Genova 22/9/2005 Daniele Musso Relatore: Prof. Enrico Massa Ottica geometrica e geometria simplettica Gli aspetti salienti dell’ottica lineare e dell’ottica geometrica rivisitati utilizzando tecniche e strumenti matematici propri della geometria simplettica. • • Ottica lineare descritta con il metodo delle matrici. • Formulazione Hamiltoniana basata sul principio variazionale di Fermat. William Rowan Hamilton Ottica lineare e ottica gaussiana • Introduzione dell’asse ottico. • Oggetti ottici rappresentati matematicamente da superfici ottiche. L’ottica lineare è una teoria classica il cui ambito di applicazione è definito dalle seguenti ipotesi: • Trascurabilità del carattere ondulatorio della radiazione elettromagnetica • Indici di rifrazione costanti • Ipotesi di linearità Ulteriore ipotesi per l’ottica gaussiana: • Ipotesi di simmetria cilindrica Definizione del formalismo • Caratterizzazione dello “stato” di un raggio mediante i due parametri q e p variabili in z . q p z in cui p n è detto momento. • Rappresentazione della relazione fra gli “stati” di un raggio a due quote diverse mediante una trasformazione lineare simplettica della coppia di parametri q e p . q p 2 2 a b q c d p • M è simplettica 1 1 det M 1 Sistemi ottici elementari • Percorso in assenza di superfici ottiche Condizione iniziale a Condizione finale a Pongo z z1 : z z2 : q1 , p1 q2 , p2 t z2 z1 Essendo l’indice di rifrazione costante, il raggio si propaga in maniera rettilinea, risulta pertanto: p2 p1 t q2 q1 t1 q1 n p1 1 Ponendo al punto t T n1 , la matrice di trasferimento dal punto z2 assume la forma 1 T 0 1 z1 • Superficie rifrangente Equazione della linea di separazione: z z f q Per l’ipotesi di simmetria cilindrica rispetto all’asse ottico, f q è pari e f 0 0 . A meno di termini di ordine superiore al secondo avremo 1 2 z z kq 2 Con riferimento alla figura, sotto l’ipotesi di linearità, si ottiene kq tan 2 2 Considerando i triangoli rappresentati in figura 1 1 2 ; 2 2 2 Confrontando e raccogliendo i risultati ottenuti si ricava 1 1 kq 2 2 kq Si considera la legge di Snell linearizzata: n11 n2 2 Utilizzando le relazioni 1 1 kq 2 2 kq si ottiene n11 n1kq n2 2 n2 kq vale a dire p2 p1 n2 n1 kq Pq avendo definito il potere della superficie rifrangente P n2 n1 k q2 q1 p2 Pq1 p1 La matrice di trasferimento dal punto z1 al punto pertanto 1 0 P 1 z2 sarà • Il comportamento del generico sistema ottico è determinato dagli effetti del sistema stesso sull’evoluzione dei raggi luminosi fra z1 e z 2 , z1 z2 • Nello spazio delle variabili q e p , tale evoluzione è descritta da una trasformazione appartenente al gruppo Sl 2, . • Il gruppo Sl 2, è a sua volta generato dalle trasformazioni di tipo “elementare” 1 x 0 1 1 0 y 1 Casi Notevoli q2 a b q1 p2 c d p1 • b0 q2 dipende solo da q1 e non dalla direzione del raggio stesso; i punti z1 , q1 e z 2 , q2 sono detti coniugati. Anche i piani z z1 , z z2 sono detti coniugati poiché formati da punti coniugati a due a due. • c0 p2 dipende solo da p1 e non dal punto di incidenza. Lente sottile Per lente sottile si intende la successione di due diottri posti a distanza trascurabile l’uno dall’altro. Il problema associato alla lente sottile risulta dalla composizione di due problemi di singola superficie rifrangente. 1 0 1 P 1 1 P2 con f 0 1 1 P1 P2 0 1 0 1 f 1 1 1 P1 P2 z2 z z z1 nf La matrice associata al sistema in esame è 1 0 f 1 0 1 1 f 1 1 0 pertanto f 0 1 f 1 q2 fp1 f 1 1 0 p2 f 0 1 f 1 1 q1 f f 0 Fuochi della lente sottile • Si considera ancora una lente sottile posta in un mezzo rifrangente uniforme la cui matrice associata è 0 1 y 1 xf 1 a b 1 x 1 1 1 c d 0 1 f 1 0 1 f y xf 1 y x f 1 y 1 Si scelgono x e y in modo che b y xf 1 y x 0 1 1 1 f x y I piani z z1 , z z2 sono coniugati e vale la seguente relazione q2 aq1 viene detto fattore d’ingrandimento x 1 1 a 1 xf 1 1 x y x y Formulazione Hamiltoniana dell’ottica gaussiana q2 a b q1 p2 c d p1 se b 0 1 p 1 b q2 aq1 p2 1 dq2 q1 b Introduciamo la funzione iconale 1 a d W q1 , q2 q12 q22 q1q2 K b2 2 oppure 1 p2 q2 p1q1 K W 2 q a b q1 2 p2 c d p1 L’eq. (1.1) possono essere riscritte in termini delle derivate parziali di W W p 1 q1 p2 W q2 z1 z2 z3 Wij qi , q j : qi , pi q j , p j la funzione iconale è additiva. W13 W12 W23 W12 p 1 q1 p2 W12 q2 W23 p 2 q2 p3 W23 q3 da cui segue che W12 W 23 q2 q2 Esprimendo q2 in funzione di q1 , q3 si ha W13 q1 , q3 W12 q1 , q2 q1 , q3 W23 q2 q1 , q3 , q3 che soddisfa le seguenti relazioni Scegliendo K Lasse la funzione iconale W coincide con il cammino ottico L ni li i • Propagazione rettilinea L n d q2 q1 2 2 con d z2 z1 1 q2 q1 2 1n 2 nd 1 nd q q 2 1 2 d 2d 2 Matrice associata: 1 d n 0 1 La funzione iconale vale pertanto W q1 , q2 n 2 2 q1 q2 2q1q2 K 2d identica al cammino ottico per K nd Lasse • Superficie ottica d 2 z2 z d1 z z1 Superficie ottica: 1 z z kq 2 2 Il cammino ottico è: 2 2 1 1 2 2 L n1 d1 kq 2 q q1 n2 d 2 kq 2 q2 q 2 2 1 1n 1n 2 2 n1d1 n2 d 2 k n1 n2 q 2 1 q q1 2 q2 q 2 2 d1 2 d2 Utilizzando le relazioni q q1 d1 d p1 , q2 q 2 p2 n1 n2 , p2 p1 n1 n2 kq si ha L n1d1 n2 d 2 n1d1 n2 d 2 W 1 p2 p1 q 1 p1 q q1 1 p2 q2 q 2 2 2 1 p2 q2 p1q1 2 1 p2 q2 p1q1 K 2 Identica alla funzione W pur di porre K n1d1 n2d 2 Legge di Snell e principio di Fermat d 2 z2 z d1 z z1 Cammino ottico: 1 1n 1n 2 2 L n1d1 n2 d 2 k n1 n2 q 2 1 q q1 2 q2 q 2 2 d1 2 d2 Condizione di stazionarietà del cammino ottico: dL n n k n1 n2 q 1 q q1 2 q2 q 0 dq d1 d2 Utilizzando le relazioni q q1 d1 d p1 , q2 q 2 p2 n1 n2 si ottiene la legge di Snell: kqn1 n2 p2 p1 William Rowan Hamilton (1805 – 1865) Pierre Fermat (1601 – 1665) Carl Friedrich Gauss (1777-1885) Willebrord Snell (1580 – 1626) Claudio Tolomeo (~ 87 – 150 A.D.)