Мезооптика и прямолинейные объекты в микроскопии тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.05 ВАК РФ

АННОТАЦИЯ.

1. ВВЕДЕНИЕ.

2. ОБРАЗУЮЩУЮ ЛИНИЯ МЕЗООПТИЧЕСКОГО ОБЪЕКТИВА.

3. МЕЗООПТИЧЕСКИЙ ФУРЬЕ-МИКРОСКОП. ЧАСТЬ ПЕРВАЯ.

4. МЕЗООПТИЧЕСКИЙ ФУРЬЕ-МИКРОСКОП. ЧАСТЬ ВТОРАЯ.

5. ЯВЛЕНИЕ КАУСТИКИ И ВЕРТИКАЛЬНЫЕ ПРЯМОЛИНЕЙНЫЕ ОБЪЕКТЫ.

6. ИНВЕРСНАЯ МЕЗООПТИКА.

7. ПРОДОЛЬНАЯ ИНТЕРФЕРЕНЦИЯ СВЕТА В МЕЗООПТИКЕ.

8. ЛАЗЕРНАЯ МЕТРОЛОГИЯ.

АКТУАЛЬНОСТЬ. Толчком к проведению серии теоретических и экспериментальных исследований по мезооптике в Лаборатории ядерных проблем имени В. П. Джелепова Объединенного Института Ядерных Исследований в Дубне послужила проблема, возникшая при наблюдении прямых следов заряженных частиц в блоке из слоев ядерной фотоэмульсии при проведении экспериментов на пучках нейтрино от ускорителей частиц. Объем блока из слоев ядерной фотоэмульсии в этих экспериментах равен 50-300 литров и массу до 1 тонны. Толщина каждого слоя ядерной фотоэмульсии равна 0,6 мм.

Чтобы различить элементы следа частицы в виде зерен серебра размером 0,30,5 мкм, используют оптические микроскопы с большой апертурой, когда глубина фокуса составляет 2 мкм. Поэтому число элементов разрешения в таком блоке равно 2-1017. При скорости считывания 106 элементов/сек сканирование всего блока будет продолжаться 6Т03 лет.

Экспериментальная установка с указанным блоком из слоев ядерной фотоэмульсии содержит также систему внешних детекторов частиц. В нее входят пузырьковые и стримерные камеры, камеры со сцинтиллирующими нитями и калориметры высокого разрешения. Подобный эксперимент весьма дорогостоек, и его могут выполнить только коллаборации из богатых стран.

Внешние экспериментальные устройства, расположенные на длине до 100 м, позволяют локализовать интересующее физиков событие из многих вторичных следов частиц с общей вершиной с погрешностью 2-Змм. В результате объем блока, подлежащий сканированию, удается сократить до 0,2 см3 или до 2-1011 элементов разрешения.

До 1983 года были сделаны несколько экспериментальных попыток автоматизировать процессы поиска и обмера событий в ядерной фотоэмульсии. Первые модели решали проблему наблюдения и измерения следов частиц, но не решали проблему поиска событий. Проблему полной автоматизации процесса поиска следов частиц с заданной ориентацией в блоке со слоями ядерной фотоэмульсией решить не удалось до сих пор. Объективной причиной трудностей, встретившихся на этом пути, было то, что след частицы разбивался на отдельные составляющие элементы, в результате чего возникала необходимость работать с огромным массивом информации. Ни в одном из проектов не учитывался с самого начала факт сильной взаимной пространственной корреляции между отдельными элементами следа частицы. Кроме того ни в одном из проектов не ставилась цель убрать операцию сканирования по глубине.

ЦЕЛЬ ДИССЕРТАЦИИ состоит в том, чтобы теоретически и экспериментально доказать высокую эффективность нетрадиционного подхода к решению указанной актуальной задачи, который основан на мезооп гике. Надо было продемонстрировать, чго именно мезооптика позволяет воспринимать отрезок прямого следа частицы как единое целое. Необходимо было показать, что высокая степень сжатия информации о прямолинейном объекте до двух точечных сигналов является естественной характеристикой мезооптики, а также, что подходы, основанные на использование явлении каустики и продольной интерференции коаксиальных конических волновых полей являются корректными. Наконец, целью диссертации было также то, чтобы содержание и выводы диссертации стали дополнительным рычагом для широкого использования мезооптических устройств в технике эксперимента и на производстве. ЗАЩИЩАЕМЫЕ ПОЛОЖЕНИЯ:

1. Только мезооптика позволяет воспринимать отрезок прямолинейного объекта как единое целое.

2. Только мезооптика полностью убирает стадию разбиения прямолинейного объекта на его составляющие элементы.

3. Только мезооптика реализует операцию сжатия информации об указанном объекте до двух точечных сигналов на выходе, минуя стадию вычислений.

4. Только мезооптика дает возможность построения простых алгоритмов нахождения положения недоступной вершины события.

5. Явление каустики позволяет получить высокое отношение сигнала к шуму и, как следствие этого, большой динамический диапазон в микроскопах при селективном наблюдении вертикальных следов частиц в ядерной фотоэмульсии.

НАУЧНАЯ НОВИЗНА ИССЛЕДОВАНИЙ, представленных в диссертации:

1. Автор впервые предложил и впервые изготовил мезооптическое зеркало с кольцевым откликом, при этом пространственное разрешение этого зеркала определялось не технологией его изготовления, а процессом диффракции света.

2. Автор впервые объяснил сущность интегральных преобразований света, происходящих в мезооптикс.

3. Автор экспериментально подтвердил, что процесс сжатия информации о прямолинейном объекте, который происходит в Мезооптическом Фурье-микроскопе (МФМ), идет в соответствии с указанной теорией.

4. Измерения прямолинейных объектов в МФМ впервые осуществлялись без операции перефокусировки по глубине и без потери информации о z-координате и об угле погружения 0Z этого объекта.

5. Впервые автор использовал явление каустики света для получения высокого отношения сигнала к шуму в мезооптических микроскопах.

6. Впервые автор экспериментально исследовал явление продольной интерференции коаксиальных конических волновых полей.

7. Впервые было экспериментально доказано, что наблюдение высоких порядков диффракции (30) позволяет существенно (50:1) повысить точность метрологических измерений.

ПРАКТИЧЕСКИЕ РЕЗУЛЬТАТЫ

Главный практический результат исследований, представленных в диссертации, состоит в том, что на пути нетрадиционного подхода, никем ранее не рассмотренным, автор обнаружил теоретически и реализовал экспериментально резервы существенного повышения эффективности научных исследований, в которых наблюдают прямолинейные объекты.

Показано, что на пути изготовления мезооптических элементов не существует технологических трудностей, которые могли бы помешать широкому применению мезооптики в науке и на производстве.

Автор также описал конструкции мезооптических приборов ближайшего будущего: мезооптический интерферометр, мезооптический коникометр, мезооптический профилометр и мезооптический кератометр.

Наконец, автор предложил конструкцию самофокусирующего ондулятора как генератора синхротронного излучения, которая позволяет убрать проблему отвода тепла в ограничивающей диафрагме. Указанная конструкция основана на инверсной мезооптике.

2. ОБРАЗУЮЩАЯ ЛИНИЯ МЕЗООПТИЧЕСКОГО ОБЪЕКТИВА

При наблюдении точечных объектов, а также других микроскопических объектов используют оптический микроскоп, который состоит из пары объектив + окуляр, микровинта для перемещения объекта вдоль оси микроскопа и х,у-координатного столика. Чтобы получить сфокусированное изображение точечного объекта, устанавливают оптимальное положение объекта относительно пары объектив + окуляр. Отсчет положения микровинта задает z-координату нашего точечного объекта. Чтобы определить его х,у-координаты, изображение объекта помещают в центр поля зрения. Это - азбучный подход, такой же старый, как и сам оптический микроскоп.

Для произвольно расположенных N точечных объектов в 3D пространстве указанную операцию повторяют N раз. В случае, если точечные объекты расположены вдоль прямой линии и образуют прямолинейный объект, его положение в пространстве характеризуется всего 5 параметрами, а не 3N координатами. Это хо, Уо, Zo координаты центра тяжести прямолинейного объекта, а также два угла: проекционный угол ориентации 0ху и угол погружения 0Z. В случае прямолинейного объекта, если его воспринимать как единое целое, возникает возможность получить сжатие информации в 3N/5 раз. Возникает вопрос, каким образом экспериментально получить указанное повышение скорости измерений.

Решение указанной проблемы дает мезооптика, раздел оптики, в котором изучают физические свойства и информационные характеристики конических волновых полей [1]. Фундаментальная особенность мезооптики состоит в том, что прямолинейный объект воспринимается мезооптической линзой как единое целое. Информация обо всем прямолинейном объекте на выходе мезооптического микроскопа сосредоточена в положении двух точечных сигналов. Это - четыре координаты, определяемые положением двух точечных сигналов на выходном мониторе мезооптического микроскопа. Они содержат полную информацию о положении нашего прямолинейного объекта в ЗБ-пространстве.

Было показано, что операцию сканирования по глубине можно полностью убрать, если использовать изображающую линзу, образующая линия которой имеет излом. Причина в том, что вторичная волна, формируемая прямолинейным объектом, имеет вид конуса. Этот конус имеет определенную ориентацию в пространстве, а его образующая линия имеет две части: левую (L) и правую (R). Напомним здесь, что излом в образующей линии классической линзы считался и считается до сих пор нежелательным, а соответствующая линза всегда идет в брак. Таким образом, идея мезооптики, при помощи которой достигается желаемый эффект - устранение операции по глубине - состоит в том, чтобы использовать бракованные линзы!

На рис.1 показана вторичная сферическая волна, созданная одиночным точечным объектом, а на рис.2 приведен прямолинейный сегмент АВ, который освещается плоской волной PW. Угол раскрыва вторичной волны, имеющей форму конуса, равен 2az, где az - угол ориентации сегмента АВ относительно плоской освещающей волны.

Первое оптическое устройство, которое воспринимало прямолинейный объект как единое целое и которое не требовало проведения операции разбиения такого объекта на отдельные элементы во время стадии наблюдения и обмера, было построено в Лаборатории Ядерных проблем имени В. Г1. Джелепова Объединенного Института Ядерных Исследований. В 1983г. была изготовлена первая модель [3], а в 1986г. был изготовлен Мезооптический Фурье-микроскоп [МФМ] [4,5,6] на основе прецизионного мезооптического зеркала с кольцевым откликом. Этот микроскоп позволял наблюдать селективно только прямолинейный объекты с малым углом погружения. Сжатие информации о прямолинейном объекте происходило на стадии освещения без какой-либо задержки во времени. Любые другие объекты трансформировались МФМ в равномерно распределенный фон.

Рис. 1. Точечный объект О изображается линзой L в свое изображение I. SW -вторичная сферическая волна.

Рис. 2. Прямолинейный сегмент АВ, освещенный плоской волной PW, образует вторичную коническую волну CW, где аг - угол ориентации прямолинейного отрезка АВ.

3. МЕЗООПТИЧЕСКИЙ ФУРЬЕ-МИКРОСКОП (МФМ). ЧАСТЬ ПЕРВАЯ.

Принципиальная схема Мезооптического Фурье-микроскопа (МФМ), в которой устранена операция сканирования по глубине, показана на рис.3 [1-9]. Сходящийся пучок света, формируемый линзой 2, освещает «горизонтальные» прямолинейные объекты. Кроссовер сходящегося пучка света находится вблизи мезооптического зеркала с кольцевым откликом 3. Каждый прямолинейный объект формирует картину диффракции далекого ноля в форме узкой светлой полоски на темпом фоне. Эта полоска проходит через оптическую ось МФМ. Ширина равна диаметру кроссовера сходящегося пучка света (~60 мкм)

Главная особенность МФМ состоит в том, что диаметр фокального кольца 5, которое образует мезооптическое зеркало с кольцевым откликом при освещении его точечным источником света на оптической оси МФМ, зависит от z-координаты «горизонтального» прямолинейного объекта. Диффрагированный свет отражается от мезооптического зеркала с кольцевым откликом 3 и формирует в плоскости фокального кольца 5 два мезооптических изображения: левое (L) и правое (R). Таким образом прямолинейный объект отображается в МФМ в самого себя и дважды мультиплицируется.

Ни один из оптических институтов СССР не брался за изготовление прецизионного мезооптического зеркала с кольцевым откликом. В ГОИ и в J10M0 утверждали, что вообще невозможно сделать такое зеркало, которое бы давало вторичное кольцо в плоскости 5 шириной меньше 10 мкм. Однако, на заводе «Красный пролетарий» в Москве была освоена техника прецизионного алмазного точения с управлением от многолучевого интерферометра. Именно на этом заводе было изготовлено дюралевое мезооптическое зеркало с кольцевым откликом внешним диаметром 160 мм. Ширина мезооптического кольца в плоскости 5 равнялась 1,5 мкм вместо теоретически ожидаемой ширины в 1,4 мкм [6].

Теоретически было исследовано сверточное ядро МФМ [10]. Было показано, что сверточное ядро МФМ формируется в результате двух последовательных операций: пространственного преобразования Фурье и следующей за ним операции умножения на единичную ступенчатую функцию в плоскости пространственных частот.

Для левого мезооптического изображения сверточный оператор МФМ имеет вид d f(x) > dx [fw+'iX(x)],(l) а для правого мсзооптического изображения сверточный оператор имеет вид d w ) f(x) dx [f(x)-iX(x)],(2) где % (х) - Гильберт - образ функции f(x) [11].

Таким образом, интенсивность отклика МФМ на входную амплитуду света f(x) определяется выражением

1(х) df{x) dx dxW dx 2

3)

Эти выводы теорий были проверены экспериментально [12]. Был изготовлен мезооптический киноформ-элемент с кольцевым откликом и с фокусным расстоянием F=202mm. При этом ширина фокального кольца равнялась 10 мкм. Фрагмент мезооптического изображения объекта в форме спектральной щели шириной 40мкм показан на рис.4. Четко виден эффект пространственного дифференцирования исходного объекта. Подтверждение теории наблюдается также для объектов в форме пропускающего круга, прямоугольника, а также ножа Фуко. Так, например, объект в форме пропускающего круга превращается МФМ в две концентрические окружности.

Если прямолинейные объекты находятся в очень тонком слое, то мезооптические изображения прямолинейных объектов будут иметь вид, как показано на рис.5 для случая трех прямолинейных отрезков [10]. Видно, что объект «Б», который не пересекает центр поля зрения МФМ, дает мезооптические изображения вне центральной окружности.

В другом частном случае, когда прямолинейные объекты параллельны друг другу, следует использовать МФМ с одноканальным фотоприемником в каждом плече [13,14]. В каждом плече такого микроскопа наблюдают одномерный сигнал, как это показано на рис.6 для восьми следов релятивистских ядер неона, положение которых дано в нижней части рисунка, где показана также маркировочная сетка с шагом 1мм.

Если прямолинейные объекты в слое фотоэмульсии толщиной 200мкм имеют вид узкого ливня с углом раскрыва < 5 то для наблюдения таких объектов следует использовать Мезооптический Фурье-микроскоп с двойной фокусировкой [15],

Рис. 4. Фрагмент мезооптического изображения спектральной

Рис. 5. Мезооптичсскис изображения трех прямолинейных отрезков в тонком

Рис. 6. Сигналы на выходе МФМ с одноканальным фотоприемником от прямолинейных объектов, параллельных друг другу. рис.7) который содержит сферический иммерсионный конденсор 1, два цилиндрических объектива 2, плоское зеркало 3, двойное зеркало 5 и ПЗС -матрицу 6. Каждый цилиндрический объектив 2 функционирует как одномерная проекционная система с линейным коэффициентом увеличения М=4:1. Лучи диффрагированного света, захваченные цилиндрическим объективом2, фокусируются в меридиональном сечении, в результате чего сигналы на ПЗС -матрице 6 имеют вид прямоугольников. Размеры мезооптических сигналов Дх и Д,„ определяют разрешение МФМ вдоль х-координаты и вдоль угла 0ху, соответственно. На рис.8 показан двухилечный оптический блок, состоящий из иммерсионного конденсора 1 и двух цилиндрических объективов 2 [15].

В МФМ с одной общей ПЗС-матрицей1 [6,16] существует четыре линейных комбинаций взаимно коррелированных мод перемещения двух мезооптических сигналов. Каждая мода перемещения соответствует одному из четырех параметров прямолинейного объекта: поперечной координате х, глубине залегания z, проекционному углу 0ху и углу погружения ©z. Как показано в [17], мы имеем: ху - с\ (xl-xr),

0z = C, (yL-yR), [ (4) z = C2 (xl+xr), x = C2 (yL + yiO. J где (xL,yO ~ координаты левого мезооптического сигнала, (xR, yR) - координаты правого мезооптического сигнала, а С| и С2 - константы прибора.

На рис. 9 показан характерный случай рассеяния частицы А —> В на малый угол для трех продольных координат «у» [18]. На рис.10 показаны мезооптические сигналы на ПЗС-матрице 6. При у=4,413 мм видна только одна пара мезооптических сигналов Ra и La от первого объекта А. При у=4,589 видны две пары мезооптических сигналов, RA и Ьд от первого объекта А и Rb и Ьц от второго объекта В. При у=4,842 видна только одна пара мезооптических сигналов от объекта В.

На рис. 11 показаны результаты измерения проекционного угла 0ху и угла погружения 07 следа релятивистского ядра кислорода на длине ~10 мм. Так как ядро кислорода не испытало рассеяния, то проекционный угол 0ху имеет постоянное значение. Удивление вызывают данные об угле погружения 07. Из рис. 11 видно, что измеренные значения угла погружения 0Z монотонно изменяются вдоль координаты у. При этом пространственная производная d0z/dy=(65±5)*l О"2 пикселов/мм или 2

Рис. 7. Мезооптический Фурье - микроскоп с двойной фокусировкой.

Рис. 8. Двухплечный оптический блок МФМ с двойной фокусировкой.

A,413 A

V J

4,593

Рис. 9. Акт рассеяния частицы на малый угол.

4,842

413

593 В

4,842 и* В

Рис. 10. Мезооптические сигналы акта рассеяния частицы на малый угол, наблюдаемые при трех продольных координатах. -5 -fe' ymm

Рис. 11. Результаты измерения проекционного угла 0ху и угла погружения 0Z следа релятивистского ядра кислорода.

Рис. 12. Мезооптические сигналы следов частиц с общей вершиной. угловых минуты на мм. Такой факт можно объяснить принудительным изгибом стеклянной подложки, к которой приклеен слой фотоэмульсии, на стадии сушки после комплексной фотохимической обработки ядерной фотоэмульсии. Если внимательно посмотреть, то указанный изгиб стекла можно заметить невооруженным глазом. Аналогичный эффект линейного изменения угла погружения 07 был зафиксирован также еще у пяти следов более легких ядер в том же участке ядерной фотоэмульсии, в котором находился измеренный след релятивистского ядра кислорода.

Существует алгоритм поиска положения вершины события по сигналам на выходе МФМ без того, чтобы восстанавливать в пространстве положение всех следов частиц, идущих из вершин события. Было показано[8, 19, 20], что мезооптические сигналы следов частиц, которые имеют общую вершину, лежат на синограммс в системе координат (х, 0Ху), а вслучае малых углов ориентации 0ху эти сигналы лежат на прямой линии (рис. 12). На приведенном рисунке имеется также след частицы, который идет мимо вершины события. Естественно, его точка в системе координат (х, 0ху) не ложится на общую прямую.

При помощи этого свойства мезооптических сигналов на выходе МФМ оператор может определить положение вершин события даже тогда, когда область вблизи вершины события недоступна.

Было изучено реальное событие, которое образовано релятивистским ядром неона и которое состоят из 4 вторичных частиц. На рис. 13 даны результаты измерений угла ориентации 0ху при различных значениях поперечной координаты х для всех следов вторичных следов. Видно, что точки измерений сгруппированы вдоль прямых линий, которые пересекаются в общей точке, являющейся вершиной события. Координата хо вершины события, найденная таким методом, равна х0=( 130± 10) мкм и совпадает со значением, измеренным непосредственно.

Если вершина события находится на оптической оси МФМ, то мезооптические сигналы от следов вторичных частиц лежат на фокальной окружности с центром, расположенным на оптической оси МФМ. При этом z-координата вершины данного события определяет радиус фокальной окружности.

Приведем характеристики МФМ с общей ПЗС-матрицей для поля зрения МФМ диаметром 0,4 мм. Разрешение по углу 0ху ориентации равно Д0ху=О,6' (угловой минуты). Разрешение но углу погружения 07 равно Д07=7' (угловых

X mm

Npon-g Meon-f

•f T ■ -7 • ' ■ ' ' J - / - -5Э

---, + , + - r'- - ^ TD + - , ' ' , ' , Tit' Г.! Y.l /Yd ^-.f, T.l *r.J >Y.-»7 г / , , / / / /

1 < ,/'>'>' (i) -H-^-^X.ft'

III. '' / ' , ' ' ' vf

0.2 0,4

0.6 *,mm

Рис. 13. Углы ориентации 0xy события, состоящего из 4 вторичных частиц с общей вершиной. минут). Разрешение но поперечной координате х равно Дх=1,5 мкм, но может быть сделано равным Дх'=0,3 мкм.

Кроме операций, специфических только для мезооптики, МФМ может решать задачи, которые оператор обычно делает на традиционном оптическом микроскопе. Так, например, на МФМ можно измерить координату начала или конца прямого следа частицы в пределах поля зрения МФМ. Было показано [21], что «видимые» углы ориентации левого и правого мезооптических изображений ©l и 0r связаны с истинным углом ориентации прямого следа частицы 0О соотношением

0l+0r-20o. (5) С другой стороны

L-©R=-^,(6) А где D - диаметр поля зрения МФМ, L - длина прямого следа частицы, a R - радиус фокальной окружности МФМ.

Поведение «видимых» углов ориентации ©l и 0r вдоль прямого следа частицы конечной длины L показано на рис. 14. На участке длиной X «видимые» углы ориентации не изменяются, а на краях следа частицы угол 0l начнет уменьшаться, а угол 0r - возрастать. При этом интенсивность мезооптических изображений L и R начнет уменьшаться и обращаться в нуль в точке, где 0L=©o+A0 для левого изображения, и в точке, где 0r=©o-A® для правого мезооптического изображения. Здесь A0=D/R. Одновременно ширина Фурье-образа следа частицы длиной L<D равна Л.Н „ АН ol=->оо=-=60 мкм, (7)

L D где Н - расстояние между ядерной фотоэмульсией и мезооптическим зеркалом с кольцевым откликом. По мере уменьшения L длина мезооптического изображения увеличивается пропорционально отношению (D/L). Средняя погрешность измерения длины прямых следов частиц, не превышающих диаметр поля зрения МФМ, равна 0,1 мм при лДя <L<D.

В работе [22] описан метод измерения при помощи МФМ радиуса кривизны проекции следа частицы р на плоскость, перпендикулярно оси МФМ. Было показано, что p=RrrT'(8) ' / 11> L

L Al R er^H

Рис. 14. «Видимые» углы ориентации 0L и 0R вдоль прямого следа частицы конечной длины L<D.

Рис. 15. Мезоонтические изображения двух искривленных следов частиц.

22 где It и 1r - длины левого и правого мезооптических изображений, соответственно. Относительная погрешность измерения радиуса кривизны р равна относительной погрешности величины £=1l-1r. Интересно сопоставить величину со стрелой прогиба s искривленного следа частицы в пределах поля зрения МФМ, а именно:

5 L

3 1

Для R=80 мм и L=1 мм £,/s=l ,28-10 . Это значит, что величина ^ в «10 раз (!) больше стрелы прогиба s при заданном радиусе кривизны следа частицы р. Так, например, при стреле прогиба s=0,l мкм £,= 128 или «13% средней длины мезооптических изображений данного следа частицы.

Особого рассмотрения требует случай, когда p<R, и когда длины двух мезооптических изображений имеют противоположные знаки (!). Чтобы устранить возможную неоднозначность в оценке знака длины мезооптических изображений, измерение радиуса кривизны р проводят при двух значениях R: Ri и R2. Получают четыре оценки радиуса кривизны р" = ТоУТТ^ и Р2 = -T^fj^ •(10)

Из четырех возможных значений радиуса кривизны pi+, pf, р2+, р2~, два из них окажутся взаимно совместимыми.

На рис. 15 показаны мезооптические изображения, двух искривленных следов частиц, из которых первый искривлен сильнее, чем второй. Для первого следа 1l»1r, а для второго следа 1l~1r.

Описанный метод измерения радиуса кривизны следа частицы при помощи МФМ позволяет оценить локальные искажения в слое ядерной фотоэмульсии типа дисторсии, а также измерять радиус кривизны следа частицы, полученного в трековых камерах с магнитным полем.

Мезооптический эффект муара, наблюдаемый в МФМ, описан в [23]. Известно [24], что при наложении двух регулярных сеток из прямых линий возникает классический эффект муара, который состоит из разностных и суммарных полос, ориентированных, соответственно, перпендикулярно и параллельно биссектрисе угла между двумя регулярными сетками из прямых линий. Классический эффект муара обладает следующими свойствами: I) при перемещении друг относительно друга двух систем полос в направлении, перпендикулярном ориентации полос, полосы разностного муара перемещаются в направлении, перпендикулярном реальному движению; 2) шаг разностного муара в 1/а раз больше периода системы полос, где а - угол между двумя системами полос; 3) линейная скорость перемещения полос разностного муара в 1/а раз больше скорости реального движения одной системы полос относительно другой.

Рассмотрим теперь сущность мезооптического эффекта муара [23]. Для этого возьмем событие типа излома, когда точка излома суммарного события АВ+ВС находится в центре поля зрения МФМ (рис. 16). Сравним свойства левого и правого мезооптических сигналов от события с изломом. Они существенно отличаются друг от друга. Это различие вызвано несколькими причинами. Во-первых, мезооптические изображения каждого звена события с изломом являются зеркально симметричными по отношению к исходному следу частицы звена события. Звено события АВ, находящееся слева от центра поля зрения МФМ, дает два мезооптических изображения В'А' и В"А", которые находятся справа от центров соответствующих воображаемых полей зрения вблизи фокальной окружности. Это есть результат того, что МФМ в сагиттальном сечении представляет собой одномерную камеру обскура со щелью, ширина которой равна диаметру кроссовера освещающего сходящегося пучка света в месте расположения мезооптического зеркала с кольцевым откликом [25]. Во-вторых, мезооптическое изображение всегда параллельно исходному прямому следу частицы и имеет «свое» виртуальное поле зрения вблизи фокальной окружности. Наконец, наблюдатель левого ракурса (L) видит исходное событие АВ+ВС в виде выпуклого двуугольника, а наблюдатель правого ракурса (R) видит исходное событие в виде вогнутого двуугольника.

Для левого наблюдателя (L) на участке события В'Е' происходит реальное наложение мезооптических изображений С'Е' и В'А' двух звеньев исходного события. По мере увеличения угла рассеяния 0 точка В' перемещается вдоль мезооптического изображения С'Е' звена события ЕС. Это есть результат первого свойства мезооптического эффекта муара: при поворотном перемещении конца прямого следа частицы в поле зрения МФМ в направлении, перпендикулярном ориентации исходного прямого следа частицы, мезооптическое изображение этого прямого следа частицы скользит вдоль мезооптического изображения, то есть перпендикулярно поворотному перемещению конца следа частицы в поле зрения МФМ. Согласно второго свойства мезооптического эффекта муара, величина скользящего перемещения мезооптического изображения следа частицы в (R/D) раз больше истинного перемещения конца прямого следа частицы на краю поля зрения МФМ.

Рис. 16. Пояснение мезооптического эффекта муара на примере события излома. L R

1 2

29 8

1 2

Рис. 17. Мезооптические изображения события типа излома при малом угле рассеяния 0. а

Рис. 18. Графики интенсивности сигналов IL и IR вдоль угла 0, а также разности A=Ir-Il и суммы X=Ir+Il.

Для правого наблюдателя (R) происходит отход мезооптического изображения С"Е" от В"А". При этом длина просвета равняется длине наложения на левом кадре (L).

На рис. 17 показано событие типа излома с малым углом рассеивания 0, а также приведены два мезооптических изображения: левое (L) и правое (R). Рассмотрим на этом примере алгоритм измерения малого угла рассеяния при помощи МФМ. На рис. 18 приведены графики распределения интенсивности света II и Ir вдоль угла 0 в левом и правом мезооптических изображений, соответственно, а также их разность Д = Ir - It и сумме I = Ir + II. Чтобы оценить угол рассеяния 0, достаточно определить на графике Д(0) длину участка, где интенсивность сигнала равна нулю.

В МФМ с мезооптическим зеркалом [6, 7, 8] радиус фокальной окружности R= 80мм, диаметр поля зрения D= 1мм, расстояние от ядерной фотоэмульсии до мезооптического зеркала с кольцевым откликом Н= 145мм, а диаметр кроссовера сходящегося пучка света в месте расположения мезооптического зеркала с

АН кольцевым откликом 5 = « 90мкм. В этих условиях коэффициент увеличения линейного перемещения от мезооптического эффекта муара равен K=R/D=80, а при смещении на 1мкм конца С второго следа частицы длина выступа на графике Л(0) составит 160мкм. Если пороговая длина выступа на графике Л(0) равна 5мкм, то угол рассеяния частицы 0=1' (угловую минуту). Это значение можно рассматривать как предельную чувствительность МФМ данной конструкции.

Описанные выше результаты исследования свойств МФМ при наблюдении горизонтальных прямолинейных объектов позволяет сделать вывод о том, что фундаментальное свойство МФМ - мгновенно формировать два мезооптических сигнала на выходном мониторе микроскопа должно найти со временем широкое применение в микро-робототехнике и в микромеханике.

4. МЕЗООПТИЧЕСКИЙ ФУРЬЕ-МИКРОСКОП (МФМ). ЧАСТЬ ВТОРАЯ.

МФМ в сагиттальном сечении можно рассматривать как одномерную камеру обскура, которая имеет виртуальную пропускающую щель, ориентированную перпендикулярно наблюдаемому прямолинейному объекту [25]. Дифрагированные лучи света в сагиттальном сечении МФМ показаны на рис. 19 для прямолинейного объекта длиной 1. Диаметр кроссовера сходящегося пучка света равен Лсо=А.Н/1. Распределение интенсивности света I(x') вдоль мезооптического изображения в сагиттальном сечении можно аппроксимировать для 1>Дсо трапецией с малыми участками спада функции по обе стороны от основного участка. Когда длина прямолинейного объекта 1 уменьшается, длина участков спада функции возрастает, пока она не достигнет значения 1о, определяемого соотношением: 1о2-2А.Н.

Для 1<10 диаметр кроссовера становится равным длине прямолинейного объекта. Функция I(x') находится на участке длиной 2Дсо, а интенсивность света на нем уменьшается до значения 1/2Д<в (рис. 20).

Были выполнены два эксперимента. В одном из них, когда 1<1о, мезооптическое изображение прямолинейного объекта принимает форму дуги на угловом интервале Д0«5/1, где 5 равно ширине прямолинейного объекта. Результаты этих экспериментов подтверждают утверждением о том, что МФМ в сагиттальном сечении функционирует как одномерная камера обскура, виртуальная пропускающая щель которой ориентирована всегда перпендикулярно наблюдаемому прямолинейному объекту, а ее ширина равна диаметру сходящегося пучка света. Угловое разрешение МФМ равно

4г DR

Для А.=0,63 мкм, D=3 мм, 11= 150 мм и R=80 мм Д0хуеН~Г (угловая минута).

Таким образом длина мезооптических изображений прямолинейного объекта в сагиттальном сечении равна диаметру поля зрения МФМ, если наблюдаемый прямолинейный объект пересекает центр поля зрения. Это свойство МФМ позволяет выполнять на нем некоторые грубые метрологические измерения. При этом погрешность таких измерений, как оценка положения конца или начала прямолинейного объекта, умещающегося в пределах поля зрения МФМ, определяется размером реальной длины прямолинейного объекта.

Были выполнены следующие эксперименты. В первом из них поглощающая шторка находилась за пределами поля зрения (рис. 21.а), во втором эксперименте

Рис. 19. Диффрагированные лучи света в сагиттальном сечении МФМ.

I(x) fl(x)

Рис. 20. Интенсивность света I(x') для 1<10.

Рис. 22. Мезооптичсские изображения двух пересекающихся отрезков прямых линий. шторка закрывала половину поля зрения (рис. 21.Ь), а в третьем - }Л поля зрения (рис. 21.с). На рис. 22 показаны мезооптические изображения двух пересекающихся прямых линий, которые лежат на соответствующих углах ориентации, для положений поглощающей шторки a, b и с. Видно, что поглощающая шторка действует на мезооптические изображения независимо, длина мезооптических изображений двух пересекающихся уменьшилась для положений «Ь» и «с», и что размытие крайних точек мезооптических изображений возрастает по мере того, как поглощающая шторка все сильнее закрывает поле зрения микроскопа.

Интересный результат был получен для объекта из трех оптических штрихов, каждый шириной 20 мкм и с зазором 80 мкм для пары штрихов (рис. 23). На рис. 24 показано мезооптическое изображение такого объекта, имеющее размытие концов порядка 30 мкм.

Теперь вернемся к МФМ с двойной фокусировкой [15], в котором мезооптические сигналы прямолинейных объектов имеют вид точечно-подобных сигналов. При двойной фокусировке улучшается отношение сигнала к шуму, но приносится в жертву существенное сужение диапазона углов ориентации прямолинейных объектов, которые можно измерять в заданной конфигурации объект + цилиндрическая линза.

В конструкции МФМ с двойной фокусировкой (рис. 25), когда мезооптический элемент с кольцевым откликом изготовлен из трех коаксиальных аксиконных линз, сферические аберрации уменьшены в 10 раз по сравнению с системой из одной мезооптической линзы. Этот фактор достигнут благодаря тому, что внутренняя поверхность каждой мезооптической линзы является конусом с образующей линией, перпендикулярной побочной оси системы, а внешняя поверхность каждой мезооптической линзы является сферой с центром в медианной плоскости рабочего объема на оптической оси системы. При этом число таких мезооптических линз с виртуальным кольцевым откликом равно трем, а диаметр МФМ может быть сделан в 10 раз меньше, чем в системе с большими сферическими аберрациями.

Для того, чтобы повысить дополнительно отношение сигнала к шуму, сходящийся освещающий пучок света сделан астигматическим. При этом фокус в меридиональном сечении находится в медианной плоскости слоя ядерной фотоэмульсии, а фокус в сагиттальном сечении находится в плоскости ПЗС матрицы, на которой фокусируются точечно-подобные мезооптические сигналы. При длине освещающей области D=2,7 мм, ширина освещающей области равна

Рис. 23. Объект в виде «визира» из трех штрихов.

Рис. 24. Мезооитическое изображение «визира» из трех штрихов.

Рис. 25. МФМ с двойной фокусировкой, у которого мезооптический элемент кольцевым откликом изготовлен из трех аксиконов.

Iz

Рис. 26. МФМ с астигматическим освещающим пучком. а=36 мкм. Линейное увеличение системы из двух цилиндрических линз (рис. 26) равно М=4:1 при угле захвата дифрагированного света А0=27° и при угле ориентации оси системы из двух линз относительно оси МФМ с двойной фокусировкой ai/2 равном 30°.

Теперь рассмотрим методы подавления кома аберраций в МФМ и соответственно пути уменьшения общего размера мезооптического элемента с кольцевым откликом. На рис. 27 показан МФМ, в котором используется апланатическая мезооптическая голограмма с кольцевым откликом. Согласно теореме Вельфорда [54, 55, 56], радиус носителя голограммы выбирают из условия

1 1 1 = - + — ,(12) R /, /2 где li и Ь - расстояния от точечного опорного источника до голограммы и от голограммы до точечного объекта на стадии изготовления голограммы, соответственно. При этом знаки 1) и 1г выбирают согласно правил, принятых в оптике. Поэтому для случая li=-b, R—»<х>, подложка голограммы становится плоской. Таким образом, полные размеры мезооптического элемента можно уменьшить с 160 мм до 40 мм.

В случае когда М велико, 1 j»l2, и R®li, центр дуги образующей линии подложки мезооптической голограммы расположен практически в том же месте, где находится прямолинейный объект.

Новые методы уменьшения кома аберраций в МФМ обобщены в [57, 58]. Там же рассмотрены методы изготовления многоэлементного изопланатического зеркала с кольцевым откликом для МФМ.

По определению семейство таутохронных эллипсов, задающих форму образующей изопланатического мезооптического зеркала, задается двумя фокусами. При этом два соседних таутохронных эллипса отстоят друг от друга на расстояние а так, чтобы разность хода двух лучей света, отраженных от них, давали разность хода, равную длине волны света X (рис. 28). Пусть первый фокус находится в точке F], а второй фокус в точке F2, а точки А и В на двух соседних таутохронных эллипсах, расположены на общем луче F]AB. По условию отрезки отраженных лучей света АС и BD должны отличаться на длину волны X. Отсюда получаем

I ^ 1 , , ч d = --,(13)

2 cos у/

Рис. 27. МФМ с апламатической мезооптической голограммой.

Рис. 28. Семейство таутохроиных эллипсов. 36 где v)/ - угол падения луча света F|AB. В малой области двух соседних таутохронных эллипсов угол у и расстояние а могут считаться постоянными величинами. Первый фокус Fi находится на оптической оси МФМ FiA в медианной плоскости слоя ядерной фотоэмульсии, а второй фокус F2 - в месте расположения одного из двух мезооптических сигналов, которые формируются многоэлементным изопланатическим мезооптическим зеркалом. При этом центры тяжести отражающих элементов многоэлементной образующей линии расположены на несущем эллипсе, положение которого задается дополнительной стрелой прогиба где Н - расстояние вдоль оптической оси МФМ от ближайшей точки на мезооптическом зеркале до первого фокуса Fj, R - расстояние между двумя фокусами F,F2, аД- стрела прогиба традиционного оптического зеркала, равная

Схема МФМ с изопланатическим мезооптическим зеркалом дана на рис.29. Сходящийся пучок света от источника света 1 освещает слой ядерной фотоэмульсии и образует вблизи мезооптического зеркала с кольцевым откликом 2 Фурье-образ прямого следа частицы. Мезооптическое зеркало 2 образует два мезооптических сигнала. Правый из них регистрируется ПЗС - матрицей 4. Оба сигнала, левый и правый, подаются в блок памяти 5. Устройство 3 перемещает слой ядерной фотоэмульсии в плоскости х,у и фиксирует х,у - координаты. Профиль многоэлементного изопланатического мезооптического зеркала показан в круге.

Два соседних элемента этой образующей линии соединены между собой нерабочим отрезком. Чтобы отделить дифракцию этих нерабочих отрезков от мезооптического сигнала, который представляет собой нулевой порядок дифракции, длину рабочего участка Д0 каждой дуги таутохронного зеркала выбирают из условия где I2 - расстояние вдоль луча света от мезооптического зеркала до второго фокуса F2 таутохронных эллипсов. Например, для R=40mm, H=75mm, D=0,3mm, А.=0,6мм, мы получаем: Д=2,45мм, V=9,05mm, Ь s77mm, До=100мкм, число элементов N=400, а скачок между двумя элементами ДЬ=22,6мкм.

V:

V=

Н2 +R2)2 -Н\Н + 2А) 4#2(Я+ 2Д)

Н)

X*l2>D*A0, (16)

Рис. 29. МФМ с изопламатическим мезооптическим зеркалом.

Рис. 30. Принцип действия МФМ с повышенной глубиной фокуса.

38

Теперь рассмотрим детально проблему глубины фокуса в МФМ. Если прямолинейный объект не расположен точно в фокальной плоскости слоя ядерной фотоэмульсии, то его мезооптические сигналы не меняют своего положения, но возникает их размытие. Поэтому, если глубина рабочего объема велика, то для прямых следов частиц, находящихся на большом расстоянии от медианной плоскости ядерной фотоэмульсии, интенсивность мезооптических сигналов сравняется с уровнем фона, и измерить такие следы частицы в МФМ будет невозможно.

Указанную проблему глубины фокуса МФМ частично решает структура отклика мезооптического зеркала с кольцевым откликом. Так, в первой модели МФМ было использовано мезооптическое зеркало с откликом в виде невысокой юбочки, при этом глубина этого отклика равнялась по порядку величины толщине слоя ядерной фотоэмульсии, т.е. «ЮОмкм. В общем случае, особенно, когда глубина рабочего объема велика, следует использовать МФМ с повышенной глубиной фокуса[59]. Сначала рассмотрим принцип действия этого микроскопа на вспомогательной схеме (рис.30). Сходящийся пучок света от источника 1 освещает рабочий объем с прямыми объектами. Привод 2 перемещает рабочий объем и указывает координаты х,у его положения. Мезооптический элемент с кольцевым откликом 3 образует два мезооптических сигнала прямого объекта, левое L и правое R. Согласно условия Шеймпфлюге, которое будет объяснено ниже, прямой объект с координатой z образует на конической поверхности К хорошо сфокусированные мезооптические сигналы. Образующая линия конической поверхности К ориентирована под углом Р к оптической оси МФМ и имеет длину L. Пусть, например, в рабочем объеме глубиной Ь=200мкм умещается число информационных степеней свободы вдоль оси z, равное Nz=20. Тогда образующая линия конической поверхности К должна быть разбита на Nz коротких зеркальных элементов длиной 5. Лучи света отражаются от рабочей части каждого короткого элемента так, что они идут перпендикулярно образующей линии (!) конической поверхности К. Центры коротких зеркальных элементов располагаются на линии Шеймпфлюге, которая образует угол (3 с оптической осыо МФМ. Условия Шеймпфлюге [60] можно сформулировать следующим образом: плоскость наклоненного объекта АВ и плоскость наклоненного изображения А'В' должны иметь общую линию G, лежащую в плоскости изображающей линзы.(рис.31)

Теперь рассмотрим реальную конструкцию МФМ с большой глубиной фокуса (рис.32): 1 - источник сходящегося пучка света, 2 - х,у - стол с индикатором

Рис. 32. Реальная конструкция МФМ с повышенной глубиной фокуса.

40

РОССИЙСКИ

ГОСУДАРСТВЕННАЯ библиотека

Рис. 33. Стереоскопический микроскоп с неограниченной глубиной фокуса.

Рис. 34. Схема регистрации явления каустики. положения, 3 - мезооптический элемент с кольцевым откликом, 4 и 5 - плоские зеркала, 6 - левая часть конической поверхности с профилированными бороздками, 7 - правая часть конической поверхности с профилированными бороздками, 8 -изображающая линза, 9 - фотодетектор лсвого(Ь) и npaBoro(R) мезооптических сигналов, 10 - блок памяти.

Угол 0 между образующей линией короткого зеркального элемента и оптической осыо МФМ выбирают из условия:

0=45°tg a, a=arctg(D0M/2]2), (16) где 1| и Ь - расстояние от прямолинейного объекта до мезооптического элемента с кольцевым откликом 3, и от этого мезооптического элемента до центра конуса К, соответственно, с М= 12 /1]. Угол р между линией центров коротких зеркальных элементов образующей фигуры многоэлементного конического зеркала К и оптической осыо МФМ определяется уравнением

P=arctg [D0(M+1)/212],(17) Расстояние Дх и высота 5 равны

Дх^Ш/sin 2а, §=Ax/tg (|3-а), (18) где Do - внешний диаметр мезооптического элемента с кольцевым откликом 3. Угол ф между плоскими зеркалами 4 и 5 и побочной оптической осыо системы равен ф=45°+р/2.

Например, пусть 1]=30мм, 12=180мм, М=6, тогда а=30°, D0=34,65mm, 0=75°, Р=34°, Дх=4,35мкм, 5=62,5мкм, Н=7,2мм, Ь=8,32мм, N=134, Дх=1,5мкм, a 5х=0,72мкм. Числовая апертура линзы 8 равна 1:4.

Теперь, опираясь на метод решения проблемы глубины фокуса в мезооптике, рассмотрим конструкцию нового стереоскопического микроскопа со стереоскопическим углом зрения ~90°. [1.р.277]. Принципиальная схема его дана на рис.33: Оь - неплоский объект, Ll - левый объектив микроскопа, Lr - правый объектив микроскопа, MMl - левое многоэлементное зеркало, MMr - правое многоэлементное зеркало, L2l - левый проекционный объектив, L2r - правый проекционный объектив, Ml - левое плоское зеркало, Mr - правое плоское зеркало, L3L - левый окуляр, Ьзк - правый окуляр, El - левый глаз наблюдателя и ER - правый глаз наблюдателя.

Нсплоский объект Оь изображается двумя микроскопическими объективами L| и Lr на два многоэлементных зеркала MMl и MMr. Лучи света падают на них иод углами заходящего солнца. Зеркала ММ|, и MMr имеют профилированные бороздки, которые ориентированы перпендикулярно плоскости стереоскопического угла 0st. Лучи света отражаются от рабочих элементов этих многоэлементных зеркал под углом «90° и направляются на проекционные объективы, Lzi. и L2R. При помощи двух систем, состоящих из плоских зеркал ММЦ MMr) и окуляра L3L(L3r), наблюдатель видит два стереоскопических изображения. Линейный коэффициент увеличения проекционных объективов L21 и L2R, а также период бороздок многоэлементных зеркал MMl и MMr выбирают такими, чтобы глаз наблюдателя не мог видеть микроскопическую структуру многоэлементных зеркал MMl и MMr. Разрешающая способность по глубине в этом микроскопе равна Я . ©.

Az=

-sin

19) где а

2 sin а: 2 угловая апертура изображающих объективов Ll и Lr, 0s стереоскопический угол зрения. Для 0st=9O°, а=30°, ^=0,5мкм, Az=0,3mkm. Диаметр поля зрения D этого микроскопа равен Dn

D=cos©„ /2

20) где Do - диаметр поля зрения изображающих объективов Ll и Lr в традиционной моде наблюдения. Для ©st=90°, D= D{) Л . Чтобы получить большое поле зрения, необходимо использовать изображающие объективы Ll и Lr с большим рабочим расстоянием.

5. ЯВЛЕНИЕ КАУСТИКИ И «ВЕРТИКАЛЬНЫЕ» ПРЯМОЛИНЕЙНЫЕ ОБЪЕКТЫ

Каустикой называют огибающую поверхность семейства лучей света, когда они тесно сближаются взаимно [26]. Это явление иногда можно наблюдать без помощи приборов в виде лучей света, сфокусированных в окрестности каустики. Поведение амплитуды светового поля в области каустики в направлении нормали к акустике связано с явлением интерференции двух волн. Глубиной каустической зоны называют расстояние от внешней границы каустики до первого интерференционного максимума.

Чтобы исследовать явление каустики при когерентном освещении, был выполнен эксперимент, схема которого показана на рис.34 [32]. Цилиндрическая полулинза L, освещенная коллимированным пучком света от лазера, образует цилиндрическую каустику, которая регистрируется фотопластинкой HPh с высоким пространственным разрешением порядка 1000 линий на мм. При этом плоскость фотопластинки HPh наклонена под малым углом 0Z к оси пучка света. В таком эксперименте можно было в одной экспозиции зафиксировать каустику на большой глубине до и после области фокуса. На рис.35 показана микроструктура края каустики на различных расстояниях от области фокуса. Структура каустики также была зафиксирована на фотопленке, ориентированной перпендикулярно лучам света (рис.36)

Явление каустики было использовано для формирования узкой области освещения ядерной фотоэмульсии для оперативного селективного наблюдения вертикальных следов частиц, которые регистрируются в дополнительных контрольных слоях ядерной фотоэмульсии [27]. Каждая из них представляет собой сэндвич из центральной пластинки, изготовленной из прозрачной органики толщиной ~1мм, и двух слоев ядерной фотоэмульсии толщиной -ЮОмкм с обеих сторон. Стопку из контрольных пластинок помещают между мишенью-детектором из слоев ядерной фотоэмульсии без подложки и системой целеуказателей. Вторичные частицы проходят через указанную стопку перпендикулярно плоскости слоев. Поэтому следы частиц идут под малым углом к оптической оси традиционного оптического микроскопа и называются «вертикальными». При глубине фокуса 2-Змкм такой вертикальный след невозможно увидеть сразу на всю глубину слоя фотоэмульсии. Оператор должен делать операцию перефокусировки по глубине. Если просмотр ведут вручную, то скорость просмотра равна около 1см за рабочий день.

След релятивистского протона в ядерной фотоэмульсии состоит из цепочки зерен серебра с линейной плотностью 75 зерен серебра на 100 мкм глубины слоя. Это в 3 раза больше, чем у горизонтальных следов релятивистских протонов, так как после фотохимической обработки толщина слоя ядерной фотоэмульсии уменьшается в 3 раза.

На пути автоматизации операции поиска вертикальных следов частиц с использованием традиционного оптического микроскопа и компьютера возникают трудности, обусловленные особенностями распознавания таких следов по массиву частичных сфокусированных изображений. Изображения зерен серебра в следе частицы и от случайных скоплений зерен серебра не отличаются друг от друга. Чтобы идентифицировать вертикальный след частицы, в память компьютера вводят три или четыре соседних частичных изображения на различных глубинах, а затем подвергают эту информацию обработке с целью выявления пространственных корреляций в направлении, параллельному оптической оси микроскопа. В каждом слое ядерной фотоэмульсии содержится около 30 частичных изображений. Контрольная пластина площадью 400-400 мм2 содержит до 2-105 полей зерен диаметром 1 мм, или 6-106 частичных изображений. Одна контрольная пластина с двумя слоями ядерной фотоэмульсии содержит ~1013 элементов изображений.

В работе [28] было показано, что при помощи мезооптического микроскопа, который содержит аксикон с высоким пространственным разрешением и с глубиной резкости, равной толщине слоя ядерной фотоэмульсии, изображение вертикального следа частицы получают на всю толщину слоя ядерной фотоэмульсии без операции сканирования по глубине. Сканирование контрольной пластины в таком мезооптическом микроскопе ведут только в х,у-плоскости. При помощи многоканальной системы из массива аксиконов сканирование можно вести одновременно на -100 площадках. Таким образом, мезооптика позволяет повысить скорость просмотра слоев ядерной фотоэмульсии с вертикальными следами частиц в ~ЗТ03 раза.

Чтобы подавить боковые лепестки сверточного ядра такого мезооптического микроскопа, используют конфокальную систему [29]. В мезооптическом микроскопе [30] поиск вертикальных следов частиц и измерение их координат ведут при помощи мезооптического конденсора, который формирует область освещения в виде узкого "забора" вдоль оси х. В этом случае используют алгоритм поиска вертикальных следов, основанный на принципах реконструктивной томографии [31]. Было показано, что быстродействие мезооптических микроскопов для наблюдения

2 3 вертикальных следов частиц в контрольных пластинках можно повысить в 10 -10 раз по сравнению с быстродействием ручного просмотра при помощи традиционного оптического микроскопа.

В работе [32] было показано, что применение явления каустики в конфокальном мезооптическом микроскопе для наблюдения вертикальных следов частиц позволяет существенно упростить всю конструкцию микроскопа и одновременно улучшить функцию размытия точки в этом микроскопе.

Схема каустического конфокального мезооптического микроскопа для селективного наблюдения вертикальных следов показана на рис.37. Освещающая цилиндрическая полулинза Li формирует каустическую интерференционную картину, приведенную на рис.35 и рис.36. Слой ядерной фотоэмульсии помещают вблизи фокуса цилиндрической полулинзы Li и ориентируют перпендикулярно внешней зоне каустики. Оптическая шторка S поглощает все внутренние лучи света внутри каустики. Изображающая цилиндрическая полулинза L2 формирует лучи света внешней части каустической интерференционной картины. Положение области интерференции освещающих и изображающих полос, одной от освещающей цилиндрической полулинзы Lb и другой от изображающей цилиндрической полулинзы L2, изменяют путем поперечного перемещения указанных двух цилиндрических полулинз. Оптимальное взаимное положение освещающей и изображающих каустик дает ширину конфокального отклика, равную Д/3, где Д-ширина каустической зоны.

Свойства функции размытия точки описанного каустического конфокального мезооптического микроскопа для селективного наблюдения вертикальных следов частиц без сканирования по глубине были изучены экспериментально [32]. На рис.38 дана схема экспериментального устройства, которое содержит две цилиндрических полулинзы L| и L2 с образующими линиями, взаимно перпендикулярными друг другу в плоскости, которая в свою очередь перпендикулярна оптической оси системы. Размеры указаны в мм. На рис.39 показана функция размытия точки, полученная при двух разных экспозициях. Видно, что боковые лепестки функции размытия точки заполняют только один квадрант плоскости. Благодаря этому боковые лепестки слабо влияют на величину отношения сигнала к шуму.

При пространственном разрешении в 1мкм быстродействие описанного каустического конфокального мезооптического микроскопа для селективного наблюдения вертикальных следов частиц на участке фотоэмульсии длиной 5мм и

Рис. 38. Схема эксперимента для определения функции размытия точки у каустического конфокального мезооптического микроскопа для селективного наблюдения вертикальных следов частиц без сканирования по глубине.

Рис. 39. Результаты экспериментального определения функции размытия точки.

Рис. 40. Схема системы освещения в темнопольном конфокальном мезооптическом микроскопе для селективного наблюдения вертикальных следов частиц.

Рис. 41. Схема наблюдения микроструктуры интерференционных полос внутри каустики. при числе следов N=25 будет в ~6Т03 раз выше, чем в классическом оптическом микроскопе.

Первый мезооптический микроскоп для селективного наблюдения вертикальных следов частиц был описан в работе [28]. Операция сканирования по глубине была полностью устранена в этом микроскопе. В микроскопе [34] эффективность поиска вертикальных следов частиц была повышена благодаря новому алгоритму выполнения х,у-сканирования одновременно во многих участках поиска. В принципе, можно было построить многоканальную систему со 100 каналами.

Чтобы убрать шумы от боковых лепестков картины дифракции света, был разработан конфокальный мезооптический микроскоп [35], который содержит мезооптический конденсор. Освещенная зона имеет вид узкого "забора", идущего параллельно оптической оси микроскопа. Алгоритм поиска вертикальных следов частиц в этом микроскопе основан на принципах реконструктивной томографии [36]. Быстродействие поиска вертикальных следов частиц в 103 раз выше, чем в традиционном оптическом микроскопе с 3D сканированием. Чтобы улучшить отношение сигнала к шуму в этом микроскопе, была разработана новая конструкция мезооптического конденсора [32]. А именно, период интерференционных полос в этом микроскопе, находящихся внутри освещающей области, изменяется по глубине. Аналогично, период интерференционных полос внутри изображающей зоны также изменяется по глубине, но в обратном направлении. Эксперименты, описанные в работе [32], полностью подтверждают реализуемость указанной идеи.

Наконец, в работе [33] был описан принцип работы действующей модели темнополыюго конфокального мезооптического микроскопа для селективного наблюдения вертикальных следов частиц в ядерной фотоэмульсии. Принцип действия системы освещения в этом мезооптическом микроскопе показан на рис.40. Коллимированный пучок света от лазера 1 проходит через положительную линзу 2 и через цилиндрическую положительную линзу 3. Узкая освещающая зона, находящаяся во внутренней области каустики формируется в плоскости 5 при помощи микроскопического объектива 4. Для изучения микроструктуры интерференционных полос внутри каустики, был выполнен эксперимент на установке, показанной на рис.41. Цилиндрическая линза Lc с фокусным расстоянием 50мм фокусирует пучок света в линию в области фокуса F. Фотопластина HPh с разрешающей способностью 1000 линий на мм наклонена под малым углом 0Z к оси пучка света. На рис.42 приведена микроструктура цилиндрической интерференционной картины, полученная за одну экспозицию. Кроме области фокуса Ffocus существует система интерференционных полос с индексом Cj (i = 1,2, ., 6, ., 10, 12, 14, 16), который указывает число вторичных максимумов внутри двух ограничивающих каустик. При этом продольная координата Ъ\ точки, где число интерференционных полос равно Cj, зависит линейно от величины д/С~. Детально были изучены область фокуса F и область с одним вторичным максимумом Cj. На рис.43 показана структура этих двух областей.

Так как наш мезооптический микроскоп является полу-конфокальным, то фотоэлектрический сигнал, регистрируемый ПЗС - матрицей, отличается от фотоэлектрического сигнала, регистрируемого в классическом конфокальном микроскопе. Причина в том, что изображающая часть нашего микроскопа не является мезооптической, а состоит из традиционного микроскопического объектива. Поэтому вертикальный след частицы регистрируется только на неполной глубине.

Полная схема темнопольного полу-конфокального мезооптического микроскопа приведена на рис.44. В его верхней части показаны: лазер 1, плоское зеркало 2, положительная линза 3, плоское зеркало 4, цилиндрическая линза 5, слой ядерной фотоэмульсии с вертикальными следами частиц 6, объектив микроскопа 7, х,у - столик с указателем положения 8, ПЗС - матрица 9, ПЗС - монитор 10, система изменения угла 0 между вертикальным следом частицы и оптической осью микроскопа, а также указатель угла © 12.

В нижней части рис.44 показана система формирования темнопольного изображения вертикального следа частицы: О - объектив, S - шторка и NE - слой ядерной фотоэмульсии.

Расходящийся пучок света после линзы 3 превращается цилиндрической линзой 5 в одномерную картину. Освещается только узкая область слоя ядерной фотоэмульсии шириной бмкм в положении F и 4 мкм в положении С|.

Чтобы оценить рабочие параметры мезооптического микроскопа, была просмотрена площадка размером 43x43 мкм2 с 16 вертикальными следами, образованными релятивистскими протонами. Одномерная картина ПЗС сигналов в зависимости от поперечной координаты у приведена на рис.45. Полное число следов частиц было равно Nio =48. Это число отличается от оценки числа вертикальных следов N20 — 51, найденного по 2D картине ПЗС сигналов. Одна из причин этого различия состоит в наложении двух максимумов от 2D картины в 1D картине. F с. q q Q q с ti

C„ q q q

Рис. 42. Микроструктура цилиндрической интерференционной картины.

Рис. 44. Схема темнопольного полу - конфокального мезооптического микроскопа.

Рис. 45. Одномерные ПЗС - сигналы вдоль координаты у.

То, что в микроскопе формируется темнопольное изображение следа частицы и изображение следа частицы имеет вид яркого пятна на темном поле, упрощает наблюдение сигналов ПЗС - матрицей.

6. ИНВЕРСНАЯ МЕЗООПТИКА

Термин МЕЗООПТИКА был введен впервые в работе [40] с целью охватить широкий класс нетрадиционных оптических устройств, с помощью которых можно выполнять такие преобразования объектов, при которых размерность изображений становится больше размерности исходного объекта. Так, например аксикон или коническая линза преобразует точку на оптической оси в прямолинейный отрезок, а мезооптическое зеркало с многоэлементной образующей линией превращает точку в невысокую юбочку. Второй пример описывается преобразованием OD-2D, когда размерность изображения увеличивается с 0 до 2.

В 1984 г. термин МЕЗООПТИКА был принят официально на 13 Конгрессе Международной комиссией по оптике (ICO) в Саппоро, Япония [41].

В традиционной геометрической оптике точечный объект превращается в точечное изображение. Эту операцию выполняет положительная линза, которая превращает расходящуюся сферическую волну света в сходящуюся. Можно считать, что сферическая волна света является своеобразной собственной функцией оптического оператора, заданного на массиве точечных объектов. Дуализм между точечным объектом и сферической волной света, имеющий место в традиционной оптике, должен быть дополнен дуализмом в мезооптике между прямолинейным объектом конечной длины и конической волной света.

Волновой вектор к на коническом волновом фронте на большом расстоянии от оси z имеет две компоненты:

Kz=kcos0, Kp=ksin0, (21) где 0 - угол между волновым вектором к и осью z (рис.46).

Волновая функция на коническом волновом фронте имеет вид где w - угловая частота излучения с длиной волны X, a tg0= кр/ kz.

В области линии схлопывания на оси z сходящейся конической волны, образуется аксикально симметричная картина дифракции света с радиальным распределением интенсивности света где то(*)- функция Бесселя нулевого порядка. Для 0=0 и кр=0 конический волновой фронт становится плоской волной

I(P)=Const. x02(kpp), (23) u(z,t)= Const. exp(ikzz), (24) а при 0=90° возникает цилиндрическая волна с kz=0.

Первым примером инверсной мезооптики, рассмотренным в работе [39], может служить мезооптический конфокальный микроскоп, схема которого показана на рис.76.

Освещающий мезооптический объектив 2 преобразует расходящуюся сферическую волну от точечного источника 1 в сходящуюся коническую волну, которая образует мезооптическое изображение АВ длиной L на оптической оси. После прохождения через (сквозь) ось z сходящаяся коническая волна превращается в расходящуюся коническую волну, которая попадает во второй мезооптический объектив 3. Последний является по существу в наших условиях инверсным мезооптическим объективом, который превращает расходящуюся коническую волну света, идущую от сегмента АВ, в сходящуюся сферическую волну. Последняя регистрируется точечным фотодетектором.

Если вместо второго мезооптического объектива 3 на рис.47 взять мезооптический элемент с кольцевым откликом, который превратит сегмент АВ в кольцо R, а в качестве третьего мезооптического элемента взять инверсный мезооптический объектив 4, то возникает трехкаскадная система преобразований исходной точки 1 сначала в сегмент АВ, затем в кольцо R и, наконец, в точку С.

Существуют источники пространственно когерентного излучения, для которых можно использовать возможности инверсной мезооптики. Это -черенковское излучение и синхротронное излучение, формируемое ондулятором.

В первом случае инверсная мезооптика позволяет сфокусировать черенковское излучение и одновременно убрать хроматические аберрации в черенковском счетчике. Напомним, что угол черенковсого излучения 0 длиной волной X определяется скоростью частицы о и показателем преломления среды п(Х). При малых углах 0 имеем:

L=[n(X)-\]-(\-tf), (25) где Р=п/с, с - скорость света в вакууме. Хроматическое размытие по углу излучения черенковского света является нерешенной проблемой для многих черенковских счетчиков. С помощью инверсной мезооптики указанную тупиковую проблему можно решить.

На рис.48 показан мезооптический дифференциальный газовый черенковский счетчик [39,42], который состоит из газового радиатора 1, основного z

Рис. 46. Компоненты kz и кр волнового вектора к на коническом фронте.

Рис. 47. Мезоопгический конфокальный микроскоп как пример инверсной мезооптики. мезооптического зеркала 2, хроматического компенсатора 3, подвижного стола 4 для хроматического компенсатора, конического зеркала 5, подвижного стола 6 для конического зеркала, матричного фотодетектора 7, подвижного стола 8 для матричного фотодетектора и компьютерный блок памяти 9. Образующая линия мезооптического зеркала 1 имеет форму отрезка параболы, ось которой параллельна среднему волновому вектору черепковского света. Средний угол ориентации ©о относительно оптической оси счетчика определяется уравнением

0о2=2(по-1)-1/уо2,(26) где по - средний показатель преломления газа, а у0 -средний релятивистский фактор заряженных частиц, регистрируемых данным газовым дифференциальным счетчиком. Фокусное расстояние отрезка параболы выбирается больше длины газового радиатора. Хроматический корректор 3 представляет собой фазовую аксиально симметричную дифракционную решетку с первым порядком дифракции, идущим в сторону оптической оси. Подложка указанной фазовой аксиально симметричной дифракционной решетки представляет собой конус с углом раскрыва (90°-©о). В таком хроматическом корректоре можно подавить любую линейную X-зависимую компоненту в показателе преломления п(А.) газового радиатора. Третьим мезооптическим элементом дифференциального черенковского счетчика является коническое зеркало 5 с внутренней отражающей поверхностью.

Заряженная частица с релятивистским фактором уо испускает коническую черниковскую волну света, которая падает на основное мезооптическое зеркало 2. После отражения от этого зеркала лучи света пересекают оптическую ось счетчика и только после этого они фокусируются в черенковское кольцо. Точка «О» находится в плоскости рисунка. Основное мезооптическое зеркало 2 работает в положении, в котором аберрации типа комы минимальны, если только 0=00. В этом случае соответствующие лучи света пересекают хроматический корректор 3 перпендикулярно образующей линии подложки. Параметры хроматического корректора 3 выбирают из уравнения дифракционной решетки sin0d=X/a, (27) где 0d есть угол дифракции первого порядка, а «а» - шаг фазовой аксиальной дифракционной решетки.

Задача конического зеркала 5 состоит в том, чтобы выбрать по желанию диаметр черенковского кольца или сфокусировать черенковское излучение в точку. 8 9

Рис. 48. Схема мезооптического дифференциального газового черепковского счетчика частиц.

Рис. 49. Инверсная мезооптическая система для фокусировки в точку ондулярного излучения.

Относительный хроматизм фазовой аксиально симметричной дифракционной решетки равен i — = - —, (28) f dX X где f- длина луча света между решеткой 5 и фотодетектором 7, положение которого может меняться при помощи стола 4. Заметим, что относительный хроматизм сферической преломляющей поверхности равен

1 £.= .±-±Л29) / dX п{п-1) dX и примерно в 20 раз меньше, чем относительный хроматизм дифракционной решетки. Благодаря этому хроматическую коррекцию в нашем мезооптическом черенковском счетчике можно получить на меньших длинах, чем в традиционном черенковском счетчике с преломляющими элементами.

Все элементы мезооптического черенковского счетчика можно выполнить в виде зеркальных элементов. Тогда спектральный диапазон будет шире, чем в системе с прозрачными элементами.

В заключение приведен пример конкретной конструкции мезооптического черенковского счетчика. Пусть длина излучателя равна Ь=2,4м, а фокусное расстояние основного мезооптического зеркала 2 равно f=4M. Для 0о=5-1О~2 радиан рабочая длина параболы равна В= 120мм. Для спектрального интервала ДА.=А,1-А,2=0,234мкм ширина черенковского кольца равна Ax=^f/B=16MKM. Угол раскрыва подложки хроматического корректора равен 9О°-0о=87°8'. Рабочая ширина фазовой f-i аксиально симметричной дифракционной решетки равна А=В-=50мм. Шаг L этой решетки равен ДЛ(/-Я)

L ■ А®,,,.

52мкм, (30) если A0Chr=3TO"3. Число борозд на рабочей части хроматического корректора равно N=A/a=1000. Угловая ширина дифракционного порядка равна A0o=0o/N=lO~5 радиан для 0о=А.о/а=1О" радиан. Ширина черенковского кольца в месте расположения матричного фотодетектора равна Дх^Ммкм.

Теперь рассмотрим мезооптический ондулятор. Для этого воспользуемся моделью ондулятора в виде виртуальной дифракционной решетки [43]. Было показано, что шаг дифракционной решетки «а» однозначно связан с периодом do традиционного ондулятора с периодическим магнитным полем. В этой модели мнимый угол а виртуального излучения равен

I |2 с \Щ -=cosa al + i-L, (31) clj 2 где ueif- средняя скорость электронов, движущихся вдоль оси ондулятора ие1Г=с[1~(1+к2/2)],(32)

Г"

Если учесть уравнение реальной дифракционной решетки

X =а (cosa-cos0), (33) то длина волны ондуляторного излучения равна d

Х(©)=^-(1+72©2 +к2/2), (34) 2/

Конечное число периодов в конструкции ондулятора N создает дополнительную угловую расходимость A0add, которая равна add (35) в 4N

Для фокусировки в точку излучения с 0*0 при конечной длине ондулятора L можно использовать инверсную мезооптическую систему, показанную на рис.49 [39, Fig. 16]. Здесь 1 - ондулятор, 2 - первый инверсно-мезооптический объектив, 3 -кольцеобразная диафрагма, 4 - второй инверсно-мезооптический объектив, 5 -точечная диафрагма. Первый инверсно-мезооптический объектив 2 фокусирует конусное излучение, образующееся в ондуляторе 1 с длиной волны А.| в кольцеобразный фокус. Сфокусированное излучение пропускается через экран с узким кольцеобразным вырезом 3, выполняющий функцию предварительной монохроматизации излучения, отсекая длины волн с Х*Х\. Квазимонохроматическое когерентное излучение, идущее с полной длины ондулятора, фокусируется в точку на оптической оси при помощи второго инверсно-мезоптического объектива 4. Угловая апертура первого инверсно-мезооптического объектива 2 значительно больше эффективной угловой апертуры традиционной линзы, а диаметр узкого кольцеобразного отверстия в экране 3 значительно больше диаметра точечной диафрагмы, которую используют во всех традиционных ондуляторах. Благодаря этому диаметр точечного изображения пучка света в месте расположения точечной диафрагмы 5 будет значительно меньше, чем в традиционной системе фокусировки ондуляторного излучения. Другое преимущество инверсной мезооптической

Рис. 51. Схема самофокусирующего ондулятора. системы, показанной на рис.78, состоит в том, что излучение, падающее на точечную диафрагму 5, является частично монохроматичным. Наконец, использование кольцеобразной диафрагмы 3 существенно упрощает проблему съема тепла в диафрагме. Заметим, что инверсно-мезооптические объективы 2 и 4 для излучения с А,~10нм, могут быть изготовлены в виде дифракционных элементов, показанных на рис.50 в форме эквивалентных бинарных профилей [39].

Из уравнения (24) для длины волны ондуляторного излучения видно, что при заданной длине волны излучения X угол излучения 0 зависит от периода ондулятора а, и поэтому мы можем менять угол излучения 0, изменяя по определенной программе период ондулятора а. На рис.51 показана конструкция самофокусирующего ондулятора, в котором период а является медленно спадающей функцией z-координаты [38, 39]. При этом периоды на его входе dj„ и на его выходе dout должны удовлетворять уравнениям a f - расстояние от центра самофокусирующего ондулятора до плоскости, где находится шторка с узким кольцевым вырезом диаметром D. где

37)

7. ПРОДОЛЬНАЯ ИНТЕРФЕРЕНЦИЯ СВЕТА В МЕЗООГ1ТИКЕ

Теперь рассмотрим продольную интерференцию волновых полей, которая в классической оптике может возникнуть в свободном пространстве. В [44] было показано, что продольная интерференция света возникает при наложении двух коаксиальных конических волновых полей, когда угол между волновыми векторами к] и к2 не равен нулю. Физической причиной возникновения продольной интерференции света является то, что фазовые скорости указанных двух конических волновых фронтов на оптической оси системы являются различными и каждая из них превышает скорость света в свободном пространстве с. В классической оптике коаксиальные сферические волновые поля имеют одну и ту же фазовую скорость, равную скорости света в свободном пространстве, и поэтому продольная интерференция возникнуть не может.

На рис.52 приведена схема, поясняющая механизм возникновения и основные свойства продольной интерференции двух конических коаксиальных волновых полей на оси симметрии первоначально сходящихся конических волновых полей.

В меридиональном сечении области взаимного положения этих двух к, возникают конических коаксиальных волновых полей с интерференционные полосы, которые ориентированы в направлении биссектрисы угла между двумя волновыми векторами к] и к2. Шаг этих интерференционных полос равен a=X/sin(02-©i), (38) где ©1 и ©2 - углы ориентации волновых векторов и кг относительно оптической оси системы. Угол ориентации ©о интерференционных полос равен

0=^(01+02). (39)

Каждая точка в меридиональном сечении на рис.52 соответствует окружности с центром на оптической оси. Период Az продольной интерференции конических коаксиальных волновых полей на оптической оси равен

Полная длина продольной интерференции конических волновых полей конечна и равна длине отрезка CD.

Рис. 52. Механизм возникновения продольной интерференции двух коаксиальных волновых полей. конических

Рис. 53. Схема эксперимента по наблюдению продольной интерференци и света.

Рис. 54. Геометрия плоскостей наблюдения.

Рис. 55. Структура колец в плоскости «А».

Рис. 56. Структура колец в плоскости «С».

Рис. 58. С труктура колец в плоскости «Е».

Л /

Рис. 59. Взаимное наложение двух интерференционпт

68 » • >:i и

MX CTpj'K'I'yp.

Рис. 60. Образование тени в оптике и в мезооптике.

Из рис.52 видно, что конические волны идут к оптической оси в данном меридиональном сечении с двух сторон, с верхней и нижней, и продольная интерференция света есть результат когерентного наложения двух интерференционных структур. Одна из них идет сверху, а другая - снизу. Это происходит в каждом меридиональном сечении. Сначала такая интерференционная структура движется к оптической оси, пересекает оптическую ось и далее уходит от неё.

Для экспериментального исследования продольной интерференции света была выбрана простейшая система формирования конических коаксиальных волновых полей, которая показана на рис.53. Коллимированный пучок света от лазера 1 фокусируется в точку линзой 2. Свет проходит через точечное отверстие в экране 3. Вторая линза 4 формирует одномодовый коллимированный пучок света, который освещает экран 5' со многими узкими коаксиальными пропускающими кольцами шириной 20мкм, изготовленными на подложке, которая работает как кольцевая дифракционная решетка. Шаг между соседними кольцами равен 200мкм. Всего имеется 10 колец. Экран 6 имеет пропускающее кольцо, ширина которого л.:'"'' ■ определяла число пропущенных колец, участвующих в образовании продольной интерференции света. Изображающий объектив 7 и экран 8 позволяли наблюдать картину дифракции света на различных расстояниях от экрана. На рис.54 показана геометрия расположения плоскостей наблюдения "А", "В", "С", "D" и "Е".

На рис. 55 показана структура узких коаксиальных колец в плоскости "А". На рис.56 - в плоскости "С", в плоскости "D" на рис.57, а в плоскости "Е" - на рис.58.

Так как угол между двумя волновыми векторами кх и к2 был равен -10"/ 4радиан, то период Аг осевой продольной интерференционной картины равнялся ~ 10мм. были измерены положения 12 максимумов на оптической оси системы. Период Az оказался медленно возрастающей функцией z.

Для изучения процесса взаимного наложения двух интерференционных структур, идущих к оптической оси с двух противоположных направлений, был выполнен эксперимент по схеме, показанной на рис.53 при числе узких коаксиальных пропускающих в экранах 5+6, равном 10. В этих условиях ширина максимума в интерференционной картине была меньше периода модуляции интенсивности свста А.

Динамика взаимного наложения двух интерференционных структур, дающих вклад в полную интерференционную структуру, показана на рис.59. На рис.59 «а» показана картина в положении, когда две указанные компоненты, г

Alf-JT г к

Oi О V

Рис. 62. Схема подавления продольной интерференции двух конических коаксиальных волновых полей.

1Лп

Рис. 63. Схема расположения линии скачка фазы относительно колец. пропускающих распространяющихся в двух противоположных направлениях, складываются гак, что интенсивность света на оптической оси максимальна. Две компоненты интерференции совпадают. Картина, показанная на рис.59 «в», получена в положении, когда две компоненты, дающие вклад в полную интерференционную структуру, разделились. Появился характерный дуплег. В следующем положении, показанном на рис.59 «с», зазор в дуплете увеличился по сравнению с зазором на рис.59 «в». Наконец, на картине, показанной на рис.59 «с1», две интерференционные структуры, дающие вклад в полную интерференционную картину, находятся в противофазе. В результате интенсивность света на оптической оси равна нулю. Затем, на рис.59 «е» две компоненты вновь разделились, а на рис.59 «f» появился вторичный максимум интенсивности света на оптической оси, хотя две интерференционные структуры, дающие вклад в общую картину, в этом положении не совпадают полностью по фазе.

Теперь рассмотрим явление тенеобразования. На рис.60 (а) явление тенеобразования показано для плоской волны, а на рис.60 (в) для случая сходящихся конических волн. Из рис.60 (а) видно, что тень от шара диаметром d, идет вдоль волнового вектора к , т.е. вдоль оси z. Глубина пространства, на котором тень практически исчезает из-за дифракции света, равна B=d2/2A,, (41)

Величина глубины пространства, на котором тень исчезает в случае двух пересекающих конических волн, равна той же величине (32), однако, картина тени не идет вдоль оси z, а ориентирована веерообразно, точно так же, как веерообразно расположены волновые вектора к в сходящейся конической волне. Таким образом, область пространства вдоль оси z, свободная от тени, имеет протяженность «d/sin©. Напомним, что дифракционные порядки, нанизанные кольцеобразно на оптическую ось в области взаимного пересечения «верхней» и «нижней» частей конуса, образуют пучки света Бесселя [48].

Теперь рассмотрим метод подавления продольной интерференции двух конических коаксиальных волновых полей, если данное явление становится нежелательным. Здесь используют кольцевой гильберт-фильтр с радиальным скачком фазы Дф=180° для данной длины волны света X [47]. На рис.61 показаны две половинки такого фильтра. Одна половина - это плоская стеклянная пластинка. Вторая половина фильтра имеет вид кольцевого фазового скачка с разностью фаз

Дф=180° на радиусе г (Г1+Г2), где Г]И Г2 - радиусы внутреннего и внешнего узких

Рис. 64. Схема эксперимента, в котором линия скачка фазы пересекает только внешнее кольцо.

Рис. 65. Картина поля в плоскости «А».

Рис. 66. Картина интерференции в плоскости «D».

Рис. 68. Схема эксперимента, в котором линия скачка фазы пересекает оба

Рис. 69. Картина поля в плоскости «А».

Рис. 70. Картина интерференции в плоскости «D». коаксиальных колец на экране 5 (рис.53). Если такой фазовый фильтр, состоящий из двух половин, поместить рядом с экраном 5 (рис.56), то верхняя часть этого фильтра (L) будет в противофазе с интерференционной картиной в нижней части фильтра (R) (рис.62). Ясно, что сумма интерференционных картин L и R не будет содержать модуляцию света вдоль оси z. Так как описанное погашение продольной модуляции света происходит во всех меридиональных сечениях, то на оси z произойдет полное сглаживание модуляции интенсивности света.

Теперь рассмотрим, как влияет на исходное волновое поле линейный, а не кольцевой фильтр Гильберта с фазовым скачком Аф=180°. На рис.63 показано взаимное расположение линии скачка фазы в этом фильтре и двух узких коаксиальных пропускающих колец. На рис.64 линия скачка фаз пересекает только внешнее кольцо и не пересекает внутреннее кольцо. Фотография в плоскости «А» имеет вид, показанный на рис.65. На внешнем кольце видны две точки с нулевой интенсивностью. Картина интерференции в плоскости «D» показана на рис.66. Здесь имеется две радиальных зоны с нулевой интенсивностью света. Картина интерференции в плоскости «Е» показана на рис.67.

Если линия скачка фаз пересекает оба кольца (рис.68), то точки с нулевой интенсивностью имеются на двух коаксиальных кольцах как в плоскости «А» (рис.69), так и в плоскости «D» (рис.70). Наблюдая общую картину интерференционных колец на рис.70, мы видим, что внутренние кольца и внешние кольца являются продолжением друг друга. Это есть результат того, что сдвиг фазы между ними равен 180°+180°=360°=0°.

8.ЛАЗЕРНАЯ МЕТРОЛОГИЯ

А. Прецизионный бесконтактный лазерный измеритель диаметра проволоки.

Наблюдение дифракции далекого поля прямолинейных объектов является типичным для фурье-оптики [49]. Такой подход позволяет получить большую глубину фокуса на стадии регистрации [50] и при обработке трековой информации [51]. Сходящийся пучок света, выполняющий пространственное преобразование Фурье, используют во многих конструкциях МФМ [3, 6, 8]. Объектом наблюдения здесь является дифракционная картина в области первого дифракционного порядка. Как показано в [25], мезооптические изображения щели или открытого круга описывается одномерной производной входного объекта, а более точно одномерным преобразованием Фуко-Гильберта, которое выполняет мезооптический элемент с кольцевым откликом.

Между тем существенная информация содержится также в высоких порядках дифракции. В частности, они могут дать сверхразрешение при оценке поперечной ширины прямолинейного следа частицы в ядерной фотоэмульсии. При этом наблюдение высших дифракционных порядков осложнено тем, что обычно их формируют на плоском экране. Трудность состоит в том, что с увеличением номера порядка дифракции возникает дефокусировка его изображения. Только в работе [52] регистрация высших порядков дифракции велось на носителе фотоэмульсии, имеющем цилиндрическую форму. При этом ось цилиндра совпадала с осевой линией прямолинейного объекта.

Чтобы рассмотреть информационное содержание высших дифракционных порядков, была принята одномерная модель дифракции света на объекте в виде узкой спектральной щели, функция амплитудного пропускания которой f(x) имеет вид, где d - ширина спектральной щели. Тогда амплитуда картины дифракции далекого поля равна f(x)= x\<d/2

42) а интенсивность

Is(^sin^)/(^)\(44) у 2 представляет собой периодическую функцию sin (•) с огибающей (сох)" . Расстояние между двумя соседними минимумами функции Is(cox) равно fix= —, (45). d

В работе [52] использовался указазанный выше принцип наблюдения высоких порядков дифракции вплоть до N=25. Схема экспериментальной установки показана на рис.71: 1 - точечный источник света, 2 - линза преобразования Фурье, 3 -апертурная диафрагма, 4 - объект (нить), 5 - регистратор, 6 - поглотитель пучка света. Объект ориентирован перпендикулярно оптической оси сходящегося пучка света и проходит вдоль оси цилиндрической поверхности, на которой расположен регистратор 5. В такой установке полностью убраны любые эффекты расфокусировки картины дифракции вплоть до порядков дифракции N=25.

Фрагмент дифракции далекого поля для вольфрамовой нити диметром «26мкм показан на рис.72. Расстояние между двумя сходными минимумами равно ;=4мм на исходном фотонегативе.

Были измерены положение xmm минимумов интенсивности света для индексов дифракции N порядка дифракции от N=2 до N=24 (рис. 73). Если в установке имеется эксцетриситет в между осью объекта и осью цилиндрической подложки, то возникает нелинейный эффект, который был измерен для s>0 и показан на рис.74. Здесь Д - величина нелинейного эффекта в мм. Второй нежелательный эффект, вызванный неправильной ориентацией объекта относительно оси цилиндрической поверхности регистратора 5, приводит к изгибу картины дифракции относительно оси пространственных частот, идущей параллельно картины дифракции далекого поля. Этот эффект можно легко убрать на стадии юстировки.

На фотографии рис. 75 приведена картина дифракции, образованная двумя вольфрамовыми нитями на цилиндрической поверхности радиусом R= 140мм в области дифракционных порядков, которая простирается от 0=0 до 0=1 радиан. Центральная часть картины в области нулевого порядка дифракции с характерным веером лучей представляет собой фурье-образ линзы 3 с ирисовой диафрагмой, состоящей из шести шторок.

Полученная фотография была обработана следующим образом. Были измерены координаты положения минимумов при различных значениях индекса дифракции от N=1 до N=24. Каждое измерение повторялось много раз и была оценена среднеквадратичная погрешность измерений для каждого N.

М 1:1

М 1:5

М 1:2

М 1:2

71. Схема одновременного наблюдения высоких порядков диффракци

Рис. 72. Фрагмент диффракции далекого поля от нити. с. 73. Координаты х",ш положения минимумов интенсивности света от N=2 до 24.

• - — --—>-■—' ' I ' ' ---1—I—I—I I I | .4-

1 ^ 7 10 13 16 19 22 25 N

Рис. 76. Экспериментально найденная погрешность измерений в зависимости otN.

На рис. 76 показаны результаты измерений ае{техр при различных значениях индекса диффракции N. Их можно апроксимулировать функцией с о п aefrexp = + 1,125) мкм, (46) V

Для N=24 мы имеем ае(техр=::ЛЬ=1,35мкм. Так как Ь=4мм, то относительная погрешность измерений = 1,35-10 3 =3,4-10'4 = 0,03% (!), (47). L 4

Таким образом погрешность измерения диаметра вольфрамовой нити d «26мкм

2 0 равна 0,9110 мкм=90 А (ангстрем)!

В. Мезооптический измеритель внешней конусной поверхности в овтоколлима11ионном режиме .

Автоколлиматорное устройство с тремя коническими поверхностями, показанное на рис.77, [61], позволяет быстро выполнять прецизионный контроль промышленных изделий с внешними коническими поверхностями. Коллимированный пучок света от источника 1 проходит через два светоделителя 2 и 3, а затем отражается от центрального конического зеркала и от двух конических зеркал в виде кольца. Внешняя коническая поверхность изделия 6 освещается в автоколлимационном режиме со всех сторон одновременно. Для этого угол конусности вспомогательного конического зеркала 5 выбирают из условия

0 = ^(90°+«), (48) где а - угол конуса эталонного изделия. Отраженные лучи света полностью копируют траектории освещающих лучей света. Устройство имеет микрометрический винт 8 для перемещения второго светоделителя 3, а также фоторегистратор 9.

Лучи света, отраженные от конической поверхности эталлона изделия 6, образуют на мониторе первое точечно-подобное изображение. Второе точечно-подобное изображение образуется лучами света, которые отражаются от передней поверхности второго светоделителя 3 и затем от задней поверхности первого светоделителя 2. В общем случае первое изображение имеет форму кольца. Диаметр этого кольца является мерой отклонения тестируемой конической поверхности от эталлонной поверхности.

В случае, если это отклонение меньше диаметра дифракционного пятна, то совмещают оба точечно-подобных изображения. При помощи микрометрического

Рис. 78. Измеритель угла конусности у внутренних конических поверхностей. винта 8 подбирают положение, при котором картина интерференции между этими двумя пятнами имеет деструктивную моду вплоть до n-го дифракционного кольца. Выполняя указанную операцию, мы в п раз повышаем разрешающую способность описанной системы измерения конусных поверхностей по сравнению с традиционной.

С. Мезооптический измеритель внутренней конусной поверхности в автоколлимационном режиме.

Серьезный вызов мезооптике делает проблема измерения внутренних конических поверхностей. Рассмотрим мезооптическое устройство, при помощи которого указанная проблема решается исчерпывающим образом. Суть проблемы состоит в том, что автоколлимационный режим освещения внутренней конической поверхности изделия не может быть реализован в тех случаях, когда длина тестируемого внутреннего конуса намного больше диаметра его входного отверстия.

На рис. 78 показано устройство [62], которое позволяет вести контроль внутренних конических поверхностей при освещении их в автоколлимационном режиме. Оптический коллиматор 2 вместе с центральной шторкой 3 формирует кольцеобразный пучок света, который преобразуется в сходящуюся коническую волну при помощи кольцеобразной дифракционной решетки 4. После отражения от кольцеобразной отражаюей решетки 5 с бороздками специального профиля, изготовленной на конусной подложке, лучи света расщепляются на две компоненты. Первая компонента, являющаяся нулевым дифракционным порядком решетки 5, освещает тестируемую коническую поверхность 6 под малым углом к образующей этого конуса и выбывает из игры. Вторая компонента, являющаяся плюс первым дифракционным порядком от решетки 5, отражается от внутренней конической поверхности в автоколлимационном режиме и идет обратно к решетке 5. На этот раз выбывает из игры нулевой дифракционный порядок, который распространяется параллельно оптической оси устройства. Плюс первый дифракционный порядок идет к кольцевой дифракционной решетке 4. Теперь плюс первый дифракционный период на решетке 4 идет к линзе 2 и выбывает из игры. Нулевой дифракционный порядок проходит через дифракционную решетку 4 и освещает мезооптический элемент с кольцевым откликом 8, который преобразует конический волновой фронт в сходящийся сферо-конический. Последний дает кольцевое изображение в плоскости пространственных частот. Пространственно-частотный фильтр 9, установленный в этой плоскости, состоит из узкого непрозрачного кольца на плоской прозрачной подложке.

Кольцевая отражательная дифракционная решетка 5 с бороздками специального профиля на конической подложке предназначена для того, чтобы создать автоколлшмацпонный режим освещения тестируемой внутренней конической поверхности. Отраженные лучи света фокусируются в узкое кольцо. Хорошо видны любые азимутальные нарушения внутренней поверхности тестируемого изделия.

Приведем пример реализации описанного мезооптического устройства для контроля промышленного изделия с углом конуса внутреннего конуса а=Т5,6° и длиной L=88mm. Аксиальная ширина дифракционной решетки 5 равна L1 = 100mm, а внешний диаметр D=D1=40mm. Угол конуса конической подложки дифракционной решетки 5 равен [3=11,3°, а шаг дифракционной решетки 5 равен ds=l,44MKM. Шаг кольцевой диффракционной решетки 4 равен d4=2,33MKM. Взаимные расстояния равны: 124=158мм и 148= 168мм. Ширина рабочей части мезооптического элемента с кольцевым откликом 6 равна Н=47мм, а шаг линейно изменяется от dmax=5,38MKM до dmin=l,5lMKM. Шаг дифракционной решетки 8 на центральной окружности равен do=2,33MKM, взаимное расстояние 1j9=150mm, а эффективная ширина мезооптического кольца равна Ду= X 189/Н=2мкм для длины волны света \=0,628мкм. Погрешность измерения угла а равна 5а«(0,1-0,2)"(угловой секунды).

D. Мезоотпический интерферометр

Для проведения прецизионных измерений с коническими волновыми фронтами можно использовать мезооптический интерферометр [63], в котором происходит многолучевая интерференция света. На рис. 79 дана схема мезооптического интерферометра Фабри-Перо, который состоит из двух полупрозрачных зеркал на конической подложке 1, цилиндрической распорки 2 и механического фиксатора 3. Расстояние между апексами зеркал 1 равно

L = R / cos —, (49) 2 где R - длина отрезка образующей конических зеркал 1, а а - угол конуса конической подложки полупрозрачнаых зеркал 1.

Если мезооптический интерферометр осветить тестируемым сходящимся коническим волновым фронтом, который падает на первое полупрозрачное зеркало 1, то на оптической осп мезооптического интерферометра образуется протяженный мезооптический кроссовер. Затем возникает расходящийся конический волновой фронт, который встретит второе полупрозрачное коническое зеркало 1 с внутренней стороны и отразится частично от него обратно. Процесс прохождения света от левого конического зеркала к правому коническому зеркалу и обратно повторится много раз. В случае, если образующая линия конического волнового фронта параллельно образующей линии полупрозрачных конических зеркал 1, то возникнет контрастная многолучевая интерференция. Среднее число прохождений света равно М=(1-л)-',(50) где г| - коэффициент отражения полупрозрачных конических зеркал 1.

Угловой интервал Лфк между двумя соседними угловыми направлениями фк и Фк-ь под которыми происходит максимальное пропускание, определяется уравнением I

Лфк =фк -фЫ =-—-. (51)

2L sin срк

Эффективная ширина самого максимума пропускания 5ф определяется условием

2nL[(p2k ~{срк + 5ср)2 \ I-77 = '( } и равна

5<р = Л . (53)

2ф]2 nL(pk

Описанный выше мезооптический интерферометр Фабри-Перо работает следующим образом. Сначала ось тестируемого конического волнового фронта устанавливают так, чтобы она совпадала с осью мезооптического интерферометра. Затем при помощи механического фиксатора 3 производят юстировочную операцию, цель которой состоит в том, чтобы угол ф совпал с одним из угловых направлений фк с максимальным пропусканием мезооптического интерферометра. Ведут наблюдение интерференционной картины, которая формируется при помощи вспомогательной линзы преобразования Фурье, с целью выявления азимутальных отклонений в падающем коническом волновом фронте. Е. Мезооптический конфокальный кератометр

При помощи такого мезооптического конфокального кератометра измеряют профиль объектов с наружной отражающей поверхностью, например, профиль глаза.

Принципиальная схема мезооптического конфокального кератометра [64] дана на рис. 80, где 1 - точечный источник света, 2 - выпуклое мезооптическое зеркало из трех частей, 3 - вогнутое мезооптическое из трех частей, 4 - точечный фотодетектор, 5 - подвижной столик с указателем положения, 6 - блок памяти. Образующая линия мезооптического зеркала 2 состоит из трех прямолинейных

Рис. 81. Продольная модуляция света в кератометре.

Рис. 82. Мезооптический конфокальный профилометр с центральным пучком света. отрезков. Образующая линия мезооптического зеркала 3 состоит из трех дуг параболы с эксцентриситетом. Внешний и внутренний отрезок образующей линии мезооптического зеркала 2 являются продолжением друг друга, а центральный прямолинейный отрезок образующей линии мезооптического зеркала 2 наклонен к указанной общей прямой линии под углом Ф, где

Ф = arcsin 2

Ц + L2 + r2 cos у arcsin ri

Ц + /'2 cos у

54) где г2 - расстояние от центрального отрезка образующей линии мезооптического зеркала 2 до оптической оси кератометра, 2у - угол при вершине мезооптического зеркала 2, L[ - расстояние от указанной вершины до точечного источника света 1, а Lj - расстояние от точечного источника света 1 до точечного фотоприемника 4.

Внешняя часть образующей линии мезооптического зеркала 3 является дугой первой параболы с эксцентриситетом и с фокусом в точке, где мнимое изображение точечного источника света 1 формируется мезооптическим зеркалом 2, а ось первой параболы ориентирована параллельно центральному лучу света, идущему от внешней части образующей линии мезооптического зеркала 3 до поверхности глаза. Внутренняя часть образующей линии мезооптического зеркала 3 является дугой второй параболы с эксцентриситетом и с фокусом параболы в точке, где мнимое изображение точечного фотодетектора 4 формируется мезооптическим зеркалом 2, а ось второй параболы ориентирована параллельно центральному лучу света, идущему от освещенной части поверхности глаза до центральной части образующей линии мезооптического зеркала 3.

Внешние части мезооптических зеркал 2 и 3 формируют освещенную область. Функцию линзы выполняют внутренние части этих зеркал.

Два коаксиальных конических волновых фронта образуют продольную модуляцию интенсивности света на оптической оси кератометра. Полосы этой интереференционной картины показаны на рис. 81. Шаг продольной модуляции света равен

А =--,. (55) sm(«, -a2)sin[(orl +cc2)f 2J где а) и a.2 - углы между центральными лучами света, идущими от внешней и от внутренней частей мезооптического зеркала 3, соответственно, и оптической осью кератометра. Например, для Х=0,5 мкм, (Х]=35°, а2=15°, А=3,5 мкм, а для ai=30°, a2=20°, А=7 мкм.

Когда точка на поверхности глаза, находящаяся на оптической оси кератометра, попадает в область максимума интенсивности света, то отраженный ог этой точки свет создает в точечном фотодегскторс 4 фототок максимальной величины. Если же указанная точка попадает в область минимума интенсивности света, то величина фототока будет минимальной.

Так как линза объектива кератометра, являющегося конфокальной системой, видит только точки на оптической оси системы, то функция размытия точки равна

I(p) = Const\j0(ap)\\(5 6) где Jo(*) - функция Бесселя нулевого порядка, и интенсивность первого бокового лепестка равна 0,016 от интенсивности центрального максимума функции 1(р). Это примерно в 8 раз меньше интенсивности первого бокового лепестка традиционного аксикона. Благодаря свойству конфокалыюсти, описанный мезооптический конфокальный кератометр имеет высокий иммунитет к шумам, в результате чего данное устройство практически не видит остальные участки поверхности глаза кроме тех, которые поочередно попадают на оптическую ось системы. При этом диаметр микротрубочки с освещенной областью внутри нее равен d = —р—--,.(57) sin[(«, +а2)/ 2]

Для А.=0,5 мкм, ai=30°, a2=20°, d=l мкм.

F. Мезооптический конфокальный профилометр с центральным пучком света.

Теперь рассмотрим мезооптический конфокальный профилометр, в котором используется центральный пучок света [65]. На рис. 82 показан поперечный разрез этого устройства: 1 - точечный источник света, 2 - оптический коллиматор, 3 -плоское зеркало, 4 - внутреннее мезооптическое зеркало, 5 - внешнее мезооптическое зеркало, 6 - мезооптическое зеркало системы наблюдения, 7 -точечный фотодетектор, 8 - подвижный столик с указателем положения, 9 - блок памяти. Внутреннее мезооптическое зеркало 4 имеет отверстие для прохождения центрального пучка све га.

Продольная модуляция света образуется в результате наложения центрального плоского пучка света и конического волнового фронта, идущего от внешнего мезооптического зеркала 5. Точечный фотодетектор 7 видит только точки вблизи оптической оси на длине L. Чтобы получить высокое отношение сигнала к шуму, внутренний диаметр D2 мезооптического зеркала системы наблюдения б и внешний диаметр D| внешнего мезооптического зеркала 5 выбирают из условия

А = А = t/, =D2,(58)

D2 d2 при соблюдении которого положение максимума первого бокового лепестка функции размытия точки внешнего мезооптического зеркала 5 совпадает с положением нуля функции размытия точки мезооптического зеркала системы наблюдения 6. В этих условиях общий эффект боковых лепестков функции размытия точки составит около 0,01 ог максимальной интенсивности на оптической оси.

9. ЗАКЛЮЧЕНИЕ.

1. Теоретически и экспериментально показано, что используя мезооптические элементы, впервые предложенные и изготовленные автором, можно полностью убрпть операцию перефокусировки по глубине в процессе наблюдения прямолинейных объектов, находящихся на разных глубинах.

2. Впервые в истории оптического микроскопа отрезок прямолинейного объекта, находящийся в ноле зрения микроскопа, стал восприниматься как единое целое.

3. Впервые в истории оптического микроскопа удалось сжать всю информацию о прямолинейном объекте до двух точечных сигналов на выходном мониторе мезооптического микроскопа без каких-либо вычислений.

4. Впервые в истории оптического микроскопа полностью убрана стадия разбиения изображения прямолинейного объекта на составные элементы, как это до сих пор делают во всех традиционных оптических микроскопах.

5. Впервые был разработан и изготовлен Мезооптический Фурье микроскоп (МФМ) для селективного наблюдения прямолинейных объектов с малым углом погружения.

6. Экспериментально было доказано, что на пути изготовления мезооптических элементов с кольцевым откликом не существует технологических трудностей.

7. Объяснена феноменологически и выражена математически сущность пространственных интегральных преобразований амплитуды света в МФМ.

8. Показано, что мезооптические сигналы следов частиц в ядерной фотоэмульсии, имеющих общую вершину, лежат на синограмме в системе координат (х, 0ху).

9. Показано, что радиус кривизны проекционного изображения искривленного объекта можно оценить, используя только мезооптические сигналы на выходе МФМ.

10. Исследован и непосредственно использован мезооптический эффект муара, наблюдаемый в МФМ.

11. Впервые в мезооптике было использовано явление каустики, в частности, в освещающем и в изображающем блоках мезооптического конфокального микроскопа.

12. Впервые была рассмотрена теоретически и исследована экспериментально продольная интерференция коаксиальных конических волновых полей.

13. Предложен метод подавления продольной интерференции коаксиальных конических волновых полей.

14. Предложен новый метод подавления хроматических аберраций в дифференциальном газовом черенковском счетчике частиц.

15. Опираясь на принципы инверсной мезооптики, была разработана конструкция самофокусирующего ондулятора, как генератора синхротронного излучения, реализация которой упростит систему транспортировки синхротронного излучения и решит проблему съема тепла в диафрагме.

16. Впервые был выполнен эксперимент по одновременному наблюдению высоких порядков дифракции от N=1 до N=25, созданных прямолинейным объектом. Экспериментально было показано, что использование в лазерной метрологии информации о высоких порядках дифракции позволяет существенно, примерно в 30-^-50 раз, уменьшить погрешность метрологических измерений.

17. Описаны схемы и принцип действия мезооптических метрологических приборов: прецизионный бесконтактный лазерный измеритель диаметра проволоки; мезооптический измеритель внешней конусной поверхности в автоколлимационном режиме; мезооптический измеритель внутренней конусной поверхности в автоколлимационном режиме; мезооптический интерферометр; мезооптический конфокальный кератометр и мезооптический конфокальный профилометр с центральным пучком света.

10. АПРОБАЦИЯ РАБОТ.

Результаты исследований, изложенных в диссертации, обобщены в научной монографии [1] L.M. Soroko, MESOOPTICS, Foundations and Applications, World Scientific, Singapore, 1996., в научных обзорах [2, 7, 8, 9, 51], в научных статьях [3-6, 10, 12-23, 25, 28, 32, 33, 36-41, 44-46, 48, 52], в опубликованных авторских свидетельствах [30, 34-36, 42, 47, 50], а также доложены на

Рабочих совещаниях по нейтринному детектору, Дубна, 1980 и 1981 г.г., Международной конференции ЭРНСТ АББЕ, Йене, ЕДР, 1989 г., Третьем Международном Симпозиуме по Современной Оптике, Будапешт, Венгрия, 13-16 сентября 1988 г.,

Рабочем совещании по фотоэмульсионной методике, Дубна, 24-25 апреля 1995 г.,

Рабочем совещании по фотоэмульсии, Дубна, 2-4 апреля 1996 г., Рабочем совещании по использованию фотоэмульсии в релятивистской ядерной физике, Дубна, 22-24 мая, 1998 г.,

17-ом международном совещании по EMU-01 коллаборации и по использованию методики фотоэмульсии в экспериментах на пучках нуклотрона, Дубна, 18-20 мая 1999 г.,

Рабочем совещании «Изучение структуры экзотических ядер в релятивистских пучках методом ядерной фотоэмульсии», Дубна, 16-18 мая 2000 г.,

Рабочем совещании «Исследование взаимодействия релятивистских ядер на пучках нуклотрона методом фотоэмульсии», Дубна, 22-24 мая 2001 г.,

7-ом международном симпозиуме по лазерной метрологии, Новосибирск, 9-13 сентября 2002 г.

11. ЛИТЕРАТУРА

1. L. М. Soroko, MESOOPTICS, Foundations and Applications. World Scientific, Singapore, 1996. XXII + 403 pages. Монография охватывает различные мезооптические элементы, пучки света, свободные от диффракции, локализованные электромагнитные поля, гравитационные линзы, мезооптические устройства для транспортировки синхротронного излучения, мезооптические микроскопы для физики элементарных частиц высоких энергий, а также историю мезооптики. В приложение представлены некоторые интегральные преобразования, полезные в мезооптике.

Автор является активным участником многих исследований в мезооптике. Его монография представляет собой современный энциклопедический обзор теоретических и экспериментальных исследований по МЕЗООПТИКЕ (оптика конических волновых полей). Перевод поясняющий заметки издательства World Scientific: Atomic, Molecular and Optical Physics, 2002, p. 12.

2. L.M. Soroko, AXICONS AND MESOOPTICAL IMAGING DEVICES, in Progress in Optics (ed. E. Wolf), (Elsevier, Amsterdam), 27, 109-160 (1989).

3. А.Я. Астахов, Г.М. Комов, В.И. Сидорова, И.И. Скрыль, Л.М. Сороко. Конструкция Фурье-микроскопа для ядерной фотоэмульсии, Сообщение ОИЯИ, Р13-83, 119, Дубна, 1983.

4. Д. Бенце, А. Кишваради, Г. Нитрап и Л.М. Сороко. Наблюдение следов релятивистских протонов при помощи мезооптического Фурье-микроскопа для ядерной фотоэмульсии. Сообщение ОИЯИ, Р13-86-630, Дубна, 1986.

5. Д. Бенце, Л.М. Сороко. Геометро-оптические характеристики мезооптического Фурье-микроскопа в меридиональном сечении. Сообщение ОИЯИ, Р13-86-659, Дубна, 1986.

6. A.Ya. Astakhov, Yu.A. Batusov, Gy.L. Bencze, I. Farago, A. Kisvaradi, L. Molnar, L.M. Soroko and J. Vegh. Mesooptical Fourier transform microscope - a new device for high energy physics. Nucl. Instrum. Meth. A283 (1989), 13-23.

7. L.M. Soroko. Mesooptical Fourier transform microscope: principles and main features. Nucl. Tracks Radiat. Meas., 18 (1991), 391-402.

8. L.M. Soroko. Mesooptical Fourier transform microscope as a new measurement device. Nucl. Tracks Radiat. Meas., 19 (1991), 267-270.

9. Л.М. Сороко. Мезооптика и методика трековых детекторов, ЭЧАЯ, 1989, 20, №1, 155-197.

10. L.M. Soroko. Dirac delta-plus (or minus) function in optics and mesooptics. Preprint JINR, E13-87, 202, Dubna, 1987.

11. Л.М. Сороко. ГИЛЬБЕРТ - ОПТИКА, (Наука, М., 1981)

12. Д.Бенце, И.Г. Пальчикова, А.Г. Полещук и Л.М. Сороко. Исследование изображающих свойств киноформа с поперечной мезооптичностью. Сообщение ОИЯИ,Р 13-86-240, Дубна, 1986.

13. АЛ. Астахов, А. Кишваради, В.И. Краснослободцев, И. Молнар, Л. Молнар, Л.М. Сороко, В.В. Терещенко и И.Торма. Мезооптический Фурье-микроскоп с одноканальными фотоприемниками. Сообщение ОИЯИ, Р13-91-299, Дубна, 1991.

14. АЛ. Астахов, А. Кишваради, В.И. Краснослободцев, И. Молнар, Л. Молнар, JI.M. Сороко, В.В. Терещенко и И. Торма. Электронно-компьютерные блоки мезооптического Фурье-микроскопа с одноканальными фотоприемниками и с ПЗС-матрицей. Сообщение ОИЯИ, Р13-91-391, Дубна, 1991.

15. Yu.A. Batusov, L.M. Soroko and V.V. Tereshchenko. Mesooptical Fourier transform microscope with double focusing. Communications JiNR, El 3-92-179, Dudna, 1992.

16. АЛ. Астахов, Д. Бенце, А. Кишваради, Т.П. Нидермайер, Г. Нитрап и Л.М. Сороко. Полуавтоматические измерения следов частиц при помощи мезооптического Фурье микроскопа для ядерной фотоэмульсии. Сообщение ОИЯИ, Р13-85-378, Дубна, 1985.

17. Д. Бенце, Л.М. Сороко. Основные параметры мезооптического Фурье микроскопа для ядерной фотоэмульсии. Сообщение ОИЯИ, Р13-85-138, Дубна, 1985.

18. Yu. A. Batusov, L.M. Soroko and V.V. Tereshchenko. Stereoscopic mesooptical Fourier transform microscope with double focusing. Communications JINR, D13-94-478, Dubna, 1994.

19. Д.Бенце, Л.М. Сороко. Алгоритм поиска событий в мезооптическом Фурье микроскопе для ядерной фотоэмульсии. Сообщение ОИЯИ, Р13-85-137, Дубна, 1985.

20. Д. Бенце, Л.М. Сороко. Тангенсный алгоритм поиска событий в мезооптическом Фурье микроскопе для ядерной фотоэмульсии. Сообщение ОИЯИ, Р13-85-502, Дубна, 1985.

21. Л.М. Сороко. Метод измерения координат начала и конца следа частицы на мезооптическом Фурье - микроскопе. Сообщение ОИЯИ, Р13-87-169, Дубна, 1987.

22. Л.М. Сороко. Метод измерения радиуса кривизны следа частицы при помощи мезооптического Фурье микроскопа. Сообщение ОИЯИ, Р13-87-358, Дубна, 1987.

23. Л.М. Сороко. Метод измерения малых углов рассеяния и распадной длины на мезооптическом Фурье микроскопе. Сообщение ОИЯИ, Р13-87-170, Дубна, 1987.

24. А. Дюрелли и В. Парке. Анализ деформаций с использованием муара. М., МИР, 1974.

25. J1.M. Сороко. Мезооптический Фурье микроскоп: структура сигналов в сагитальном сечении. Сообщение ОИЯИ, Р13-87-527, Дубна, 1987.

26. Ю.А. Кравцов, Ю.И. Орлов. ГЕОМЕТРИЧЕСКАЯ ОПТИКА НЕОДНОРОДНЫХ СРЕД. М., Наука, 1980.

27. Fujioka G. et al. Mem. Grad. School Sci. And Technol., Kobe Univ., 1984, v.2-8, p.1-14.

28. Л.М. Сороко. Мезооптический микроскоп для наблюдения вертикальных следов частиц в ядерной фотоэмульсии. Сообщение ОИЯИ, Р13-87-576, Дубна, 1987.

29. Т. Wilson, C.J.R. Sheppard. THEORY AND PRACTICE OF SCANNING OPTICAL MICROSCOPY. London, Academic Press, 1984.

30. Л.М. Сороко. МИКРОСКОП, Авторское свидетельство №1.273.861 (1 августа 1986), Бюлл.№44 (1986), с. 180.

31. Л.М. Сороко. ИНТРОСКОПИЯ, М„ Энергоатомиздат, 1983.

32. L.M. Soroko. Caustical mesooptical confocal microscope for vertical particle tracks. Communications JINR, El3-95-546.

33. A.Ya.Astakhov, Yu.A. Batusov, L.M. Soroko, S.V. Tereshchenko, V.V. Tereshchenko. Dark-field scanning confocal microscope for vertical particle tracks in nuclear emulsion. Communications JINR, El3-99-342.

34. Л.М. Сороко. Устройство для наблюдения следов частиц в ядерной фотоэмульсии. Авторское свидетельство №1.234.796, Бюлл.№20 (1986), с.203.

35. Л.М, Сороко. МИКРОСКОП, Авторское свидетельство №1.183.934, (8 июня 1985), Бюлл.№37 (1985), с. 191.

36. L. М. Soroko. Mesooptical microscope as a tomografic device. Exper. Techn. Der Physik, (1990), 38, №5/6, p.411-424.

37. L.M. Soroko. Mesooptical microscope of high productivity for vertical particle tracks. Communications JINR, El3-95-545, Dubna, 1995.

38. L.M. Soroko. Mesooptics for science and industry. Communications JINR, El 3-96411, Dubna, 1996.

39. L.M. Soroko. Inverse meso-optics and its potential applications. Communications JINR, E13-91-175, Dubna, 1991.

40. L.M. Soroko. Optics, holografhy and mesooptics in bubble chamber of vertex detector. Communications JINR, D1-82-642, Dubna, 1982.

41. Gy.L. Benczc and L.M. Soroko. Mesooptics and high energy physics. (Submitted to ICO-13 Congress, Sapporo, 1984), The 13-th Congress of the International Commission for Optics,

Communications JINR, El 3-84-310, Dubna, 1984.

42. Л.М. Сороко. Газовый черенковский счетчик. Авторское свидетельство №1.695.240, Бюлл. №44 (1991), с.175.

43. Т. Miyahara. Wave-optical property of undulator radiation and it's effect on grating monochromotors. Jap. J. Appl. Phys., 25 (1986), 1672-1676.

44. L.M. Soroko. Longitudinal interference of the diffraction free wave fields. I. Theory. Communications JINR, El3-90-592, Dubna, 1990.

45. L.M. Soroko. Longitudinal interference of the diffraction free wave fields. II. Experiments. Communications JINR, El3-90-593, Dubna, 1990.

46. L.M. Soroko. Longitudinal interference of the diffraction free wave fields. III. Applications. Communications JINR, El3-90-594, Dubna, 1990.

47. JI.M. Сороко. Устройство для автоматического измерения углового распределения следов частиц в треновых камерах. Авторское свидетельство №1.251.015. Бюлл. №30 (1986), с. 182.

48. L.M. Soroko. What does the term "LIGHT BEAM" mean? Communications JINR, El 3-99-226.

49. J.W. Goodman. INTRODUCTION TO FOURIER OPTICS. Mc Graw. Hill, 1968.

50. JI.M. Сороко. Устройство для считывания голограмм. Авторское свидетельство №200.023, (11 апреля 1966), Bull. №16, (1967), с.58.

51. L.M. Soroko. Mesooptics and the track-detector technique. Sov. J. Part. Nucl. 22 (1989), 67-85.

52. L.M. Soroko. Informational content of the high order diffraction pattern. Communications JINR, El3-94-511, Dubna, 1994.

53. JI.M. Сороко. Мезооптический Фурье микроскоп для наблюдения релятвистских ядер неона. Сообщение ОИЯИ, Р13-87-468, Дубна, 1987.

54. W.T. Welford. The most general isoplanatic theorem, Opt. Commun. 3 (1971), 1-6.

55. W.T. Welford. Practical design of an aplanatic hologram lens of focal length 50mm and numerical aperture 0,5. Opt. Commun. 15. (1975), 46-49.

56. W.T. Welford. Aplanatic hologram lenses. Photogr. Sci. 23 (1975),84-87.

57. L.M. Soroko. Isoplanatic systems in mesooptic, Exper. Techn. of Phys., 38 (1990), 401-410.

58. L.M. Soroko. Isoplanatic mesooptical Fourier transform microscope for nuclear emulsion. Commun. JINR, E13-95-147, Dubna, 1995.

59. JI.M. Сороко. Устройство для наблюдения следов частиц в ядерной фотоэмульсии. Авторское свидетельство №1.739.772, (6 августа 1990), Бюлл. №21 (1992).

60. Н. Slevogt. Technische Optik, Berlin, 1974.

61. Л.М. Сороко. Измерительное устройство. Авторское свидетельство №1.730.534. (15 февраля 1990), Бюлл. №16 (1992).

62. Л.М. Сороко. Устройство для измерения угла конуса внутренних конических поверхностей, Авторское свидетельство №1.737.265, (14 февраля 1990), Бюлл. №20 (1992).

63. Л.М. Сороко. Интерферометр, Авторское свидетельство №1.620.817, (17 февраля

1989), Бюлл. №2 (1991).

64. Л.М. Сороко. Кератометр. Авторское свидеткльство №1.680.058, (15 декабря 1988), Бюлл. №36 (1991).

65. Л.М. Сороко. Кератометр, Авторское свидетельство №1.806.588, (12 октября

1990), Бюлл. №13 (1993).

66. Dubna. In depth viewing. CERN Courier. 30, №4, 1990, h.13-14.

67. L.M.Soroko. 3D inspection by conical wavefronts. Proc. SPIE, v. 4900, p.220, 2002.

Основные результаты, обобщенные в диссертации, опубликованы в реферируемых изданиях, которые упомянуты в списке литературы под №№ 1, 2, 6-8, 1 1,31,36,51,57, 67.

12. БЛАГОДАРНОСТИ.

Автор выражает чувства благодарности члену-корреспонденту АН СССР В.П. Джелепову, директору Лаборатории ядерных проблем его имени Объединенного Института Ядерных Исследований в Дубне за поддержку исследований в области мезооптики. Автор признателен профессору С.А. Бунятову, руководителю Проекта «Нейтринный Детектор», за поддержку работ по созданию Мезооптического Фурье - микроскопа для ядерной фотоэмульсии. Автор выражает благодарность профессору Ю.А. Батусову, руководителю Научно-экспериментального отдела по Физике элементарных частиц, за повседневное руководство исследований по мезооптике и за многочисленные обсуждения возникающих проблем.

Автор благодарен профессору Д. Киш (Венгрия) за организацию сотрудничества Будапешт - Дубна. Теплые чувства признательности автор адресует Д. Бенце, А. Кишваради, Л. Молнар, Г. Нитраи и Дж. Молнар, приехавшим в Дубну для проведения совместных разработок.

Большую благодарность автор выражает своим коллегам, Ю.А. Батусову, В.В. Терещенко и С.В. Терещенко из Лаборатории ядерных проблем имени В.П. Джелепова, А.Я. Астахову из Лаборатории Вычислительной Техники и Автоматизации Объединенного Института Ядерных Исследований, а также В.П. Коронкевич и И.Г. Пальчиковой из Института Автоматики и Электрометрии Сибирского отделения АН СССР в Новосибирске.

Автор признателен профессору Я.А. Смородинскому из Лаборатории теоретической физики Объединенного Института Ядерных Исследований, за многочисленные обсуждения свойств волн, свободных от дифракции, и симплектических групп.

Начальная стадия исследований по мезооптике велась при повседневной поддержке моей жены, В.М. Сороко (1922-1992). Поэтому все здание МЕЗООПТИКИ автор посвящает ее памяти.

10 июня 2002 г. г. Дубна