча хвиля і хвиля порівняння повністю накладалися одна на іншу, необхідно, щоб величина зсуву дорівнювала віддалі b між зображеннями отворів діафрагми. Це досягається при

(3.7)

Як правило, величини s і f одного порядку, а D значно менше, ніж кожна з них. Це дозволяє знехтувати другим членом у квадратних дужках виразів (3.5) - (3.7) і записати їх у спрощеному вигляді:

Практично, якщо в якості основи приладу використовується тіньової прилад ІАБ-458, що має світловий діаметр основних об'єктивів 230 мм і f = 1918 мм, то при l = 5,25.10-4 мм і інтерференції +1 і -1 максимумів для b = 60 мм необхідно мати решітку з частотою 30 штрихів на 1 мм. При інтерференції нульового та першого максимумів можна для робочої ділянки використовувати половину поля приладу, і для b = 100 мм необхідно взяти решітку з частотою 100 штрихів на 1 мм.

1.2 Схема інтерферометра

Інтерферометр з дифракційної гратами на основі тіньового приладу з відновленням хвилею порівняння наведено на рис. 3.2.

II. Юстирування та налагодження інтерферометра

До введення в дію прилад повинен бути от'юстіровать. Збірка і юстирування більшості основних деталей інтерферометра істотно не відрізняються від аналогічних операцій для інших оптичних приладів.

Однак існує кілька операцій юстування, специфічних тільки для интерферометров з дифракційної гратами. Це установка діафрагм, що виділяють робоче поле і поле порівняння, і особливо юстирування дифракційних решіток в освітлювальної та приймальні частинах приладу.

Установка діафрагм досить проста. Їх розмір і розташування визначаються за формулами. Контроль точності установки ведуть візуально за суміщенням интерферирующих полів. Допустима похибка установки зазвичай велика. Необхідно тільки, щоб розбіжність полів було багато менше розміру кожного з полів, а це зазвичай досягається при похибки установки, приблизно рівною 0.5-1 мм.

Установка і юстирування дифракційних решіток більш складна, тому опишемо її докладно.

Дифракційна решітка приймальні частини приладу повинна бути перпендикулярна оптичній осі. Крім цього необхідно знати положення решітки відносно площини зображення освітлювальної діафрагми, яка, як правило, збігається з фокальною площиною основного об'єктива приймальні частини приладу. Ґрати в фокальній площині приладу встановлюють одним із двох способів.

Перший спосіб - автоколімаційного. У основного об'єктива встановлюють плоске дзеркало і через мікроскоп одночасно спостерігають дифракційну решітку і її зображення, утворене після дворазового проходження через основний об'єктив і відбиття від плоского дзеркала. Ґрати пересувають уздовж оптичної осі до тих пір, поки вона та її зображення не будуть одночасно різко видно. Перпендикулярність решітки оптичної осі встановлюють і перевіряють шляхом спостереження периферійних ділянок решітки, де решітка і її зображення повинні бути одночасно так само різко видно, як і на оптичній осі. Цей метод дозволяє поєднувати решітку з фокальною площиною з похибкою ± 0.1 мм для систем, заснованих на використанні приладу ІАБ-458.

Другий спосіб установки грат у фокусі перпендикулярно оптичної осі заснований на спостереженні інтерференційної картини. При виведеної з фокуса решітці поле освітлено нерівномірно. Пересуваючи ґрати уздовж осі, домагаються рівномірності освітленості поля. При цьому вважають, що решітка знаходиться у фокусі.

Специфічним етапом юстування є установка діафрагми освітлювальної частини приладу, яка обмежує проміжне зображення джерела світла. Якщо такий діафрагмою служить щілину, то вона повинна бути розташована перпендикулярно оптичної осі і паралельно штрихам освітлювальної решітки.

Чи не паралельність штрихів приймальні та освітлювальної решіток призводить до збільшення ефективної ширини джерела світла в напрямку, перпендикулярному штрихам решітки, і до зниження контрасту інтерференційної картини.

Паралельність штрихів решітки забезпечують одним із двох способів. При першому способі після грубої установки решіток, яка визначає напрямок интерферирующих смуг, повертають одну з решіток і спостерігають інтерференційну картину в площині зображень. Штрихи вважають паралельними при такому положенні решітки, при якому контраст максимальний. Спосіб використовують при налаштуванні на кінцеву ширину смуг, і він має ту перевагу, що при налаштуванні домагаються максимальної величини найбільш важливого при вимірах параметра картини- контрасту.

Цим способом не можна встановлювати решітки паралельно при налаштуванні на нескінченну ширину смуг, так як при зсуві решітки в площині зображення джерела світла юстирування може порушитися. Тому часто приймальню решітку встановлюють, поєднуючи її із зображенням освітлювальної решітки. Зображення спостерігають через мікроскоп або на екрані. Грубу настройку можна здійснювати по муаровою картині перетинаються штрихів освітлювальної та приймальні решіток. Для подальшого уточнення положення решіток необхідні спостереження приймальні решітки та зображення освітлювальної решітки через мікроскоп.

Через неточності виготовлення основних об'єктивів їх фокусні відстані можуть мати деякий розкид. Тому навіть при точній установці решіток в фокус періоди зображень освітлювальної та приймальні решіток можуть мати деякий розкид. Це призводить до погіршення контрасту картини. Для усунення дії цього фактора освітлювальну ґрати зрушують щодо фокуса об'єктива приймальні частини і тим самим змінюють масштаб її зображення. При цьому решітку освітлювальної частини кожен раз встановлюють у площину зображення освітлювальної решітки. Спостерігаючи в мікроскоп за відповідністю періодів решітки та зображення, домагаються того, щоб вони були рівними.

Досвід показує, що за допомогою описаних методик можна домагатися того, щоб характеристики реального приладу незначно відрізнялися від ідеального. При цьому контраст інтерференційних смуг виходить практично рівним теоретично розрахованому.

4. поляризаційними інтерферометра ЗСУВУ НА БАЗІ ПРИЛАДУ Теплера ІАБ-458 (ІАБ-451)

У поляризаційних інтерферометрах для отримання зміщених хвильових фронтів (світлових пучків) використовуються поляризаційні призми - переважно призми Волластона, іноді - полярископ Савара. Для поляризації світла та отримання інтерферограмми застосовуються поляроїди. Поляризаційні інтерферометри працюють за схемою компенсації різниці ходу, що дає можливість використовувати широкий джерело світла і забезпечувати отримання яскравої інтерферограмми. Тобто в цих інтерферометрах та частина різниці ходу, яка залежить від положення світиться точки джерела, компенсується шляхом пропускання світла через другу призму.

Поляризаційні інтерферометри зсуву дуже прості у юстировке і регулюваннях.

I. Схема поляризационного інтерферометра зсуву на базі приладу ІАБ-458

Поляризаційний інтерферометр може бути отриманий на основі двухоб'ектівние тіньового приладу типу ІАБ-458, якщо в останньому щілину і ніж замінити призмами Волластона W1і W2, встановленими перпендикулярно до оптичної осі приладу (рис 4.1.). Для отримання поляризованого світла і спостереження інтерференційної картини перед першою призмою і за другий необхідно відповідним чином встановити поляроїди Р1і Р2.

Переміщенням призми в приймальні частини вздовж оптичної осі щодо фокусу можлива настройка на інтерференційні смуги різної ширини. Якщо призми Волластона стоять так, що фокуси припадають на преломляющие грані, то интерферометр налаштований на смуги нескінченної ширини.

Конденсор До утворює зображення джерела світла S в фокальній площині першого головного об'єктива О1. Другий раз зображення джерела, перевернуте по відношенню до першого, утворюється в фокальній площині другого об'єктива О2. Досліджуваний об'єкт Н поміщається між лінзами О1і О2в паралельному пучку. Середні площині призм паралельні один одному. Площину поляризації поляризатора Р1составляет кут 450С оптичними осями призми. Аналізатор Р2параллелен або схрещені з поляризатором.

На рис 4.1. зображений хід однієї пари інтерферуючих променів у випадку, коли призми знаходяться "в фокусах" головних об'єктивів, тобто по відношенню до оптичної системи лінз О1і О2плоскості локалізації ізохроматіческіх смуг збігаються зі взаімосопряженнимі площинами. Падаючий промінь виходить з внеосевой точки джерела. У призмі W1он розділяється на промені 1 і 2. Кожен із променів 1 і 2, перетинаючи призму, відхиляється в протилежних напрямках на кут q / 2.

Продовження падаючого променя перетинає досліджуваний об'єкт в точці L. Після проходження головних об'єктивів промені 1 і 2 направляються на другу призму. Їх уявні продовження перетинаються в точці А` - зображення точки А в першій призмі. У призмі W2лучі 1 і 2 знову відхиляються на кут q / 2 і з'єднуються в один промінь. При цьому в другій призмі промені 1 і 2 повинні відхилятися в тому ж напрямку, що і в першій призмі.

Оптичні шляху променів у повітрі обчислимо в наближенні, що товщина призми 2d мала в порівнянні з фокусною відстанню F головних об'єктивів. При обчисленні оптичних довжин променів в призмах будемо нехтувати нахилом променів до осі приладу.

Початкова різниця ходу D між променями 1 і 2 після перетину ними другий призми дорівнює сумі різниці deоптіческіх довжин в повітрі при поширенні світла від точки А до точки А` і сумі різниць D1і D2оптіческіх довжин в призмах. Відповідно до властивості ідеальної оптичної системи de = 0. Тому для отримання D достатньо знати Dw = D1 + D2.

Призми вносять різниця ходу

D1 = q1 (x1-x1) і D2q2 (x2-x2). (4.1)

У компенсаційних інтерферометрах призми по відношенню одна до іншої розташовуються таким чином, щоб здійснювалася компенсація різниці ходу, яка залежить від положення світиться точки, тобто щоб q1x1і q2x2імелі протилежні знаки. Цій умові задовольняють два різних положення другої призми. У першому положенні призми звернені один до одного з однаковими оптичними осями, але преломляющие кути мають протилежний знак. У другому положенні призми звернені один до одного різними оптичними осями, а преломляющие кути мають однаковий знак.

Коли фокусні відстані головних об'єктивів рівні, компенсація різниці ходу для різних точок джерела світла відбувається при виконанні умови

q1x1 + q2x2 = 0.

Зазвичай збільшення оптичної системи О1-О2равно одиниці, тому / х1 / = / х2 /. Отже, призми повинні мати однаковий заломлює кут. У цих умовах

D = qx, (4.2)

де x = x1 + x2определяют взаємне розташування середніх площин двох призм. Коли призми знаходяться в "фокусах" головних об'єктивів, тобто під взаімосопряженних площинах, початкова різниця ходу по всьому полю інтерференції є постійна величина. З немонохроматичним джерелом на екрані спостерігається один колір - інтерферометр налаштований на нескінченну смугу.

Коли реалізовано умова компенсації різниці ходу, початкова різниця ходу не залежить від положення світиться точки джерела світла і в інтерферометрі можна використовувати широкий джерело світла.

При зміщенні призми на z1вдоль осі пучка абсциса точки падіння даного променя на призму змінюється на

Dх` = z1х / F,

де х - абсциса променя в площині головного об'єктива, або практично те ж саме в області досліджуваного об'єкта.

З призмами, що не перебувають під взаімосопряженних площинах, з урахуванням формул (4.1) і (4.2), початкова різниця ходу в поле інтерференції визначається співвідношенням:

D = q (x + zx / F), (4.3)

де z = z2-z1есть взаємна расфокусировка призм.

Отже, в цьому випадку поле інтерференції складається з системи прямолінійних смуг, перпендикулярних напрямку зсуву. Ширина смуг дорівнює

. (4.4)

I. Збирання та налагодження поляризационного інтерферометра зсуву на базі тіньового приладу ІАБ-458

При роботі в режимі інтерферометра зсуву в коліматорі необхідно зняти механізм щілини і на його місце встановити вузол з призмою Волластона з поляроїдом.

У приймальні частини замість ножа Фуко встановити призму Волластона таким чином, щоб була потрібна орієнтація зсуву і потрібна настройка інтерференційної картини.

Потім домогтися різкості зображення об'єкта дослідження. Якщо треба, встановити фотокамеру і фотографувати. Але перш, необхідно проробити наступні етапи юстування.

1. от'юстіровать кожен светоделітельний вузол окремо, тобто певним чином встановити поляроїди щодо призми.

При правильній юстировке інтенсивності интерферирующих пучків повинні бути рівні і, крім того, максимальні. Для цього досить встановити поляроїд і призму відносно один одного на око, розглядаючи крізь них віддалений предмет (краще всього у вигляді хреста - наприклад, віконний палітурка на протилежному боці вулиці) і, повертаючи поляроїд до тих пір, поки обидва зображення предмета не опиняться однаково яскравими . Рекомендується при цьому тримати вузол поляроїдом до предмета.

2. Далі правильно орієнтувати светоделітельние вузли відносно один одного.

Для цього помітити напрямок двоїння кожного вузла. Потім скласти обидва вузла разом, призмами всередину, таким чином, щоб ці напрямки збігалися, і знову подивитися на предмет. Можливі два випадки:

а) предмет видно нероздвоєними

б) предмет роздвоюється вдвічі сильніше

Випадки а) і б) переводяться один в інший поворотом одного з вузлів на 1800. Правильною орієнтації відповідає другий випадок.

У такому положенні светоделітельние вузли встановлюються в прилад.

3. Після того, як светоделітельние вузли виставлені і орієнтовані відносно один одного, приступити до остаточної юстировке інтерферометра.

Визначити правильне початкове положення светоделітельних вузлів по відношенню до фокальним площинах коллиматорного і приймального об'єктивів. (Початковим положенням обох вузлів будемо називати таке, при якому в поле інтерференції видна нескінченно широка смуга).

Для цього в фокальній площині коліматора встановити щілину. Між щілиною і джерелом світла помістити поляроїд. Встановити в прилад приймальний светоделітельний вузол так, щоб напрямок двоїння його було перпендикулярно щілини. Поляроїд, що стоїть перед щілиною, повернути так, щоб два зображення робочого поля здавалися однаково яскравими. Звузити щілину до ширини не більше 0.1 мм. Поворотами светоделітельного вузла домогтися появи інтерференційної картини. Подвижкою вузла уздовж оптичної осі встановити його так, щоб у площині спостереження утворилася нескінченно широка смуга. Потім змістити светоделітельний вузол перпендикулярно оптичної осі в напрямку зсуву до отримання картини з насиченою забарвленням, тобто смуги приблизно нульового порядку.

4. Зняти вузол щілини і встановити в прилад, светоделітельний вузол освітлювальної частини, орієнтуючи його по відношенню до светоделітельному вузлу приймальні частини так, як сказано в пункті 2. Злегка розгортаючи светоделітельний вузол освітлювальної частини навколо оптичної осі, домогтися появи інтерференційної картини. Потім подвижкою цього ж вузла знову встановити в площині спостереження нескінченно широку смугу.

5. Светоделітельний вузол приймальні частини повернути так, щоб зсув мав потрібному напрямку (наприклад, по осі моделі або перпендикулярно їй). При цьому спостерігати роздвоєне зображення моделі або належним чином орієнтованого перехрестя.

6. Светоделітельний вузол освітлювальної частини повернути знову, домагаючись появи інтерференційної картини (нескінченно широкої смуги). Поперечної подвижкою приймального освітлювального вузла отримати смугу нульового порядку.

7. Виконати заключні операції - настройку приладу. Ввести світлофільтр для монохроматизації випромінювання і налаштуйте прилад на смуги необхідної ширини і необхідного знака клина інтерференції. Це забезпечується подвижкою светоделітельних вузлів від початкового положення уздовж оптичної осі. Їх переміщають на однакові відрізки назустріч один одному або навпаки. Величиною зрушення задається ширина смуг, напрямком - знак клина інтерференції.

8. Фокусувати фотопріставку на обрану площину досліджуваного об'єкта, розглядати інтерференційні смуги на зображенні цій площині. Якщо контраст смуг незадовільний, то слід підвищити його. Для цього светоделітельние вузли перемістити по оптичної осі на рівні відрізки в одному напрямку і знайти для них положення, що забезпечує найбільший контраст.

9. Прибрати світлофільтр, і поперечної подвижкою приймального светоделітельного вузла привести нульову смугу в необхідне положення.

Юстирування поляризационного інтерферометра

Юстирування поляризационного інтерферометра надзвичайно проста і не вимагає спеціальних приладів і пристосувань. Обмежимося лише короткими зауваженнями. Юстирування інтерферометра повинна привести до того, щоб в даних умовах інтерферограмма мала самі насичені кольори (з немонохроматичним джерелом) або максимальний контраст і найвищу яскравість. Для цього одна призма по відношенню до іншої повинна бути орієнтована таким чином, щоб відбувалася компенсація різниці ходу. Площину поляризації поляроидов повинна становити кут 45 ° з головними перерізами призм. При цьому досить виставити призми перпендикулярно до світловому пучку простими механічними засобами. Висока якість юстування забезпечує методика, в якій основним є отримання рівності освітленостей двох зображень якого-небудь предмета, що знаходиться в робочому полі інтерферометра ("правило рівних освітленостей"). За цією методикою юстирування компенсаційного інтерферометра проводиться в наступній послідовності:

а) Друга (по ходу світла) призма і перший поляризатор встановлюються на свої місця і, спостерігаючи подвоєння зображення якогось предмета на шляху світла, вибирають потрібний напрямок зсуву світлових пучків. Потім поворотом поляризатора домагаються рівності освітленостей двох зображень. Це положення і буде відповідати тому, що площина поляризації падаючого світла становить 45 ° з оптичними осями призми.

б) Ставлять на місце аналізатор і знову отримують рівність освітленостей двох зображень. Це, очевидно, станеться тоді, коли поляроїди будуть паралельні або схрещені.

в) Поміщають на місце першу призму. При обертанні цієї призми рівність освітленостей виходить в чотирьох різних положеннях. Але компенсація різниці ходу може відбуватися тільки в одному з цих положень. Невеликими і повільними поворотами однією з призм у вертикальній площині поблизу положення рівності освітленостей знаходять интерференционную картину.

Як було показано вище, компенсація різниці ходу відбувається незалежно від того, якими поверхнями призми звернені один до одного, що на практиці дуже полегшує юстировку компенсаційного інтерферометра.

При порівняно великих кутових зрушеннях необхідно дотримуватися ще таку умову. Коли юстировку інтерферометра проводять з джерелом білого світла, з самого початку призми повинні бути виставлені так, щоб зображення джерела світла припадало на їх центральну частину. Тільки в цьому випадку початкова різниця ходу буде мало відрізнятися від нуля і можна відразу отримати інтерференційну картину. При налаштуванні на один колір для зменшення впливу хроматизму і недоліків виготовлення призми їх слід розташовувати якомога ближче до фокусів світлового пучка. Після отримання інтерференційної картини переміщеннями призми уздовж осі світлового пучка інтерферометр можна налаштувати на нескінченну смугу або на смуги.

При малих кутових зрушеннях немає сенсу говорити про місце локалізації інтерференційних смуг: смуги чіткі в будь-якій площині області переналоженія двох пучків. При великих зрушеннях смуги локалізовані в площині, що проходить через уявні точки перетину інтерферуючих променів в просторі предметів. Площина локалізації смуг можна поєднати з площиною досліджуваного об'єкта зміною співвідношення між зміщеннями z1і z2.

Кілька слів про елементи конструкції поляризационного інтерферометра зсуву за схемою компенсації. Коли интерферометр збирається в лабораторних умовах, то з метою спрощення його конструкції можна забезпечити регулювальними гвинтами тільки другу (по ходу променя) призму. При цьому регулювальні гвинти повинні забезпечувати зміщення призми перпендикулярно до осі світлового пучка з точністю в кілька кутових хвилин. Для отримання досить вузьких смуг расфокусировка призми повинна досягати приблизно 0.1 фокусної відстані головних об'єктів.

5. АВТОКОмПЕНСАЦІОННИЙ інтерферометра зрушень

У автокомпенсаціонних інтерферометрах світло перетинає досліджуваний об'єкт два і більше разів. Такі інтерферометри краще пристосовані для дослідження слабких оптичних неоднорідностей.

I. Інтерферометр зі сферичним дзеркалом

Принципи дії автокомпенсаціонного інтерферометра розглянемо на прикладі установки зі сферичним дзеркалом М в якості головного об'єктива (рис. 5.1). Призма Волластона W встановлена ??поблизу центру кривизни сферичного дзеркала.

Світловий пучок, що йде від джерела S поляризований під кутом 45 ° до оптичних осяміпрізми. K - конденсор, D - призма повного внутрішнього відображення, P1 і P2 - поляроїди. О - проектує об'єктив, Е - екран.

Обчислимо початкову різницю ходу. Розглянемо загальний випадок, коли центр кривизни дзеркала не розташований в призмі ("призма не в центрі"). Нехай N - є точка, в якій вісь Про перетинає призму. L - довжина відрізка СN. Падаючий промінь в точці A розділяється на два промені 1 і 2. Промені 1 і 2, що утворюють між собою кут, падають на дзеркало в точках L1і L2. Потім промені направляються знову до призмі і їх уявні продовження сходяться в точці A` - зображення точки А по відношенню до дзеркала M. На рис. 5.1 L - негативна величина. Промені 1 і 2 перетинають призму вдруге відповідно в точках u1і u2і кожен з них відхиляється ще раз на кут q / 2. Промені виходять з призми злегка розходяться. У наближенні Гаусса можна показати, що уявні продовження променів сходяться на дзеркалі, у точці L середини L1L2. Промені 1 і 2 проходять через фокусирующий об'єктив і сходяться на екрані в точці L`, поєднаної з L по відношенню до об'єктиву О.

Початкова різниця ходу D між променями 1 і 2 після їхнього другого перетину призми дорівнює сумі різниці dbоптіческіх довжин в повітрі від точки A до точки L` і різниці dnоптіческіх довжин в призмі. Відповідно до властивості ідеальної оптичної системи db = 0. Тому для отримання D достатньо обчислити dn. Нехай u і T є точки, в яких відповідно пряма LA` і радіус LC перетинає призму. Від вершини дзеркала направимо вісь OX перпендикулярно до середньої площини П призми. Нехай x- абсциса площині П, x - абсциса точки L; x (A), x (u) і x (T) = -xx / R - абсциси точок А, u і T. Відповідно до формули для різниці оптичних шляхів D,

D = q (x-x), (5.1)

Маємо

dm = q [x (A) -x] + q [x (u) -x].

У наближенні Гаусса точка Т знаходиться в середині відрізка Au, отже

D = q [x (A) + x (u) -2x] = -2q [x-x (T)] = -2q (x + zx / R). (5.2)

Цей результат не залежить від напрямку осі Ox. Різниця ходу в точці L` або в точці L не залежить від положення точки А в призмі, т. Е. Положення світиться точки джерела. З широким джерелом світла маємо, отже, смуги, локалізовані на дзеркалі. Так як D залежить лише від x, то смуги прямолінійні і перпендикулярні Ox.

Коли призма знаходиться не в центрі z?0, то интерферометр налаштований на смуги кінцевої ширини. Коли z = 0, різниця ходу D постійна по всьому полю спостереження. З немонохроматичним джерелом за аналізатором спостерігається однорідний світло. Колір залежить від положення середньої площини призми. Отже, коли "призма в центрі", інтерферометр налаштований на нескінченну смугу.

Досліджуваний об'єкт поміщається перед дзеркалом якомога ближче до нього. Основним недоліком інтерферометра зі сферичним дзеркалом є те, що досліджуваний об'єкт знаходиться в непараллельное світловому пучку. Розбіжність світлового пучка з самим собою при падінні його на дзеркало і після відбиття від нього може бути усунуто використанням напівпрозорого дзеркала за рахунок значного (приблизно в 4 рази) зменшення освітленості.

Нехай сферичне дзеркало інтерферометра має R = 400 см, а відстань між фокусами світлового пучка - 2 см. Якщо відстань між дзеркалом і об'єктом становить 10 см, то розбіжність точок зустрічі променя з об'єктом становить 0,05 см. У багатьох випадках такий зсув, якщо його направити в бік найменшого зміни товщини неоднорідності, не вносить помітної помилки. У цих умовах помилка в основному буде викликатися відхиленням променя в неоднорідності.

Використовуючи лінзу і плоске дзеркало або увігнуте і плоске дзеркало, можна отримати такий автокомпенсаціонний інтерферометр, в якому досліджуваний об'єкт буде знаходитися в паралельному пучку. Інтерферометр, схема якого наведена на малюнку 1, можна перетворити так, що світловий пучок буде проходити через досліджуваний об'єкт 4 рази і, тим самим, чутливість інтерферометра буде підвищена ще в два рази.

II. Юстирування та налагодження поляризаційних интерферометров

Юстирування автокомпенсаціонних интерферометров здійснюється згідно "правилу рівних освітленостей" (див. Лабораторну роботу №4 "Поляризаційний інтерферометр зсуву на базі тіньового приладу Теплера ІАБ-458" даного опису).

6. Вивчення роботи і зняття характеристик газового лазера

Лабораторна робота знайомить студентів з властивостями випромінювання оптичного квантового генератора працюючого на суміші газів Ні-Ne, застосовуваного в якості джерела світла в оптичних установках.

Таке джерело світлової енергії складається з активної середовища, що забезпечує посилення оптичного сигналу, і резонатора. Останній створює позитивний зворотний зв'язок, необхідну для генерації. Властивості випромінювання лазера - монохроматичность, спрямованість, когерентність - обумовлюються властивостями як активного середовища, так і резонатора. Характеристики окремо взятих резонатора або активного середовища істотно відрізняються від відповідних характеристик лазера.I. Активне середовище оптичного квантового генератора

1. для того щоб усвідомити собі, як працює газовий лазер, спочатку розглянемо спрощену атомну систему, в якій можливі лише два стани: незбуджений (основний) рівень, позначимо його 1 (див. Рис. 6.1) і збуджений рівень 2.

При температурі 0oК всі атоми такої системи знаходяться на першому рівні, а при підвищенні температури починає заселятися і рівень 2, і чим більше температура, тим більше атомів перейде з рівня 1 на рівень 2. Позначимо N1- число атомів в одиниці об'єму на рівні 1, N2- число атомів в одиниці об'єму на рівні 2. У разі термодинамічної рівноваги з навколишнім середовищем при температурі ToK розподіл атомів по станах підкоряється закону Больцмана:

, (6.1)

де hn = E2- E1,

g1, g2- кратності виродження рівнів 1 і 2 відповідно.

Природно, що частина атомів з рівня 2 буде спонтанно переходити на рівень 1 і, якщо перехід 2®1 випромінювальний, то з'явиться спонтанне випромінювання. Якщо на рівні 2 знаходиться N2атомов, то повне число переходів в секунду з рівня 2 на рівень 1 буде N2A21, де A21- ймовірність переходу з рівня 2 на рівень 1.

Зауважимо, що це випромінювання некогерентно: фази електромагнітних коливань, випроменених різними атомами, не пов'язані між собою.

2. Тепер уявімо собі, що на нашу атомну систему падає ззовні випромінювання з густиною rvі частотою, що задовольняє співвідношенню

hn = E2- E1.

У цьому випадку, крім спонтанних переходів, з'являються, ще й змушені (індуковані) переходи з рівня 2 на рівень 1 і повна ймовірність того, що атомна система перейде з рівня 2 на рівень 1 (за одиницю часу), буде

r21 = A21 + rvB21, (6.2)

де B21- ймовірність індукованого переходу.

Зауважимо, що вимушене випромінювання вже не є хаотичним, його фаза буде збігатися з фазою зовнішнього випромінювання. Збігаються також і інші характеристики: хвильові вектори, поляризації і частоти.

Що потрапляє в речовину зовнішнє випромінювання викликає також і переходи з рівня 1 на рівень 2 з імовірністю r12 = rvB12. Між величинами А і В (їх називають коефіцієнтами Ейнштейна) існує зв'язок

g1B12 = g2B21,

(6.3)

Зовнішнє випромінювання, потрапляючи в речовину, буде поглинатися, і порушувати термодинамічна рівновага атомної системи. Розглянемо взаємодію такого ансамблю атомів з випромінюванням на частоті n. Число переходів в секунду з рівня 2 на рівень 1 буде (A21 + rvB21) N2, а число переходів з рівня 1 на рівень 2 rvB12N1.

Втрати падаючого пучка електромагнітного випромінювання становитимуть: (N1- N2) rvB12 (6.4) квантів в секунду, і при N1- N2 <0 випромінювання при проходженні через речовину буде послаблюватися. Іспущенние A21N2квантов в секунду дадуть розсіяне (по напрямку) випромінювання і тому у формулі (6.4) не фігурують. Інтенсивність випромінювання буде спадати всередині речовини за законом:

, (6.5)

де JO- інтенсивність на вході в речовину,

Kn- коефіцієнт поглинання на частоті n.

У газовому розряді збуджується лінійчатий спектр, і поглинання відбувається лише в межах ширини спектральних ліній. Контур їх найчастіше визначається доплеровским розширенням.

Типова залежність Knот частоти показана на рис. 6.2. існує зв'язок між площею під кривою Kn (n) і різницею населеностей рівнів [див. 4]:

, (6.6)

де- інтегральне (по частотах) поперечний переріз поглинання одного атома.

Таким чином видно, що інтегральний коефіцієнт поглинання атомної системи буде позитивним при N2Уявімо собі, що знайшли спосіб зробити так, що населеність верхнього рівня стала більше населеності нижнього рівня. У цьому випадку коефіцієнт поглинання буде негативним і атомна система зінверсної населеністю буде посилювати падаюче в неї випромінювання за законом

, Де a = -Кn> 0.

Якщо замкнути такий підсилювач ланцюгом зворотного зв'язку, то можна отримати оптичний генератор.

3. Розглянемо тепер, яким чином створюється інверсія населеності в газовому Ні-Ne лазері. Конструктивно Ні-Nе лазер являє собою скляну трубку, наповнену сумішшю гелію і неону і вміщену в оптичний резонатор. За допомогою високовольтного джерела живлення в трубці створюється розряд постійного струму і цим порушуються атоми обох газів.

Стану Нє, відповідні рівням 21SOі 23S1 (див. Рис. 6.3), є метастабільними - переходи з цих рівнів в основний, збудженому стані заборонені в дипольному наближенні, а інших рівнів, що лежать між основним станом і 21SOі 23S1нет.

Практично це виражається в тому, що час життя цих рівнів в 104-105раз більше часу життя інших рівнів, з яких є дозволені дипольні переходи. Тому в результаті переходів з верхніх рівнів атоми скупчуються в цих станах.

В енергетичному спектрі Ne стану 2S (символіка Пашена) і 3S (точніше, чотири стану кожного типу) випадково опинилися збігаються з метастабільними рівнями Чи не. Завдяки цьому в збудженої суміші Чи не та Ne відбувається обмін енергією, що носить резонансний характер, між збудженим Не в станах 21SOі 23S1і збудженого атома Ne. В результаті непружних зіткнень з Ne метастабільні стани Чи не руйнуються, а Ne збуджуються в 3S і 2P стану:

He * (21SO) + Ne ® He.

Розряд збуджує практично всі рівні Ne, заселяючи їх приблизно відповідно до больцманівських законом. В результаті резонансного взаємодії Чи не з Ne відбувається додаткове виборче дозаселеніе рівнів 3S і 2S Ne. Процес виявився досить ефективним, щоб забезпечити інверсію на деяких переходах, що починаються з 2S і 3S.

З рівнів типу 3S існують дозволені переходи на рівні типу 3P і 2P (всього близько 60 переходів), а з рівнів типу 2s на 2Р (близько 30 переходів), найбільш сильна генерація спостерігається на наступних переходах:

3S2® 2P4;

3S2® 3P4;

2S2® 2P4.

4. Конструкція лазера, використовуваного в даній лабораторній роботі, являє собою розрядну трубку, заповнену сумішшю газів Чи не та Ne, і вміщену в оптичний резонатор. Випромінювання з трубки виходить через два вікна з оптичного скла, розташованих під кутом Брюстера до осі трубки. Такий нахил вікон дозволяє звести до нуля відображення на кордоні скло - (Не і Ne) і скло - повітря для певної поляризації світлової хвилі. Цим помітно зменшуються втрати в резонаторі, так як при вікнах розташованих перпендикулярно осі резонатора, Френелевскую відображення на кордоні скло - повітря становить близько 4%.

Дзеркала резонатора мають діелектричне покриття, нанесене методом вакуумного напилення на кварцові або скляні підкладки. Плівка покриття має товщину близько декількох довжин хвиль і може бути легко пошкоджена при необережному поводженні.

II. Резонатор оптичного квантового генератора

Як і в діапазоні СВЧ, в оптичному діапазоні найбільш ефективну взаємодію електромагнітного поля з активним середовищем здійснюється при поміщенні її всередину резонатора. Однак в оптичному діапазоні не можуть бути використані резонатори, що моделюють (щодо довжин хвиль) типові системи діапазонів СВЧ, розміри яких порядку довжини хвилі, а спектр власних частот в робочому діапазоні розріджене настільки, що в конкретних програмах виявляється можливим обмежитися розглядом лише декількох або навіть одного типу коливань. Справа тут не тільки в труднощі виготовлення резонаторів мікроскопічно малих розмірів, і в недостатній їх місткості для отримання значних потужностей. Є обставини принципового характеру, які практично обмежують область застосування резонаторних систем з розмірами порядку довжини хвилі міліметровим діапазоном. Одним з цих обставин є збільшення втрат в стінках із зростанням частоти електромагнітних коливань (при нормальному скін-ефекту, як).

Це диктує необхідність переходу в короткохвильових діапазонах до багатомодовим резонаторам, розміри яких великі в порівнянні з довжиною хвилі, і, отже, власні типи коливань, які потрапляють в робочий діапазон активної речовини, мають високий порядок.

Але і в цьому випадку використання замкнутих резонансних обсягів, характерних для діапазону СВЧ, виявляється не прийнятним. Це пов'язано зі згущенням власних частот таких резонаторів при переході до більш високих типам коливань. Число типів коливань замкнутої порожнини обсягу V, що припадають на інтервал частот Dw, одно

, (6.7)

де v - швидкість світла у речовині, що заповнює резонатор.

Резонансні криві при цьому виявляються перекриваються, і, отже, резонатор втрачає свої резонансні властивості. Таким чином, для успішного застосування багатомодових резонаторів в оптичному діапазоні необхідно знайти: 1) шляхи розрідження їх спектру; 2) бажано при одночасному зменшенні втрат енергії в резонує обсязі. Таких шляхів, в принципі, може бути декілька. В даний час найбільшого поширення набув спосіб розрядження спектра при збереженні високих значень добротності, що полягає в застосуванні відкритих резонаторів, зокрема, резонаторів типу інтерферометра Фабрі-Перо [див. літературу 1, 2].

Інтерферометр Фабрі-Перо являє собою систему з двох плоских або сферичних дзеркал, встановлених паралельно один одному або (випадок сферичних дзеркал) таким чином, щоб їх оптичні осі збігалися.

У класичній оптиці використовуються зазвичай пасивні інтерферометри, світлова енергія, до яких підводиться від зовнішнього джерела. Відстань між дзеркалами порівнянно з діаметром дзеркал і мають порядок одного - кількох сантиметрів. При такій геометрії дифракційні втрати на краях дзеркал навіть з урахуванням багатократності відображення не істотні і внутрішнє поле резонатора фактично являє собою поле однорідних плоских хвиль.

Якщо випромінювання джерела світла можна представити у вигляді суми нескінченного числа плоских хвиль, то дія такого інтерферометра зводиться до селекції деяких з них, решта ж відбиваються дзеркалами Фабрі-Перо в бік джерела світла.

У працюючому лазері потужність підводиться тільки з внутрішніх областей інтерферометра, а багаторазові втрати потужності через дифракції на краях викликають помітні порушення однорідності амплітуди і фази хвилі у дзеркала.

Що ж тоді розуміти під типами коливань ("модами") такого резонатора? І чи існують вони взагалі? Вперше ця проблема розглянута в роботі А.Фокса і Т.Лі [див. літературу 1]. У цій роботі шляхом чисельного розрахунку, виконаного на ЕОМ показано, що в Двухзеркальная інтерферометрі, як зі сферичним, так і з плоскими дзеркалами можуть існувати стаціонарні розподілу поля, які є результатом багаторазових проходів хвиль між дзеркалами. Ці стаціонарні розподілу і називають модами резонатора. При розрахунку Фокс і Лі брали однорідний розподіл амплітуди і фази на поверхні одного дзеркала і обчислювали розподіл амплітуди і фази на поверхні іншого. Отримана функція використовувалася для наступного обчислення і так далі. Після того, як хвиля відчуває 300 віддзеркалень, флуктуації, що спостерігаються від проходу до проходу, складають менше 0.03% від середньої величини - розподіл можна вважати стаціонарним.

Моди позначають символом ТЕМqmn; ТИМ - щоб показати, що електричні та магнітні поля в більшості випадків перпендикулярні (Т® "transversal") поздовжньої осі резонатора; індекси m, n відрізняють одну конфігурацію поля на поверхні дзеркала від іншого - вони позначають число змін знака поля на дзеркалах резонатора:

а) у разі прямокутних дзеркал - по осях x і y (рис. 6.4a),

б) у разі круглих дзеркал по радіусу r і куту j (при зміні останнього від 0 до p) (рис. 6.4б).

Індекси m, n таким чином, відрізняють одну поперечну моду від іншої. Для кожної поперечної моди існує послідовність поздовжніх мод, що характеризуються різними значеннями індексу q; індекс показує число півхвиль, що укладаються уздовж довжини резонатора.

На рис. 6.4а представлено символічне зображення розподілу поля на прямокутному та круглому дзеркалах, відповідне різним поперечним модам. На рис. 6.4б наведені фотографії розподілу інтенсивності по поперечному перерізі променя лазера для деяких типів коливань.

Кожній моді ТЕМqmnсоответствует цілком певна резонансна частота n. Для резонатора, утвореного плоскими дзеркалами, n можна обчислити, користуючись виразами, наведеними в роботі [3]:

, (6.8)

де L - відстань між дзеркалами резонатора;

c - швидкість світла;

x - коефіцієнт розщеплення.

Коефіцієнт розщеплення з точки зору геометричної оптики визначає, як у просторі рознесені промені, що утворюють той чи інший поперечний тип коливань (моду). Величина коефіцієнта x визначається геометричними розмірами і може бути обчислена за формулою

, (6.9)

де R1і R2- радіуси кривизни дзеркал.

З формули (6.8) випливає, що різниця частот між сусідніми поздовжніми модами, відповідними одному поперечному розподілу (однієї поперечної моді: m = const, n = const) дорівнює

, (6.10)

причому ця величина одна і та ж для всіх поперечних мод.

Типи коливань з однаковими значеннями суми індексів (вироджені типи коливань) мають, згідно з формулою (6.8), що збігаються (при однакових q) резонансні частоти, але різне розподіл поля в поперечному перерізі променя. Однак у реальному резонаторі внаслідок наявності в ньому активного середовища і асиметрії резонансні частоти вироджених типів коливань дещо відрізняються.

У лазері генерація відбувається на частотах, близьких до резонансних частотах резонатора і ув'язнених в межах ширини лінії ансамблю атомів, де їм відповідає помітний коефіцієнт підсилення. Це ілюструє рис. 6.5, на якому показана "природна" ширина атомної лінії, ширина лінії випромінювання ансамблю атомів, обумовлена ??доплеровским уширением, і частотний спектр резонансних мод [див. літературу 4].

При відстані між дзеркалами L = 1 м, Dn = 150 МГц. Так як доплеровская ширина лінії складає величину близько 900 МГц, то одночасно можуть бути порушені кілька поздовжніх мод, що відповідають певному поперечному розподілу інтенсивності. З рис. 6.5 видно, що поріг самозбудження для різних мод буде неоднаковий. Тому змінюючи величину розрядного струму або погіршуючи добротність резонатора можна порушити одну моду (одномодовий режим генерації).

Спектральна ширина моди істотно вже ширини, яка визначається добротністю резонатора.

III. Інтерферометр Фабрі-Перо

Для дослідження спектрального складу випромінювання газового лазера в даній лабораторній роботі використовується прилад, що володіє високою роздільною силою - еталон Фабрі-Перо.

Для виконання роботи необхідно ознайомиться з теорією еталона Фабрі-Перо [2].

Інтерферометр, запропонований в 1897 році Фабрі та Перо, дивує простотою свого пристрою і зручністю застосування. Інтерферометр Фабрі-Перо складається з двох плоских і паралельно розташованих скляних або кварцових пластин (дзеркал), покритих напівпрозорим шаром металу з високим коефіцієнтом відбиття, порядку 80-90%. Останнім часом все частіше в інтерферометрах застосовуються дзеркала з багатошаровими діелектричними покриттями, для яких може бути забезпечений ще більш високий коефіцієнт відбиття при зникаюче малих втрати в відбивають покриттях. Якщо на дві такі пластини, відстань між якими дорівнює l см., Падає світло з довжиною хвилі l від порівняно великого за розмірами джерела, то виходять кільця рівного нахилу. Практично картину кілець можна спостерігати у фокусі лінзи, вміщеній після інтерферометра. Світло, що падає уздовж поверхні конуса з кутом q, дає світле кільце, якщо виконується умова

ml = 2nl ? cos (q), (6.11)

де m - порядок інтерференції, n - показник заломлення середовища життє між пластинами. Зазвичай цим середовищем є повітря, тому можна прийняти без особливої ??помилки, що n = 1.

Так як, cos (q) приймає максимальне значення при q = 0, то центральне кільце відповідає найбільшому порядку інтерференції m. При переході до кожного з наступних кілець порядок інтерференційного максимуму m убуває на одиницю.

Змінюючи довжину інтерферометра l, можна досягти бажаного інтервалу в довжинах хвиль між максимумами сусідніх порядків. Цей інтервал Dl дорівнює

Dl = l2 / (2l) (6.12)

і називається областю дисперсії інтерферометра.

Розподіл інтенсивності в смугах інтерферометра Фабрі-Перо виражається класичною формулою Ейрі.

Нехай Т і R позначають відповідно коефіцієнти пропускання і віддзеркалення дзеркал інтерферометра (якщо знехтувати втратами в покриттях дзеркал, то Т = 1-R). Тоді розподіл інтенсивності в смугах легко висловить як функцію різниці фаз d між двома сусідніми променями. Для світла, що падає під кутом q, різниця ходу між сусідніми променями, що зазнають багаторазове відбиття, рана 2nl ? cos (q). Звідси різниця фаз дорівнює. Розподіл інтенсивності в смугах виражається в цьому випадку формулою

, (6.13)

де JO- інтенсивність світла, що падає на інтерферометр. Так какменяется від 0 до 1, то інтенсивність безперервно змінюється від максимального значеніядо мінімального значення. Розподіл інтенсивності може бути записано у вигляді:

, (6.14)

де. Величина залежить тільки від коефіцієнта відбиття R, визначає різкість смуг, і тому Фабрі назвав її "коефіцієнтом різкості".

Важливою характеристикою інтерферометра Фабрі-Перо є межа дозволу dl і роздільна сила.

Згідно з критерієм Релея, дві лінії рівної інтенсивності вважаються дозволеними, якщо мінімум інтенсивності сумарного контуру лінії становить приблизно 0.8 інтенсивності кожного з двох рівних максимумів. Застосовуючи цей критерій до рівняння (6.13), можна отримати

, (6.15)

або переходячи до хвильовим числам (див-1):

. (6.16)

Довжину інтерферометра Фабрі-Перо l при заданому коефіцієнті відбиття R вибирають виходячи з того, яке необхідно забезпечити дозвіл dl і який діапазон Dl займають аналізовані довжини хвиль.

IV. Опис експериментальної установки

Схема установки наведена на рис. 6.6.

До складу установки входять:

· Фабричний лазер типу ЛГН-215 (довжина хвилі випромінювання l = 6328);

· Еталон (інтерферометр) Фабрі-Перо;

· Фотографічна камера УФ-89;

· Набір лінз, що вставляються в тримач;

· Набір світлофільтрів (фільтри можуть вставлятися в спеціальний утримувач);

· Матове скло;

· Лупа для розглядання картини на матовому склі камери УФ-89.

Установка змонтована на оптичній лаві.

У справжній лабораторній роботі використовується інтерферометр Фабрі-Перо типу ІТ-17а. Прилад встановлений на оптичний столик, який може нахилятися або розвертатися в горизонтальному напрямку за допомогою гвинтової подачі. Дзеркала інтерферометра - плоскі ретельно оброблені скляні пластини з напиленими дзеркальними шарами, затиснуті всередині полірованого корпусу за допомогою трьох юстіровачних гвинтів. Діелектричні шари дзеркал звернені назустріч один одному, всередину корпусу.

Щоб уникнути перешкод від додаткової інтерференції променів, що відбиваються від дзеркальної і недзеркальної поверхонь, пластина зазвичай виготовляється так, щоб дві її поверхні становили кут від 1oдо 30 ? (у нашому інтерферометрі 30 ?).

Відстань між дзеркалами в ІТ-17а може варіюватися від 0.3 до 50 мм. Для цієї мети в комплект інтерферометра входить набір розпірних проміжних кілець, виготовлених з інвару або плавленого кварцу. Проміжне кільце має з кожного боку три виступи, прошліфувати до рівної товщини з високою точністю. Ступінь паралельності дуже висока: наприклад, кільце завдовжки 150 мм відрізняється від номіналу в різних точках не більше ніж 10-4 мм. Дзеркала притискаються до виступах на проміжному кільці за допомогою трьох легких юстіровочних гвинтів, що діють на одне з дзеркал через пружні сталеві пластини. Друге дзеркало фіксується опорним кільцем.

Для виконання завдання интерферометр зібраний з розпірні кільцем товщиною l = 150 мм. Враховуючи, що коефіцієнт відбиття дзеркал R = 95%, область дисперсії приладу (6.12) буде:

Dl = 1.3 ? 10-2 (Dn = 3 ? 10-2см-1)

а теоретично межа дозволу (6.15)

dl = 6 ? 10-4 (Dn = 1.5 ? 10-3см-1).

Практичне дозвіл приладу багато в чому залежить від якості його юстування.

Юстирування інтерферометра Фабрі-Перо. Способи паралельної установки дзеркальних поверхонь інтерферометра залежать від величини проміжку між пластинами. Для проміжків менше 2 см юстирування паралельності відносно легка, для проміжків від 2 до 5 см вона дещо важче, а для проміжків більше 5 см - дуже важка. Зі збільшенням відстані між дзеркалами інтерферометра кутовий діаметр кілець поступово зменшується, і кільця для очі починають зливатися. Тому при великих товщинах проміжного кільця доводиться користуватися зоровою трубою, встановленої на нескінченність. Крім того, при збільшенні товщини проміжного кільця область дисперсії інтерферометра зменшується, в той час як спектральна ширина використовуваного джерела світла залишається, природно, незмінною. Тому загальна різкість картини кілець падає. Бажано користуватися при юстування джерелом, що дає мінімальну кількість спектрально "вузьких" і яскравих ліній. Унікальним джерелом у цьому сенсі є газовий лазер, що працює в режимі, коли генерується мале число (1-4) поздовжніх мод.

Найбільш поширений наступний спосіб юстування інтерферометра.

Відповідно до формули (6.11) кутовий діаметр якого-небудь (вибраного) кільця залежить від величини проміжку між дзеркалами, тому, якщо дзеркала паралельні, то при переміщенні ока (акомодувати на нескінченність) уздовж пластин інтерферометра діаметр кілець не повинен змінюватися. Якщо ж між пластинами є невеликий кут, то при русі очі в напрямку від вершини до основи клину кільця будуть стягуватися до середини системи, паралельність пластин досягається шляхом легкого натиску на ту пружину, у напрямку до якої кільця розширюються.

Центр системи особливо чутливий до зміни товщини проміжку. Якщо картина кілець спостерігається через зорову трубку, то замість ока можна переміщати діафрагму з отвором 5-6 мм, яка розташовується між інтерферометром Фабрі-Перо і об'єктивом зорової труби. При цьому слід пам'ятати, що зазвичай використовуються зорові труби системи Кеплера перевертають зображення.

При величинах проміжків між дзеркалами l?10 мм юстировку інтерферометра виробляють зазвичай без діафрагми за загальною чіткості картини кілець. Зорова труба при цьому повинна бути особливо ретельно встановлена ??на нескінченність, а її апертура не менш апертури Фабрі-Перо. Кільця виявляються "нерізкими" в тому напрямку, в якому нахилене дзеркало. Юстировку можна вважати виконаним, якщо кільця (хоча б у двох центральних порядках) надійно вирішуються в будь-якому місці (рис. 6.7).

Обробка інтерферограмми. Якщо в падаючому на інтерферометр Фабрі-Перо випромінюванні міститься р близьких спектральних компонент, то кожен порядок в інтерференційної картині буде розщеплений на р кілець (якщо межа дозволу dl менше спектрального інтервалу між компонентами).

Для того щоб інтерферограмма можна було обробити, ширина аналізованого спектра повинна бути менше області дисперсії інтерферометра Dl.

Вимірявши діаметри кілець, відповідних цікавлять нас спектральним компонентів (а і b), можна обчислити різницю між компонентами в хвильових числах (в см-1) за формулою

, (6.17)

де- хвильове число; Db1і Da1- діаметри кілець одного порядку інтерференції, що належать двом різним частотам; Da2- діаметр кільця наступного, більш низького, порядку, що належить одній з частот.

Камера УФ-89

Камера УФ-89 складається з длиннофокусной лінзи (F = 800 мм) і фотокассети. Касетну частину камери можна пересувати щодо лінзи для отримання різкого зображення на фотопластинці ("настройка на різкість"). Камера може переміщатися в усіх напрямках. При необхідності касета може бути замінена на матове скло.

Касетна частина забезпечена висувною шторкою з прорізом (діафрагмою) яка обмежує засвічені поле горизонтальною смужкою висотою 7 мм.

Пересуваючи касету у вертикальному напрямку (мається механізм для каліброваного зсуву), можна на одну фотопластинку зробити кілька знімків.

Касета заряджається фотопластиной розміром 9х12. Для фотографування випромінювання з довжиною хвилі l = 6328лучше всього використовувати пластини "панхром". Замість пластини в касету може бути поміщений відрізок плівки (розташовується вертикально).

6. Вивчення роботи і зняття характеристик імпульсного оптичного квантового генератора

переломлення оптичний світло квантовий

Оптичними квантовими генераторами (ОКГ) на твердому тілі називаються такі прилади, в яких як активної керуючої середовища використовується кристалічний або аморфний діелектрик. Прикладами твердотільних ОКГ можуть служити широковідомі рубінові ОКГ чи генератори на склі, активовані неодимом. Для них інверсія населеності утворюється на енергетичних рівнях атомів і іонів речовини, що знаходиться в твердому агрегатному стані. Причому концентрація активних частинок в твердому матеріалі на кілька порядків перевищує концентрацію активних частинок в газових середовищах. Тому в твердому тілі абсолютна величина інверсії населеності може побут істотно більше, ніж в газах. Звідси зрозуміло, що тверді активні середовища повинні характеризуватися високим коефіцієнтом посилення. Це в свою чергу дозволяє отримувати великі потужності генерації і домагатися генерації при малій довжині активного елементу.

Тверде тіло як оптичне середовище має набагато меншою оптичної однорідністю в порівнянні з газами. Це призводить до виникнення об'ємних втрат на розсіювання, зниженню добротності резонатора при значній довжині активного елементу. Тому активні елементи твердотільних ОКГ мають довжину не більше 50-60 см. Для найбільш оптично однорідних матеріалів. Оптична неоднорідність середовища призводить до того, що сверхпороговой інверсія створюється не по всьому перетину активного елементу, а в певних вузьких каналах. Тому кут розбіжності пучка генерованого випромінювання, оцінюваний навіть з дифракційних міркувань, виявляється значним.

У твердому тілі взаємодія між частинками істотно спотворює структуру енергетичних рівнів. Так для спонтанного випромінювання характерна ширина смуги на кілька ангстрем. Ширина лінії генерації в кращому випадку складає долі ангстрем.

Спосіб створення інверсії в твердотільних ОКГ принципово відрізняється від накачування газових лазерів. Він не може бути пов'язаний з проходженням електричного струму через твердий діелектрик. Для них характерна оптичне накачування, при якій заселення збуджених станів досягається шляхом інтенсивного опромінення активного елементу випромінюванням зовнішнього джерела. Спеціально підібраний спектральний склад цього випромінювання або певне співвідношення між вірогідністю відповідних переходів призводить до переважного заселенню верхнього робочого рівня і виникнення інверсії.

Дія ОКГ на твердих тілах засновано на тих же квантовомеханических принципах, що і газові лазери. Тому, тут, основні математичні викладки, що показують умови генерації в твердотільних ОКГ, не наводяться (дивіться лабораторну роботу №6 "Вивчення роботи і зняття характеристик газового лазера").

Мета лабораторної роботи - ознайомити студентів з принципом роботи твердотільних ОКГ і властивостями його випромінювання, на основі активного елементу рубіна.

I. Рубін як активне середовище для імпульсних ОКГ.

Рубін - кристалічний мінерал, що має забарвлення від блідо-рожевого до яскраво-червоною. Структурою рубіна є кристалічна решітка Al2O3с впровадженими в неї трехзаряднимі іонами хрому Cr3 +. Вміст хрому коливається звичайно в межах від 0.05 до 0.5%. Колір кристала визначається вмістом хрому - чим більше хрому, тим більше червоний відтінок має рубін. Рубін має дуже великий твердістю, а також гарну теплопровідність, що сприяє швидкому охолодженню рубінового стрижня. Він вирізається у вигляді циліндричного стержня, торці якого шліфуються до паралельності.

Активний елемент - рубін ОКГ повинен відповідати таким вимогам:

* Допускати актівіровку елементами, на яких здійснюється генерація;

* Бути хімічно стійким і механічно міцним, щоб забезпечити довговічність середовища;

* Витримати значні нагріви, які можливі при високій щільності випромінювання оптичного накачування і генерації;

* Технологія повинна бути доступна для масового виробництва;

* Бути прозорим для випромінювання накачування і генерації;

* Бути оптично однорідним, так як розсіювання на неоднорідностях середовища вносить додаткові втрати і знижує добротність резонатора.

Електронна конфігурація основного стану трехзарядного іона хрому-3.

Внаслідок взаємодій між іонами кристалічної решітки основний стан розщеплене на ряд рівнів. Схема нижніх енергетичних рівнів наведена на рис. 7.1. Два близько розташованих рівня 2 - метастабільні довгоживучі стану. Час життя даного стану в квантовій механіці визначається сумою ймовірностей всіх спонтанних переходів у нижчі стану 1

де t2- характеризує час, протягом якого населеність стану зменшується в е раз.

Ширина енергетичного рівня DW2связана з часом життя даного стану співвідношенням:

DW2 = h / t2,

де h - постійна Планка.

Таким чином, чим більше час життя даного стану, тим менше ширина його енергетичного рівня.

Перехід 2 ® 1 в трехзарядном іоні Cr3 + заборонений правилом відбору. Два широких рівня 3 відповідають станам з малим часом життя, причому найбільш вірогідний спонтанний перехід 3 ® 2. Цей перехід безізлучательний - надлишок внутрішньої енергії іона переходить в теплову енергію кристалічної решітки.

Інверсне заселення станів відбувається за трирівневою схемою.

Випромінювання накачування поглинається в кристалі на переходах 1 ® 3.

Спектр поглинання рубіна відповідає роздвоєною структурі стану 3. Він містить дві широкі (Dl »1000) смуги поглинання, максимуми яких припадають на зелену і фіолетову області спектра. Спектр поглинання рубіна представлений на рис. 7.2, де дві залежності відповідають двом орієнтаціям падаючого випромінювання щодо оптичної осі кристала. В результаті поглинання випромінювання накачування іони хрому переходять в один зі станів 3. Потім за рахунок спонтанного безізлучательного розпаду цих станів іони виявляються в метастабільних станах 2. Оскільки в даному випадку виконується условіенаселенность стану 2 при відповідній щільності накачування може перевищити населеність невозбужденного стану і на переходах 2 ® 1 виникає генерація. У рубіновому ОКГ генерація здійснюється на двох лініях, які зазвичай позначають R1і R2. Довжина хвилі цих ліній залежить від температури кристала, так як температура змінює характер внутрірешеточного розщеплення основного іонного стану. Залежність довжини хвилі генерації від температури кристала є специфічною особливістю твердотільних ОКГ. Значення довжини хвилі генерації на малахіті при кімнатній та азотної температурах наведені в таблиці 7.1.

Таблиця 7.1

 Лінії

 l,

 T = 300 o K

 T = 77 o K

 R 1 6943 6934

 R 2 6929 6929

Генерація на рубіні в даний час реалізується як в імпульсному, так і в безперервному режимі. Для імпульсного режиму характерні мілісекундним імпульси генерації, в цьому випадку використовуються імпульсні ксенонові лампи. Порогова енергія накачування залежить при обраній лампі від обсягу і температури кристала, а також від конструкції системи накачування. Стрижень і лампа зазвичай розташовуються паралельно один до одного всередині круглого циліндричного освітлювача, іноді використовуються еліптичні або ж подвійні еліптичні відбивачі. У практиці застосовуються кристали діаметром від (12-15) мм. і довжиною (15-20) см. На торці рубіна наноситься срібне або діелектричне покриття, так, щоб один був повністю, а інший частково відображає або ж відшліфований рубін поміщається всередині відкритого резонатора Фабрі-Перо. Порогова енергія для рубіна становить сотні джоулів, а коефіцієнт корисної дії не перевищує 1%.

II. Монохроматичність і когерентність твердотільних ОКГ.

Однією з основних характеристик випромінювання є ширина його спектру, тобто діапазон частот або довжин хвиль, який займає випромінювання. Ширину спектру випромінювання зручно характеризувати ступенем монохроматичности. У разі спектральної лінії ступінь монохроматичности дорівнює:

гдеполушіріна лінії, ацентральная частота.

Есліто випромінювання ідеально монохроматично. Есліто випромінювання називається квазімонохроматіческім або майже монохроматическим. З визначення ступеня монохроматичности випливає, що ідеально монохроматичне випромінювання - це випромінювання, ширина спектра якого дорівнює нулю. Таке випромінювання можна зіставити лише з коливанням електромагнітної енергією, нескінченної тривалості.

У випадку, коли випромінювання займає протяжна ділянка спектра, ступінь монохроматичности визначається логарифмом відносини крайніх частот спектру: m = ln (w2 / w1) = 2.3 lg (l1 / l2).

Сучасні ОКГ на малахіті мають потужність в імпульсі декілька кіловат, а деякі ОКГ володіють потужністю порядку сотень і тисяч мегават при площі перетину пучка 1 см2. Випромінювання рубінових ОКГ складається з кількох дуже вузьких спектральних ліній, шириною приблизно 10-4- 10-3.

В оптичному діапазоні випромінювання лазерів розрізняють тимчасову (різниця фаз для двох фіксованих точок вздовж напрямку променя не залежить від часу або, те ж саме, різниця фаз виміряна в одній точці простору на початку і наприкінці фіксованого інтервалу часу Dt, не змінюється з часом) і просторову (різниця фаз для двох фіксованих точок у площині, перпендикулярній до напрямку променя, не залежить від часу) когерентності.

При оцінці тимчасової когерентності вельми корисно користуватися поняттям довжини когерентності джерела. Припустимо, що джерело випромінює монохроматичне хвильової цуг певної довжини l і, що миттєві значення амплітуди можна одночасно виміряти в двох точках z1і z2, розташованих на одній нормалі до хвильового фронту. Якщо різниця Dz = z2- z1немного менше ніж l, то протягом короткого періоду може здаватися, що джерело володіє тимчасової когерентністю. Інтервал Dz = l, для якого зберігається деяка ступінь сталості різниці фаз у часі, є міра довжини когерентності хвильового джерела. Довжину когерентності l можна виразити через твір l = з ? Dt, де Dt- час, протягом якого джерело випромінює безперервний цуг. У голографії, як ми побачимо, довжина когерентності накладає обмеження на допустиму різницю в довжині шляху опорного і робочого пучків.

Довжину когерентності можна виразити через інші фізичні величини. Так, наприклад, розклавши одночастотний хвильової цуг тривалістю Dt на Фур'є-компоненти і, враховуючи пропорційність інтенсивності світла квадрату Фур'є-образу, можна встановити зв'язок довжини когерентності з шириною смуги частот Dn

l = c / Dn

Тимчасову когерентність можна також пов'язати з контрастом смуг інтерференційної картини, тобто зі ступенем відмінності освітленості екрану в максимумах і мінімумах. Кількісною характеристикою контрастності інтерференційної картини служить безрозмірна величина - видність смуг g, яку Майкельсон визначив наступним чином:

Контраст інтерференційної картини залежить від розмірів і форми джерела світла.

Методи амплітудного розподілу пучків (наприклад, за допомогою інтерферометра Майкельсона) дозволяють порівняти фази плоскої хвилі в різних точках вздовж напрямку поширення рис. 7.3.

Якщо нахилити одне з дзеркал, то порівняння полегшується, оскільки в цьому випадку плоскі хвилі, виділені з пучка, перетинаються і утворюють систему лінійних інтерференційних смуг, інтенсивність яких у площині спостереження дається виразом:

Більш загальний вираз для інтенсивності, справедливе і для частково когерентного світла, можна отримати замінюючи комплексні амплітуди а1і а2комплекснимі напруженості електричного полів v1, v2, і додаючи дужки, що означають усереднення за часом. Тоді:

Слід зазначити, що операція усереднення за часом дає різні результати в разі часткової і у випадку абсолютної когерентності. Це проявляється в видности смуг. При g = 1 видність має максимальне значення, рівне одиниці, що відповідає абсолютній когерентності.

Комплексна ступінь когерентності h (t), що встановлює зв'язок між електричними полями Vp1 (t) і Vp2 (t) в точках p1і p2 (як показано на рис. 7.4) і усередненим за часом інтерференційних членом в точці Q визначається згідно Борну і Вольфу, як нормована кореляція між Vp1 (t) і Vp2 (t):

.

Зв'язок між h (t) іустанавлівается формулою

,

де J1і J2- інтенсивності світла, що приходять в точку Q з p1і p2соответственно, t - різниця часу проходження світла в точку Q з точок p1і p2, b1,2- фаза величини h1,2 (t).

Підставляючи ці величини в вираз, що визначає видність смуг, отримаємо:

Коли интерферирующие хвилі мають рівну інтенсивність, то видність смуг визначається абсолютною величиною ступеня когерентності.

При t®0 видности смуг, отриманих в установці з двома отворами (див. Рис. 7.4), по суті є мірою просторової когерентності. Згідно з теоремою Ван-Ціттерта-Цернике ступінь просторової когерентності пов'язана з поперечним розміром джерела допомогою перетворення Фур'є. Тут, ми, обмежимося формулюванням цієї теореми. Для протяжного джерела, що містить взаємні некогерентні осциллятори випромінювання у вузькій спектральній смузі шириною Dn теорема Ван-Ціттерта-Цернике читається таким чином: коли малий джерело висвітлює дві близько розташовані точки, що лежать в площині, що знаходиться на великій відстані від джерела, ступінь когерентності комплексних електричних полів в цих двох точках дається величиною нормованого Фур'є-образу розподілу інтенсивності джерела.

На відміну від звичайних джерел ОКГ мають високий ступінь просторової і тимчасової когерентності.

III. Потужність і спрямованість твердотільних ОКГ

Випромінювання, що поширюється в межах невеликого тілесного кута, називається спрямованим. Направлений світловий пучок повинен мати плоский або майже плоский хвильовий фронт.

Звичайні джерела мають дуже низьку спрямованістю випромінювання. Діаграма спрямованості елементарних випромінювачів (атомів і молекул), з яких складається джерело, при певній їх орієнтації характеризується тілесним кутом приблизно 2p. Паралельні промені для цих джерел можна отримає при встановленні діафрагми на дуже великій відстані від самого джерела. Однак виділені таким шляхом паралельні промені несуть невелику частину енергії випромінюваної джерелом. Майже паралельні промені звичайних джерел можна також отримати, якщо помістити джерело в фокальній площині лінзи коллиматора. Якщо при цьому допустити, що джерело являє собою точку, аберації оптики відсутні, то отримаємо паралельний пучок, расходимость якого визначатиметься дифракцией на лінзі коллиматора. Тут, як і в першому випадку, енергія такого пучка буде нікчемною, оскільки джерело дуже малого розміру буде випромінювати надзвичайно малу енергію. Якщо ж у фокальній площині лінзи помістить джерело кінцевих розмірів, то коллиматор дасть пучок з расходимостью рівної розміру джерела поділеній на фокусну відстань лінзи.

Випромінювання твердотільних ОКГ є когерентним і тому фронт хвилі являє собою майже площину або частину сфери великого радіуса. Расходимость для них визначається дифракцією на вихідному отворі.

Дифракційний кут розбіжності променів з ОКГ визначається співвідношенням:

де l - довжина хвилі випромінювання, D - діаметр випромінюючої поверхні.

Якщо у випадку звичайних джерел ступінь паралельності променів прямо зв'язується з енергією випромінювання, то для ОКГ такий безпосереднього зв'язку немає і тому майже паралельні промені можуть переносити велику енергію.

Потужність оптичного випромінювання являє собою енергію, переноситься випромінюванням за одиницю часу. Імпульсна потужність визначається як відношення величини енергії в імпульсі до тривалості імпульсу:

Середня потужність визначає собою величину

де Т - період повторення імпульсів.

Потужність, віднесена до одиниці спектрального інтервалу, в якому відбувається випромінювання, називається спектральної інтенсивністю.

Потужність теплових джерел випромінювання визначається температурою і є внаслідок цього обмеженою. За своєю імпульсної потужності і спектральної щільності інтенсивності потужні ОКГ значно перевершують всі існуючі джерела випромінювання в оптичному діапазоні спектра.

ОКГ випромінюють всю енергію у вузькому спектральному діапазоні, воно когерентно і поширюється в межах дуже невеликого тілесного кута.

Авіація і космонавтика
Автоматизація та управління
Архітектура
Астрологія
Астрономія
Банківська справа
Безпека життєдіяльності
Біографії
Біологія
Біологія і хімія
Біржова справа
Ботаніка та сільське господарство
Валютні відносини
Ветеринарія
Військова кафедра
Географія
Геодезія
Геологія
Діловодство
Гроші та кредит
Природознавство
Журналістика
Зарубіжна література
Зоологія
Видавнича справа та поліграфія
Інвестиції
Інформатика
Історія
Історія техніки
Комунікації і зв'язок
Косметологія
Короткий зміст творів
Криміналістика
Кримінологія
Криптологія
Кулінарія
Культура і мистецтво
Культурологія
Логіка
Логістика
Маркетинг
Математика
Медицина, здоров'я
Медичні науки
Менеджмент
Металургія
Музика
Наука і техніка
Нарисна геометрія
Фільми онлайн
Педагогіка
Підприємництво
Промисловість, виробництво
Психологія
Психологія, педагогіка
Радіоелектроніка
Реклама
Релігія і міфологія
Риторика
Різне
Сексологія
Соціологія
Статистика
Страхування
Будівельні науки
Будівництво
Схемотехніка
Теорія організації
Теплотехніка
Технологія
Товарознавство
Транспорт
Туризм
Управління
Керуючі науки
Фізика
Фізкультура і спорт
Філософія
Фінансові науки
Фінанси
Фотографія
Хімія
Цифрові пристрої
Екологія
Економіка
Економіко-математичне моделювання
Економічна географія
Економічна теорія
Етика

8ref.com

© 8ref.com - українські реферати


енциклопедія  бефстроганов  рагу  оселедець  солянка