Дифракция Френеля (:nsjgtenx Sjyuylx)

	Дифракция Френеля: ;
	Дифракция Фраунгофера:

Дифра́кция Френе́ля — дифракционная картина, которая наблюдается на небольшом расстоянии от препятствия, по условиям, когда основной вклад в интерференционную картину дают границы экрана.

На рисунке схематично изображён (слева) непрозрачный экран с круглым отверстием (апертура), слева от которого расположен источник света. Изображение фиксируется на другом экране — справа. Вследствие дифракции свет, проходящий через отверстие, расходится, поэтому область, которая была затемнена по законам геометрической оптики, будет частично освещённой. В области, которая при прямолинейном распространении света была бы освещённой, наблюдаются колебания интенсивности освещения в виде концентрических колец.

Дифракционная картина для дифракции Френеля зависит от расстояния между экранами и от расположения источников света. Её можно рассчитать, считая, что каждая точка на границе апертуры излучает сферическую волну по принципу Гюйгенса. В точках наблюдения, на втором экране, волны или усиливают друг друга, или гасятся в зависимости от разности хода.

Интеграл Френеля

В скалярной теории дифракции распределение электрического поля дифрагирующего света в точке (x,y,z) задаётся выражением Релея-Зоммерфельда:

E(x,y,z)=-{i \over \lambda }\iint _{-\infty }^{+\infty }{E(x',y',0){\frac {e^{ikr}}{r}}\cos \theta }dx'dy'

где $r={\sqrt {(x-x')^{2}+(y-y')^{2}+z^{2}}}$ , $i$ — мнимая единица, и $\cos \theta ={\frac {z}{r}}$ — косинус угла между направлениями z и r. В аналитическом виде этот интеграл представим только для простейших геометрий отверстий, поэтому он вычисляется обычно численными методами.

Аппроксимация Френеля

Главная трудность при вычислении интеграла представляет собой выражение для r. Во-первых, упростим вычисления, сделав замену переменных:

\rho ^{2}=(x-x')^{2}+(y-y')^{2}

Подставляя это выражение вместо r, найдём:

r={\sqrt {\rho ^{2}+z^{2}}}=z{\sqrt {1+{\frac {\rho ^{2}}{z^{2}}}}}

Воспользуемся разложением Тейлора в ряд

{\sqrt {1+u}}=(1+u)^{1/2}=1+{\frac {u}{2}}-{\frac {u^{2}}{8}}+\cdots

и выразим r в виде

r=z{\sqrt {1+{\frac {\rho ^{2}}{z^{2}}}}}=z\left[1+{\frac {\rho ^{2}}{2z^{2}}}-{\frac {1}{8}}\left({\frac {\rho ^{2}}{z^{2}}}\right)^{2}+\cdots \right]=z+{\frac {\rho ^{2}}{2z}}-{\frac {\rho ^{4}}{8z^{3}}}+\cdots

Если мы рассмотрим все члены разложения, это будет точным выражением^[1]. Подставим это выражение в аргумент экспоненциальной функции под интегралом; ключевую роль в приближении Френеля играет пренебрежение третьим членом в разложении, который предполагается малым. Чтобы это было возможным, он должен слабо влиять на показатель степени. Другими словами, он должен быть намного меньше, чем период показателя экспоненты, то есть $2\pi$ :

k{\frac {\rho ^{4}}{8z^{3}}}\ll 2\pi .

Выражая k в терминах длины волны,

k={2\pi  \over \lambda }

получим следующее соотношение:

{\frac {\rho ^{4}}{z^{3}\lambda }}\ll 8

Умножая обе стороны на $z/\lambda$ , получим

{\frac {\rho ^{4}}{z^{2}\lambda ^{2}}}\ll 8{z \over \lambda }

или, подставляя ранее полученное выражение для ρ²,

{\frac {[(x-x')^{2}+(y-y')^{2}]^{2}}{z^{2}\lambda ^{2}}}\ll 8{z \over \lambda }

Если это условие выполняется для всех значений x, x' , y и y' , тогда мы можем пренебречь третьим членом в разложении Тейлора. Более того, если третий член мал, то все последующие слагаемые более высоких порядков тоже малы, и ими можно пренебречь. Тогда можно аппроксимировать выражение, используя два члена разложения:

r\approx z+{\frac {(x-x')^{2}+(y-y')^{2}}{2z}}

Это выражение называется приближением Френеля, а неравенство, полученное ранее, есть условие применимости этого приближения.

Дифракция Френеля

Условие применимости достаточно слабо и позволяет все характерные размеры взять как сравнимые величины, если апертура много меньше, чем длина пути. К тому же, так как нас интересует только малая область недалеко от источника, величины x и y много меньше, чем z, предположим $\theta \approx 0$ , что означает $\cos \theta \approx 1$ , и r в знаменателе можно аппроксимировать выражением $r\approx z$ .

В противоположность дифракции Фраунгофера, дифракция Френеля должна учитывать кривизну волнового фронта, чтобы правильно учесть относительные фазы интерферирующих волн.

Электрическое поле для дифракции Френеля в точке (x,y,z) дано в виде:

E(x,y,z)=-{i \over \lambda }{e^{ikz} \over z}\iint _{-\infty }^{+\infty }E(x',y',0)e^{{ik \over 2z}[(x-x')^{2}+(y-y')^{2}]}dx'dy'

Это - интеграл дифракции Френеля; он означает, что, если приближение Френеля действительно, распространяющееся поле - волна, начинающаяся в апертуре и движущаяся вдоль z. Интеграл модулирует амплитуду и фазу сферической волны. Аналитическое решение этого выражения возможно только в редких случаях. Для дальнейшего упрощения, действительного только для намного больших расстояний от источника дифракции, см. дифракция Фраунгофера.

См. также

Примечания

↑ Приближение однако было в предыдущем шаге, когда мы предположили, что $e^{ikr}/r$ реальная волна. В действительности не существует действительного решения векторного уравнения Гельмгольца, только для скалярного. См. скалярное волновое приближение

Литература

Ландау Л. Д., Лифшиц Е. М. Теория поля. — Издание 7-е, исправленное. — М.: Наука, 1988. — 512 с. — («Теоретическая физика», том II). — ISBN 5-02-014420-7.
Сивухин Д. В. Общий курс физики. — М.. — Т. IV. Оптика.

Ссылки

http://www.falstad.com/diffraction/

[1] Приближение однако было в предыдущем шаге, когда мы предположили, что $e^{ikr}/r$ реальная волна. В действительности не существует действительного решения векторного уравнения Гельмгольца, только для скалярного. См. скалярное волновое приближение

[1]

Дифракция Френеля: $F={\frac {\rho ^{2}}{z\lambda }}\geqslant 1$
Дифракция Фраунгофера: $F={\frac {\rho ^{2}}{z\lambda }}\ll 1$