Szczelina optyczna

Typowa konstrukcja prostokątnej szczeliny optycznej (diafragmy szczelinowej) z krawędziami, które można regulować za pomocą czterech śrub (w kierunkach x i y) do optycznych konfiguracji laboratoryjnych

W optyce optyczna przysłona szczelinowa lub szczelinowa to przysłona z wąskim, wydłużonym, zwykle prostokątnym otworem. Przysłony szczelinowe są często używane do wybierania pożądanych składowych widma światła, blokowania niepożądanego światła lub kształtowania wiązek.

struktura techniczna

Membrany szczelinowe są wykonane jako przejście światła w płaskim nośniku. W przeszłości w laboratorium stosowano czernioną sadzą szklaną płytkę (prawdopodobnie w szkielecie ), na której wyczernianie usuwano w pożądanym kształcie (linia, prostokąt, ...) ostro zakończonym przedmiotem ( skalpel , nóż). Obecnie ekran jest zwykle wykonany z metalowych płyt, które są często rozrzedzane w kształcie klina w kierunku szczeliny (na przykład krawędź tnąca nożyczek), jako regulowana szczelina powietrzna (patrz rysunek powyżej). Aby uniknąć odbić na krawędziach przysłony i umożliwić precyzyjne ustawienie przysłony szczelinowej w pomieszczeniu, listwy przysłony są zwykle projektowane jako cienkie arkusze (maksymalnie o grubości kilku milimetrów).

Aby uniknąć rozproszonego światła i odblasków, nieprzezroczyste części są zwykle matowo czarne, czasem szorstkie.

Często można również użyć drugiej pary metalowych płytek do regulacji wysokości otworu szczeliny. Podobnie jak w przypadku szerokości szczeliny, zwykle wykonuje się to ręcznie za pomocą śrub regulacyjnych, ponieważ jest to regulowane najwyżej raz na serię pomiarów. Rzadko występuje ciągła regulacja wymagająca serwonapędu .

Rozkład natężenia za membranami szczelinowymi

Generał

Rozkład natężenia za wąską (u góry) i szeroką (u dołu) szczeliną przy oświetleniu laserem . Szczelina widoczna po lewej stronie, zdjęcie pośrodku i pionowy rozkład intensywności po prawej.

Jeśli do kształtowania wiązki zostanie użyta przysłona szczelinowa, a jej otwór zostanie całkowicie oświetlony światłem spójnym , efekty dyfrakcyjne mogą odgrywać ważną rolę. Aby opisać te efekty, światło należy rozpatrywać w kontekście optyki falowej . Siła i widoczność tych efektów zależy w dużej mierze od liczby Fresnela , która opisuje stosunek szerokości szczeliny , długości fali padającego światła i odległości między obserwatorem a szczeliną: ${\ Displaystyle N _ {\ tekst {F}}}$${\ displaystyle D}$${\ displaystyle \ lambda}$${\ displaystyle d}$

${\ Displaystyle N _ {\ tekst {F}} = {\ Frac {(D / 2) ^ {2}} {\ lambda \ cdot d}}}$

Rozkład natężenia można obliczyć z całki dyfrakcyjnej . Przyjmuje się, że z każdego punktu szczeliny rozchodzi się fala sferyczna. Całka dyfrakcyjna oblicza następnie sumę wszystkich tych fal sferycznych. Poniższy rysunek przedstawia (numeryczne) wyniki dla różnych odległości (liczby Fresnela ) obserwatora od szczeliny:${\ displaystyle d}$${\ Displaystyle N _ {\ tekst {F}}}$

• 

  Ryc. 1: Rozkład pola w polu bliskim i dalekim szczeliny optycznej oświetlonej falą płaską.

Zasada Babineta ma również zastosowanie do zjawisk dyfrakcyjnych na szczelinie optycznej , więc wynikowy wzór dyfrakcji jest taki sam jak w przypadku prostego drutu.

Blisko pola

Obraz dyfrakcyjny bliskiego pola pojedynczej szczeliny

W przypadku dużych liczb Fresnela rozkład intensywności przedstawia kształt szczeliny zaznaczony ciemnoszarym dołkiem. Fluktuacje na plateau rozkładu natężenia wynikają z dyfrakcji na krawędziach szczeliny. W tym trybie ( optyka geometryczna ) efekty dyfrakcyjne są przeważnie pomijalne. W zależności od szerokości szczeliny reżim ten może również wystąpić w dużej odległości od szczeliny. Tak jest z. B. dostali zielone światło ( ) na szeroką przerwę na odległość . ${\ Displaystyle \ lambda = 500 \; \ mathrm {nm}}$${\ Displaystyle D = 10 \; \ mathrm {mm}}$${\ displaystyle N _ {\ text {F}}> 10}$${\ Displaystyle d = 5 \; \ mathrm {m.}}$

Dalekie pole

Ryc.2: Obraz dyfrakcyjny w dalekim polu prostokątnej przysłony (pokazany w powiększeniu powyżej)

Ryc.3: Obraz dyfrakcyjny w polu dalekim pojedynczej szczeliny z objaśnieniami dotyczącymi wyznaczania minimów i maksimów dyfrakcji

Rys. 4: Czoła fali za otworem, który jest cztery razy szerszy niż długość fali. Szary oznacza zero amplitudy.

Z drugiej strony dla wąskich szczelin o szerokości szczeliny D zbliżonej do długości fali (np. D = 10 · λ = 5 µm), z drugiej strony, obraz dalekiego pola (tutaj ) jest już bardzo blisko szczeliny (w przykładzie około d = 1,25 mm) , aw praktyce tylko to jest przestrzegane. Najbardziej uderzającą właściwością tego dalekiego pola jest jego silne poszerzenie w porównaniu z szerokością przerwy, co pokazano na rysunku 1 powyżej dwoma różnie skalowanymi wykresami dla . Obraz dyfrakcyjny w polu dalekim jest obliczany przy użyciu przybliżenia Fraunhofera dla całki dyfrakcyjnej (patrz tam). Daje to obraz dyfrakcyjny jako transformatę Fouriera kształtu apertury. Przykład pokazano po prawej stronie. ${\ Displaystyle N _ {\ tekst {F}} <0 {,} 01}$${\ Displaystyle N _ {\ tekst {F}} = 0 {,} 025}$

Często wystarczy ograniczyć obserwację do płaszczyzny równoległej do kierunku propagacji światła. Następnie możesz obliczyć obraz, który obserwator może zobaczyć za przerwą. Jeśli spojrzysz na to pod kątem do osi optycznej (patrz Rysunek 3 po prawej), otrzymasz:${\ displaystyle \ varphi}$

${\ Displaystyle I (\ varphi) \ propto \ lewo ({\ Frac {\ sin (\ pi D \ cdot \ sin (\ varphi) / \ lambda)} {\ pi D \ cdot \ sin (\ varphi) / \ lambda}} \ right) ^ {2} = \ operatorname {si} ^ {2} \ left ({\ frac {\ pi D \ cdot \ sin (\ varphi)} {\ lambda}} \ right) = \ operatorname {sinc} ^ {2} \ left ({\ frac {D \ cdot \ sin (\ varphi)} {\ lambda}} \ right)}$

W przypadku małych odległości od osi optycznej rozkład natężenia wzdłuż osi równoległej do płaszczyzny szczeliny można w przybliżeniu podać:${\ Displaystyle x = d \ cdot \ tan \ varphi}$

${\ Displaystyle I (x) \ propto \ lewo ({\ Frac {\ sin (\ pi Dx / (\ lambda d))} {\ pi Dx / (\ lambda d)}} \ prawej) ^ {2} = \ nazwa operatora {si} ^ {2} \ left ({\ frac {\ pi Dx} {\ lambda d}} \ right) = \ operatorname {sinc} ^ {2} \ left ({\ frac {Dx} {\ lambda d}} \ right)}$

Ten rozkład jest również znany jako funkcja podziału (patrz także funkcja sinc si ( x ) lub sinc ( x ) ) i jest pokazana w górnej części rysunku 3 po prawej stronie. Niektóre właściwości (minima) tego jednowymiarowego rozkładu natężenia również można łatwo wyprowadzić. Są bardzo ważne dla szybkich oszacowań (odległość między dwoma minimami bliskimi może być użyta jako miara rozmiaru obrazu dyfrakcyjnego) oraz dla pouczającego zastosowania zasad dyfrakcji na aperturze: ${\ displaystyle \ varphi = 0}$

Aby to zrobić, należy postępować zgodnie z zasadą Huygensa i zakładać, że fala sferyczna emanuje z każdego punktu membrany . Fale te rozchodzą się niezależnie i przeszkadzają obserwatorowi. Obserwator może teraz zobaczyć lukę pod kątem φ (patrz dolna część rysunku 3 po prawej). Jeśli różnica drogi 2s (patrz dolna część rysunku 3 po prawej) między promieniami z krawędzi szczeliny jest tylko długością fali λ , promień można podzielić na dwie częściowe wiązki. Dla każdego promienia częściowego pierwszej wiązki zawsze występuje dokładnie jeden promień częściowy w drugiej wiązce, z względną różnicą ścieżek λ / 2 . Te dwie częściowe wiązki kolidują więc destrukcyjnie i znoszą się nawzajem. To gasi całą intensywność i obserwujemy minimum intensywności. To samo rozumowanie ma zastosowanie, jeśli różnica ścieżki między promieniami zewnętrznymi jest całkowitą wielokrotnością nλ długości fali; jeden dzieli się wtedy tylko na odpowiednio więcej podgrup n . Istnieje również partner z różnicą ścieżek λ / 2 dla każdego promienia w każdej wiązce podrzędnej . Ten warunek anulowanie czyta (z tą różnicą, ścieżka s ):

${\ Displaystyle \ sin \ varphi _ {\ mathrm {min}, n} = {\ Frac {2s} {D}} = \ pm n \ cdot {\ Frac {\ lambda} {D}} \ quad n \ w \ mathbb {N}}$

W każdym przypadku mówi się o minimum n-tego rzędu.

Nie ma prostego wyprowadzenia dla maksimów. Można je obliczyć za pomocą ekstremów funkcji sinc, które są szczegółowo opisane w artykule o funkcji sinc .

Intensywność tych maksimów gwałtownie spada przy dużych kątach. Maksimum rzędu zerowego można znaleźć przy φ = 0, czyli na osi optycznej.

W szczególności warunek minimów można wykorzystać do oszacowania poszerzenia rozkładu natężenia za szczeliną. Jak już pokazano powyżej, rozkład pola dalekiego jest znacznie szerszy niż sama przerwa. Kąt otwarcia można zdefiniować jako i wynika np. B. dla przerwy o szerokości 10 długości fal ( D = 10λ , np. 5 μm dla światła zielonego) do około α = 11,5 °. Za szczeliną wiązka światła bardzo szybko się rozszerza. Z drugiej strony dla szczeliny o długości fali 1000 (np. 0,5 mm dla światła zielonego) wynik wynosi tylko α = 0,1 ° i szczelinę należy obserwować z bardzo dużej odległości, aby zaobserwować zauważalne poszerzenie. ${\ Displaystyle \ alpha: = 2 \ varphi _ {\ mathrm {min}, 1}}$

Za pomocą tych formuł z. B. długość fali padającego światła na znaną szczelinę można zmierzyć poprzez pomiar odległości kątowej minimów n-tego rzędu. I odwrotnie, jeśli znana jest długość fali, można wyciągnąć wnioski dotyczące szerokości szczeliny.

Szerokie i wąskie szczeliny

Podziału, który często dokonuje się wyłącznie na podstawie stosunku szerokości szczeliny do długości fali λ, na szerokie szczeliny (w których dominuje pole bliskie, czyli można pominąć zjawisko dyfrakcji) oraz wąskie szczeliny (w których dominuje pole dalekie). Jak pokazano powyżej, rozróżnienie to nie zależy od szerokości szczeliny, ale od liczby Fresnela . ${\ displaystyle D}$${\ Displaystyle N _ {\ tekst {F}}}$

W praktyce jednak ta niedokładność rzadko prowadzi do problemów, ponieważ prawie tylko bliskie pole jest obserwowane w szerokiej przerwie, podczas gdy dalekie pole można zobaczyć tylko z dużej odległości od szczeliny. Z drugiej strony w wąskiej szczelinie bliskie pole można zobaczyć tylko z niezwykle małej odległości od szczeliny; w praktyce zwykle obserwuje się pole dalekie.

Efekt polaryzacji

Ponieważ szczęki szczeliny są w większości wykonane z metalu, może to dodatkowo wpływać na przechodzące światło. Przewodzący metal zwiera pole elektryczne równoległe do jego powierzchni, a tym samym osłabia ten składnik światła. Praktycznie nie ma to wpływu na składową światła spolaryzowanego prostopadle do powierzchni metalu. Dlatego polaryzacja częściowa jest przeprowadzana z preferencją dla składowej pola E w poprzek szczeliny. Jest to jednak niewielki efekt, który gwałtownie maleje wraz ze zwiększeniem szerokości szczeliny i nie jest stosowany w praktyce. W przypadku pomiarów precyzyjnych może być konieczne uwzględnienie tego faktu.

podanie

Monochromatory i spektrometry

Wybór długości fali przez szczelinową diafragmę w monochromatorze : padające światło A jest  dzielone na kolory spektralne przez siatkę D ( dyspersja ). Kratkę D obraca się w taki sposób, że przez szczelinę wylotową F. przechodzi tylko światło o pożądanym kolorze.

W fizyce diafragmy szczelinowe są stosowane głównie w spektrometrach i monochromatorach . Tam są używane do wybrania części wcześniej podzielonego widma światła (patrz rysunek po prawej). Element dyspersyjny , taki jak siatka dyfrakcyjna lub pryzmat , jest najpierw używany do widmowego podziału padającego światła. Następnie zakres widmowy światła jest wybierany przez maskowanie innych zakresów przez szczelinową przysłonę. W monochromatorach światło może być generowane z wybieralnego i zdefiniowanego zakresu widmowego. W spektrometrach wybiera się określoną długość fali, z którą przeprowadza się następny pomiar. Przesuwając szczelinę lub, jeszcze lepiej, obracając element dyspersyjny, można stopniowo rejestrować całe widmo. W optycznym aparacie testowym przesłona szczelinowa służy również jako dodatkowe źródło światła dla dalszej ścieżki wiązki .

Przysłona szczelinowa jest również wykorzystywana jako wtórne źródło światła bezpośrednio przed elementem rozpraszającym w celu zapewnienia określonego rozmieszczenia i kształtu źródła światła po jego stronie wejściowej. W tym celu przesłona jest naświetlana szerokopasmowym (białym) źródłem światła, które jest z grubsza skupione na szczelinie, na przykład za pomocą optyki wklęsłego lustra.

Jednak gdy jest używany jako ogranicznik wiązki, efekty dyfrakcyjne w szczelinie będą przeszkadzać. Dlatego szerokość szczeliny jest zawsze wybierana tak, aby była wystarczająco duża, aby efekty dyfrakcyjne nie miały znaczenia. To z kolei ogranicza osiągalną rozdzielczość długości fali, dlatego należy dążyć do uzyskania optymalnej wartości pośredniej.

Kształtowanie wiązki

Membrany szczelinowe mogą być również ogólnie stosowane do kształtowania wiązki. Są oświetlone od tyłu na dużej powierzchni i tworzą prostokątną belkę o regulowanych wymiarach. Może to zapobiegać padaniu światła na części struktury optycznej, w których zakłócałoby to rozpraszanie lub niepożądane odbicia. Ta zasada znajduje z. B. w zastosowaniu mikroskopii tarczowej (SPIM). Tutaj regulowana szczelina tworzy prostokątną wiązkę, która jest następnie skupiana na tafli światła za pomocą cylindrycznej soczewki. Jeszcze łatwiejsze jest zastosowanie w ultradźwiękowym mikroskopie szczelinowym , w którym oświetlona szczelina optyczna jest obrazowana w próbce za pomocą prostej soczewki kondensorowej . Cząstki, które przechodzą przez utworzony w ten sposób arkusz światła, można wykryć za pomocą ich światła rozproszonego.

Często szerokość takich paneli można regulować ręcznie. W przypadku zastosowań monochromatorowych szerokość jest dostosowywana do używanego zakresu długości fal lub wymaganej intensywności (rozdzielczość jest poświęcana, na przykład, przez szersze ustawienie, aby uzyskać większą intensywność, a tym samym lepszy stosunek sygnału do szumu ). Wysokość stosowanej szczeliny jest również często regulowana, ponownie w celu zapewnienia określonych warunków dla belki.

Kiedy powstaje wiązka, szczeliny są zwykle tak szerokie, że nie można zobaczyć wzoru dyfrakcji pojedynczej szczeliny. Nadal widać dyfrakcję na krawędziach szczeliny, co prowadzi do poszerzonego spadku intensywności na krawędziach (patrz rysunek szerokiej szczeliny u góry).

Ograniczenie pola widzenia

I odwrotnie, przysłony są również często używane do rozgraniczenia pól obrazu. Na przykład mały obszar można wyciąć z obrazu mikroskopowego, a następnie odwzorować tylko na części czujnika obrazu. Za pomocą dodatkowej optyki tę samą sekcję obrazu można następnie wyświetlić ponownie, lekko przesuniętą. Jeśli obie sekcje są przesyłane przez różne filtry optyczne , można nagrywać tę samą sekcję jednocześnie w kilku zakresach widmowych bez konieczności korzystania z kilku kamer.

Fototechnologia

Przesuwana pionowo przesłona szczelinowa o czasie naświetlania 1 / 500s - poniżej wyraźnie widać szczelinę między listkami przysłony.

Kamery posiadają szerokie przysłony szczelinowe o większej odległości (ok. 0,8 - 1,0 mm) w kamerach panoramicznych i zastosowaniach technicznych. Można je tu również postrzegać jako przejście do elektronicznej kamery liniowej . Sekcja w kształcie szczeliny jest naświetlana w taki sam sposób, jak migawka płaszczyzny ogniskowej, ale błona (lub sekcja błony jest przesuwana przez ruch soczewki) podczas naświetlania.

Indywidualne dowody

1. ^ Bahaa EA Saleh, Malvin Carl Teich: Podstawy fotoniki . Wiley-Interscience, 22 lutego 2007, ISBN 978-0-471-35832-9 , s. 132-133.
2. ↑ mike-willis.com: Dyfrakcja
3. ↑ Wolfgang Demtröder : Experimentalphysik 2. Elektryczność i optyka . Springer Verlag , 2006, ISBN 3-540-33794-6 , strony 322-324.
4. ^ Christian Gerthsen: Gerthsen Physics . Springer Verlag , 19 sierpnia 2003, ISBN 978-3-540-02622-8 , str. 523-524 (ostatnia wizyta 13 sierpnia 2011).
5. ↑ Wolfgang Demtröder: Spektroskopia laserowa: podstawy i techniki . Springer, 1 sierpnia 2007, ISBN 978-3-540-33792-8 , s. 68-69 (dostęp: 13 sierpnia 2011).
6. ↑ K. Greger, J. Swoger, EH Stelzer: Podstawowe jednostki konstrukcyjne i właściwości fluorescencyjnego mikroskopu z pojedynczym oświetleniem. W: Przegląd instrumentów naukowych Tom 78, numer 2, luty 2007, P. 023705, ISSN  0034-6748 . PMID 17578115 .
7. ^ Wykład z nagrodą Nobla autorstwa RA Zsigmondy (angielski): Właściwości koloidów (PDF; 108 kB), z ilustracją i krótkim wyjaśnieniem ultramikroskopu
8. ↑ K. Kinosita, H. Itoh, S. Ishiwata, K. Hirano, T. Nishizaka, T. Hayakawa: Mikroskopia z podwójnym widokiem z pojedynczą kamerą: obrazowanie w czasie rzeczywistym orientacji molekularnych i wapnia. W: Journal of Cell Biology Volume 115, Number 1, październik 1991, str. 67-73, ISSN  0021-9525 . PMID 1918140 . PMC 228992 (pełny tekst pełny).