Пятно Араго - Arago spot

Точечный эксперимент Араго. Точечный источник освещает круглый объект, отбрасывая тень на экран. В центре тени появляется яркое пятно из-за дифракция, что противоречит предсказанию геометрическая оптика.

Фотография пятна Араго в тени кругового препятствия диаметром 5,8 мм.

Численное моделирование интенсивности монохроматического света с длиной волны λ = 0,5 мкм за круглым препятствием радиуса. R = 5 мкм = 10λ.

Воспроизвести медиа

Формирование спота Араго (выберите "Источник WebM" для хорошего качества)

Пятно Араго формируется в тени

В оптика, то Пятно Араго, Пятно Пуассона,^[1][2] или же Пятно Френеля^[3] это яркая точка, которая появляется в центре круглого объекта тень из-за Дифракция Френеля.^[4][5][6][7] Это место сыграло важную роль в открытии волновая природа из свет и является обычным способом продемонстрировать, что свет ведет себя как волна (например, в лабораторных упражнениях для студентов-физиков).

Базовая экспериментальная установка требует «точечного источника», такого как освещенное отверстие или расходящийся лазерный луч. Размеры установки должны соответствовать требованиям к Дифракция Френеля. А именно Число Френеля должен удовлетворить

${\displaystyle F={\frac {d^{2}}{\ell \lambda }}\gtrsim 1,}$

куда

d диаметр круглого объекта,

ℓ расстояние между объектом и экраном, а

λ - длина волны источника.

Наконец, край круглого предмета должен быть достаточно гладким.

Вместе эти условия объясняют, почему яркое пятно не встречается в повседневной жизни. Однако с лазерные источники доступный сегодня, провести эксперимент с пятном Араго нетрудно.^[8]

В астрономия, пятно Араго можно наблюдать и на сильно расфокусированном изображении звезда в Ньютоновский телескоп. Там звезда обеспечивает почти идеальный точечный источник на бесконечности, и вторичное зеркало телескопа представляет собой круговое препятствие.

Когда свет освещает круговое препятствие, Принцип Гюйгенса говорит, что каждая точка в плоскости препятствия действует как новый точечный источник света. Свет, исходящий из точек на длина окружности препятствия и идя к центру тени, проходит точно такое же расстояние, поэтому весь свет, проходящий рядом с объектом, достигает экрана в фаза и конструктивно мешает. Это приводит к яркому пятну в центре тени, где геометрическая оптика и теория частиц света предсказать, что света не должно быть вообще.

История

В начале XIX века идея о том, что свет не распространяется просто по прямым линиям, стала популярной. Томас Янг опубликовал свой двухщелевой эксперимент в 1807 г.^[9] Первоначальный эксперимент с пятнами Араго был проведен десять лет спустя и стал решающим экспериментом в вопросе о том, является ли свет частицей или волной. Таким образом, это пример Experimentum crucis.

В то время многие поддерживали корпускулярную теорию света Исаака Ньютона, в том числе теоретик Симеон Дени Пуассон.^[10] В 1818 г. Французская Академия Наук начал конкурс по объяснению свойств света, в котором Пуассон был одним из членов судейской комиссии. Инженер-строитель Огюстен-Жан Френель принял участие в этом конкурсе, представив новый волновая теория света.^[11]

Пуассон подробно изучил теорию Френеля и, будучи сторонником теории частиц света, искал способ доказать ее ошибочность. Пуассон подумал, что он обнаружил изъян, когда он утверждал, что следствием теории Френеля было то, что в тени кругового препятствия должно существовать осевое яркое пятно, где должна быть полная темнота согласно теории частиц света. Поскольку пятно Араго нелегко наблюдать в повседневных ситуациях, Пуассон интерпретировал его как абсурдный результат и что он должен опровергнуть теорию Френеля.

Однако глава комитета, Доминик-Франсуа-Жан Араго (который, кстати, позже стал премьер-министром Франции), решил провести эксперимент более подробно. Он прилепил металлический диск диаметром 2 мм к стеклянной пластине с помощью воска.^[12] Ему удалось наблюдать предсказанное пятно, что убедило большинство ученых в волновой природе света и принесло победу Френелю.^[13]

Позже Араго заметил, что это явление (позднее известное как «пятно Пуассона» или «пятно Араго») уже наблюдалось Delisle^[14] и Маральди^[15] веком раньше. Это выяснилось гораздо позже (в одном из Альберт Эйнштейн с Аннус Мирабилис документы ), что свет можно описать как частицу (дуальность волна-частица света).

Теория

Обозначения для расчета амплитуды волны в точке P₁ от сферического точечного источника в точке P₀.

В основе волновой теории Френеля лежит Принцип Гюйгенса – Френеля, в котором говорится, что каждая свободная точка волнового фронта становится источником вторичного сферического вейвлет и что амплитуда оптического поля E в точке на экране задается суперпозицией всех этих вторичных вейвлетов с учетом их относительных фаз.^[16] Это означает, что поле в точке P₁ на экране задается поверхностным интегралом:

${\displaystyle U(P_{1})={\frac {Ae^{\mathbf {i} kr_{0}}}{r_{0}}}\int _{S}{\frac {e^{\mathbf {i} kr_{1}}}{r_{1}}}K(\chi )\,dS,}$

где коэффициент наклона ${\displaystyle K(\chi )}$ который гарантирует, что вторичные вейвлеты не распространяются назад, определяется выражением

${\displaystyle K(\chi )={\frac {\mathbf {i} }{2\lambda }}(1+\cos(\chi ))}$

и

А - амплитуда исходной волны

${\displaystyle k={\frac {2\pi }{\lambda }}}$ это волновое число

S беспрепятственная поверхность.

Первый член вне интеграла представляет колебания от исходной волны на расстоянии р₀. Точно так же член внутри интеграла представляет колебания вторичных вейвлетов на расстояниях р₁.

Чтобы получить интенсивность за круговым препятствием, используя этот интеграл, предполагается, что экспериментальные параметры удовлетворяют требованиям дифракция в ближней зоне режима (размер кругового препятствия велик по сравнению с длиной волны и мал по сравнению с расстояниями грамм= P₀C и б= CP₁). Собирается полярные координаты затем дает интеграл для круглого объекта радиуса a (см., например, Born and Wolf^[17]):

${\displaystyle U(P_{1})=-{\frac {\mathbf {i} }{\lambda }}{\frac {Ae^{\mathbf {i} k(g+b)}}{gb}}2\pi \int _{a}^{\infty }e^{\mathbf {i} k{\frac {1}{2}}\left({\frac {1}{g}}+{\frac {1}{b}}\right)r^{2}}r\,dr.}$

Осевая интенсивность в центре тени небольшого круглого препятствия сходится к интенсивности без препятствий.

Этот интеграл можно решить численно (см. Ниже). Если грамм большой и б мал, так что угол ${\displaystyle \chi }$ нельзя пренебречь, можно записать интеграл для осевого случая (P₁ находится в центре тени) как (см. ^[18]):

${\displaystyle U(P_{1})={\frac {Ae^{\mathbf {i} kg}}{g}}{\frac {b}{\sqrt {b^{2}+a^{2}}}}e^{\mathbf {i} k{\sqrt {b^{2}+a^{2}}}}.}$

Источник интенсивность, которая представляет собой квадрат амплитуды поля, равна ${\displaystyle I_{0}=\left|{\frac {Ae^{\mathbf {i} kg}}{g}}\right|^{2}}$ и яркость на экране ${\displaystyle I=\left|U(P_{1})\right|^{2}}$. Осевая интенсивность как функция расстояния б отсюда дается:

${\displaystyle I={\frac {b^{2}}{b^{2}+a^{2}}}I_{0}.}$

Это показывает, что интенсивность на оси в центре тени стремится к интенсивности источника, как если бы круглый объект вообще не присутствовал. Более того, это означает, что пятно Араго присутствует даже на расстоянии нескольких диаметров препятствия позади диска.

Расчет дифракционных изображений

Чтобы рассчитать полное дифракционное изображение, видимое на экране, необходимо учитывать поверхностный интеграл из предыдущего раздела. Больше нельзя использовать круговую симметрию, поскольку линия между источником и произвольной точкой на экране не проходит через центр круглого объекта. С функцией диафрагмы ${\displaystyle g(r,\theta )}$ который равен 1 для прозрачных частей плоскости объекта и 0 в противном случае (т.е. равен 0, если прямая линия между источником и точкой на экране проходит через блокирующий круглый объект). интеграл, который необходимо решить, определяется как:

${\displaystyle U(P_{1})\propto \int _{0}^{2\pi }\int _{0}^{\infty }g(r,\theta )e^{{\frac {\mathbf {i} \pi \rho ^{2}}{\lambda }}\left({\frac {1}{g}}+{\frac {1}{b}}\right)}\rho \,d\rho \,d\theta .}$

Численный расчет интеграла с использованием трапеция или же Правило Симпсона неэффективен и становится численно нестабильным, особенно для конфигураций с большими Число Френеля. Однако можно решить радиальную часть интеграла, так что численным остается только интегрирование по азимутальному углу.^[19] Для определенного угла необходимо решить линейный интеграл для луча с началом в точке пересечения прямой P₀п₁ с круговой плоскостью объекта. Вклад для конкретного луча с азимутальным углом ${\displaystyle \theta _{1}}$ и прохождение прозрачной части плоскости объекта из ${\displaystyle r=s}$ к ${\displaystyle r=t}$ является:

${\displaystyle R(\theta _{1})\propto e^{\pi \mathbf {i} s^{2}/2}-e^{\pi \mathbf {i} t^{2}/2}.}$

Таким образом, для каждого угла нужно вычислить точку пересечения (s) луча с круглым объектом, а затем суммируйте вклады ${\displaystyle I(\theta _{1})}$ для определенного количества углов от 0 до ${\displaystyle 2\pi }$. Результаты такого расчета показаны на следующих изображениях.

На изображениях показаны смоделированные пятна Араго в тени диска разного диаметра (4 мм, 2 мм, 1 мм - слева направо) на расстоянии 1 м от диска. Точечный источник имеет длину волны 633 нм (например, гелий-неоновый лазер) и расположен на расстоянии 1 м от диска. Ширина изображения соответствует 16 мм.

Экспериментальные аспекты

Интенсивность и размер

Для идеального точечный источник, интенсивность пятна Араго равна интенсивности ненарушенного фронт волны. Только ширина пика интенсивности пятна Араго зависит от расстояний между источником, круглым объектом и экраном, а также от длины волны источника и диаметра круглого объекта. Это означает, что можно компенсировать уменьшение мощности источника. длина волны увеличивая расстояние l между круглым объектом и экраном или уменьшая диаметр круглого объекта.

Фактически, поперечное распределение интенсивности на экране имеет форму квадрата. нулевая функция Бесселя первого рода когда близко к оптическая ось и используя источник плоской волны (точечный источник на бесконечности):^[20]

${\displaystyle U(P_{1},r)\propto J_{0}^{2}\left({\frac {\pi rd}{\lambda b}}\right)}$

куда

р это расстояние до точки п₁ на экране от оптической оси

d это диаметр круглого объекта

λ это длина волны

б расстояние между круглым объектом и экраном.

На следующих изображениях показано радиальное распределение интенсивности смоделированных изображений пятна Араго выше:

Красные линии на этих трех графиках соответствуют смоделированным изображениям выше, а зеленые линии были вычислены путем применения соответствующих параметров к квадрату функции Бесселя, приведенной выше.

Конечный размер источника и пространственная когерентность

Основная причина, по которой пятно Араго трудно наблюдать в круговых тенях от обычных источников света, заключается в том, что такие источники света плохо соответствуют точечным источникам. Если источник волны имеет конечный размер S тогда пятно Араго будет иметь протяженность, определяемую S×б/грамм, как если бы круглый объект действовал как линза.^[16] В то же время интенсивность пятна Араго уменьшается по сравнению с интенсивностью невозмущенного волнового фронта. Определение относительной интенсивности ${\displaystyle I_{rel}}$как интенсивность, деленная на интенсивность невозмущенного волнового фронта, относительную интенсивность для протяженного круглого источника диаметром w можно точно выразить с помощью следующего уравнения:^[21]

${\displaystyle I_{rel}(w)=J_{0}^{2}({\frac {wR\pi }{g\lambda }})+J_{1}^{2}({\frac {wR\pi }{g\lambda }})}$

куда ${\displaystyle J_{0}}$и ${\displaystyle J_{1}}$- функции Бесселя первого рода. R - радиус диска, отбрасывающего тень, ${\displaystyle \lambda }$длина волны и грамм расстояние между источником и диском. Для больших источников применяется следующее асимптотическое приближение:^[21]

${\displaystyle I_{rel}(w)\approx {\frac {2g\lambda }{\pi ^{2}wR}}}$

Отклонение от округлости

Если поперечное сечение круглого объекта немного отклоняется от его круглой формы (но все еще имеет острый край в меньшем масштабе), форма точечного источника Араго изменяется. В частности, если объект имеет эллипсоидальное поперечное сечение, пятно Араго имеет форму эволюционировать.^[22] Обратите внимание, что это только в том случае, если источник близок к идеальному точечному источнику. Из более протяженного источника пятно Араго затронуто лишь незначительно, поскольку можно интерпретировать пятно Араго как функция распределения точки. Следовательно, изображение расширенного источника только становится размытым из-за свертки с функцией рассеяния точки, но не уменьшается по всей интенсивности.

Шероховатость поверхности круглого объекта

Пятно Араго очень чувствительно к мелким отклонениям от идеального круглого сечения. Это означает, что небольшая шероховатость поверхности круглого объекта может полностью погасить яркое пятно. Это показано на следующих трех диаграммах, которые представляют собой моделирование пятна Араго от диска диаметром 4 мм (грамм = б = 1 м):

Моделирование включает в себя регулярную синусоидальную гофру круглой формы амплитудой 10 мкм, 50 мкм и 100 мкм соответственно. Отметим, что гофра на краю 100 мкм практически полностью удаляет центральное яркое пятно.

Этот эффект лучше всего можно понять, используя Концепция зоны Френеля. Поле, передаваемое радиальным сегментом, исходящим из точки на краю препятствия, обеспечивает вклад, фаза которого тесно связана с положением краевой точки относительно зон Френеля. Если разброс радиуса препятствия намного меньше, чем ширина зоны Френеля у края, вклады от радиальных сегментов примерно синфазны и вмешиваться конструктивно. Однако, если случайные гофры на краях имеют амплитуду, сравнимую или превышающую ширину этой прилегающей зоны Френеля, вклады радиальных сегментов больше не совпадают по фазе и компенсируют друг друга, уменьшая интенсивность пятна Араго.

Соседняя зона Френеля приблизительно определяется по формуле:^[23]

${\displaystyle \Delta r\approx {\sqrt {r^{2}+\lambda {\frac {gb}{g+b}}}}-r.}$

Рифление края не должно превышать 10% от этой ширины, чтобы можно было увидеть почти идеальное пятно Араго. В приведенном выше моделировании с диском диаметром 4 мм прилегающая зона Френеля имеет ширину около 77 мкм.

Пятно Араго с волнами материи

В 2009 году был продемонстрирован пятно-эксперимент Араго со сверхзвуковым расширительным пучком дейтерий молекулы (пример нейтральных волны материи ).^[23] Материальные частицы, ведущие себя как волны, известны из квантовая механика. Волновая природа частиц на самом деле восходит к де Бройля гипотеза^[24] а также Эксперименты Дэвиссона и Гермера.^[25] Пятно Араго из электронов, которые также составляют волны материи, можно наблюдать в просвечивающие электронные микроскопы при осмотре круговых конструкций определенного размера.

Наблюдение пятна Араго с большими молекулами, доказывающее, таким образом, их волновую природу, является темой текущих исследований.^[23]

Другие приложения

Помимо демонстрации волнового поведения, спот Араго также имеет несколько других применений. Одна из идей - использовать точку Араго в качестве ориентира прямой линии в системах выравнивания (см. Feier et al. ). Другой способ - зондировать аберрации в лазерных лучах, используя чувствительность пятна к лучу. аберрации.^[20] Наконец, арагоскоп был предложен как метод значительного улучшения дифракционно-ограниченного разрешения космических телескопов.^[26][27]

Смотрите также

• Арагоскоп
• Скрытый диск

Рекомендации

1. Закон, Джонатан; Ренни, Ричард (2015), «Пятно Пуассона», Словарь по физике, Oxford University Press, п. 444, г. ISBN  978-0198714743, СБН-10: 0198714742
2. Гехт, Юджин; Заяц, Альфред (1974), "10.3," Дифракция,"", Оптика (1-е изд.), Эддисон Уэсли, п. 374, г. ISBN  0-201-02835-2
3. «Хотя это явление часто называют пятном Пуассона, Пуассон, вероятно, не был счастлив увидеть его, потому что он поддерживал волновую модель света. Пятно иногда называют пятном Френеля, потому что оно является прямым следствием его работы, а пятно Араго, потому что Араго разработал эксперимент, подтвердивший его существование ». Кац, Дебора М., Физика для ученых и инженеров: основы и связи, предварительное издание, том 2, Cengage Learning, 2015. ISBN  1305537203
4. Педротти, Франк Л .; Педротти, Лено С .; Педротти, Лено М. (2007), Введение в оптику (3-е изд.), Верхняя Сэдл Ривер, Нью-Джерси: Pearson Education, п. 315, ISBN  978-0-13-149933-1
5. Уокер, Джерл (2008), Основы физики (8-е изд.), Джон Уайли и сыновья, п. 992, г. ISBN  978-0-470-04472-8
6. Оганян, Ганс (1989), Физика (2-е изд.), W.W. Нортон, п.984, ISBN  0-393-95786-1
7. Хехт, Юджин (2002), Оптика (4-е изд.), Pearson Education, стр. 494, г. ISBN  0-321-18878-0
8. http://www.princeton.edu/~rvdb/images/Questar/PoissonSpot.html
9. Янг, Томас (1807), Курс лекций по натурфилософии и механическому искусству, Лондон: Джозеф Джонсон
10. Ньютон, Исаак (1704 г.), Opticks: Or, Трактат об отражениях, преломлениях, перегибах и цветах света, Лондон: Королевское общество
11. Френель, А.Дж. (1868), OEuvres Завершает 1, Париж: Imprimerie impériale
12. Френель 1868, п.369
13. Араго (1819 г.). "Rapport fait par M. Arago à l'Académie des Sciences, au nom de la Commission qui avait été de dexaminer les Mémoires envoyés au concours pour le prix de la diffraction" [Отчет г-на Араго в Академию наук от имени комиссии, которой было поручено изучить мемуары, представленные на конкурс на получение дифракционной премии.]. Annales de Chimie et de Physique. 2-я серия (на французском языке). 11: 5–30. С п. 16: "L'un de vos commissaires, M. Poisson, avait déduit des intégrales rapportées par l'auteur, le résultat singulier que le center de l'ombre d'un écran circaire opaque devait, lorsque les rayons y pénétraient sous des incidences peu observations. , être aussi éclairé que si l'écran n'existait pas. Cette conséquence a été soumise à l'épreuve d'une expérience directe, et l'observation a parfaitement confirmé le calc (e) ". (Один из ваших уполномоченных, г-н Пуассон, вывел из интегралов, [которые были] сообщены автором [т.е. г-ном Френелем], странный результат, что центр тени непрозрачного круглого экрана должен - когда [световые] лучи проникают в него [то есть в тень] при слегка наклонном падении - также они освещаются, как если бы экрана не было. Этот результат был подвергнут проверке в прямом эксперименте, и наблюдение полностью подтвердило расчет ( д).)
14. Делиль, Ж.-Н. (1715 г.). "Sur l'expérience que j'ai rapportée à l'Academie d'un anneau lumineux semblable à celui que l'on apperçoit autour de la lune dans les les eclipses totales du soleil" [Об опыте, который я сообщил Академии о светящемся кольце, подобном тому, которое видят вокруг Луны во время полного солнечного затмения]. Histoire de l'Académie Royale des Sciences ... Avec les Mémoires de Mathématique & de Physique (на французском языке): 166–169. Делайл упоминает, что когда маленький шар освещался солнечным светом, тень шара содержала чередующиеся яркие и темные кольца, концентричные с центром тени шара.
15. Маральди, Г.Ф. (1723). "Diverses expèriences d'optique" [Различные оптические эксперименты]. Histoire de l'Académie Royale des Sciences ... Avec les Mémoires de Mathématique & de Physique (на французском языке): 111–143. С п. 140: "La lumiere plus grande au milieu des boules plus petites, fait voir qu'elle circuitle en plus grande abondance & plus facilement autour des petites boules qu'autour des grandes". (Больше света в середине меньших шаров показывает, что он [то есть свет] распространяется в большем количестве и легче вокруг маленьких шаров, чем вокруг больших [шаров].) Рис. 8 на Таблице 6 (после стр. 142) показывает свет в центре тени шара.
16. Зоммерфельд, Арнольд (1978), Vorlesungen über Theoretische Physik: Optik (на немецком), 4 (3-е изд.), Verlag Harri Deutsch, ISBN  3-87144-377-8
17. Родился, Макс; Вольф, Эмиль (1999), Принципы оптики (7-е, расширенное изд.), Издательство Кембриджского университета, ISBN  0-521-64222-1
18. Зоммерфельд 1978, п. 186
19. Даугер, Д. (Ноябрь 1996 г.), "Моделирование и исследование дифракции Френеля для произвольных двумерных отверстий", Comput. Phys., AIOP, 10 (6): 591–604, Bibcode:1996ComPh..10..591D, Дои:10.1063/1.168584
20. Харви, Джеймс Э .; Форгхэм, Джеймс Л. (1984), «Место Араго: новая актуальность для старого явления», Американский журнал физики, AAPT, 52 (3): 243–247, Bibcode:1984AmJPh..52..243H, Дои:10.1119/1.13681, заархивировано из оригинал на 2013-02-23
21. Райзингер, Т; Leufke, P M; Gleiter, H; Хан, Х (2017-03-14). «Об относительной интенсивности пятна Пуассона». Новый журнал физики. 19 (3): 033022. Дои:10.1088 / 1367-2630 / aa5e7f. ISSN  1367-2630.
22. Колсон, Джон; Бекнелл, Г. Г. (1922), "Взаимные дифракционные соотношения между круглыми и эллиптическими пластинами", Phys. Ред., Американское физическое общество, 20 (6): 594–600, Bibcode:1922ПхРв ... 20..594С, Дои:10.1103 / PhysRev.20.594
23. Райзингер, Томас; Патель, А. Амил; Рейнгрубер, Герберт; Фладишер, Катрин; Ernst, Wolfgang E .; Бракко, Джананджело; Смит, Генрих I; Холст, Бодил (2009), «Пятно Пуассона с молекулами» (PDF), Phys. Ред. А, Американское физическое общество, 79 (5): 053823, Bibcode:2009PhRvA..79e3823R, Дои:10.1103 / PhysRevA.79.053823
24. де Бройль, Луи (1923), «Волны и кванта», Природа, 112 (2815): 540, Bibcode:1923Натура.112..540Д, Дои:10.1038 / 112540a0
25. Davisson, C .; Гермер, Л. (1927), "Дифракция электронов на кристалле никеля", Природа, 119 (2998): 558, Bibcode:1927Натура.119..558D, Дои:10.1038 / 119558a0
26. «Арагоскоп: оптика сверхвысокого разрешения по низкой цене». НАСА. Получено 9 февраля 2017.
27. «Новая концепция космического телескопа может отображать объекты с гораздо более высоким разрешением, чем Хаббл». CU смелее сегодня. Получено 9 февраля 2017.