Апертура

Таким образом, если можно вычислить ра (апертура 0 2я X, Т), можно найти Еа (апертура 0, X, Т). Величина, которую необходимо вычислить, есть, следовательно, доля излучения, падающего в апертуру из направления 0, которая в конце концов отражается от апертуры в полусферу. Так как сама апер- [c.335]

Этот метод иногда называют методом последовательных отражений, так как ра(2л) представляет собой сумму ряда. Первый член ряда — это доля падающего излучения, которая отражена прямо в апертуру после одного отражения, второй член — доля излучения после двух отражений и т. д. вплоть до п отражений. Очевидно, что, если п достаточно велико, этот метод должен привести к результату, точно такому же, как и метод интегральных уравнений. Однако математические трудности метода последовательных отражений возрастают очень быстро с ростом п, и имеет смысл его рассмотреть, когда п должно быть не более двух или самое большее трех. [c.336]

Воспользуемся методом отражений для вычисления коэффициента излучения полости той же самой формы, что и в методе интегральных уравнений (рис. 7.9). Пусть полость единичного радиуса, длиной Е имеет апертуру радиусом R и координаты на цилиндрической и задней стенках х и г соответственно. Для эффективного коэффициента излучения центра задней стенки еа(го) можно записать [c.336]

Этот член также является приближенным в том смысле, что не была учтена зависимость рш от телесного угла элемента х из апертуры. Погрешность, связанная с этим, незначительна, за исключением полостей, имеющих <2 и 1. Численное интегрирование (7.49) приводит к значениям ЬЩ, представленным в табл. 7.1. [c.337]

Отклонимся немного в сторону и рассмотрим случай диффузно отражающей сферической полости. Сфера имеет удобное свойство, состоящее в том, что телесный угол, стягиваемый апертурой, является постоянным для всех элементов внутри сферы. Таким образом, при диффузном отражении доля излучения, которая уходит через апертуру после каждого отражения, является одной и той же. Эта доля составляет з/З, где 5 — площадь поверхности полной сферы, а 5 — площадь криволинейной поверхности, отрезанной апертурой. Для сферы, у которой ра- [c.338]

Дальнейшие преобразования, которые можно сделать с уравнением (7.47), имеют целью вычислить величину еа(г) вдали от центра задней стенки и га х) вдоль цилиндрической стенки. Это легко сделать, приняв во внимание, что диффузное отражение меняется как косинус, и видоизменив выражение для углов, стягиваемых апертурой в х или г. Для цилиндра, показанного на рис. 7.9, имеем [c.339]

Рис. 7.12. Конструкция черного тела из нержавеющей стали, предназначенного для градуировки промышленных радиационных пирометров, когда требуется относительно большая апертура. 1 — нержавеющая сталь 2 — керамические чехлы для термопар.

Рис. 7.13. Графитовое черное тело, использованное для воспроизведения точки затвердевания золота. / — золото (0,9 кг) 2 — полость черного тела 3 — внешний тигель 4 — платиновый диск с апертурой диаметром 1,5 мм 5 — внутренний тигель 6 — отверстия для термопар.

У-образные канавки в нержавеющей стали (рю = 0,3 угол раствора 30°) будут иметь р1, 0,1. Таким образом, если задняя стенка выполняется с множеством У-образных канавок, рю в первом члене уравнения (7.56) просто заменяется на р . Второй член с множителем р , представляет излучение, отраженное от задней стенки к цилиндрической, а от нее в апертуру. Второй член может быть исключен, если цилиндрические стенки [c.345]

ОСИ, а также перемещения вдоль оптической оси системы наблюдения. Эти эффекты достаточно малы и к трудностям размещения лампы по отношению к пирометру не приводят. Кроме того, спектральная яркостная температура центральной площадки в весьма широкой области не зависит от величины апертуры пирометра. Это [c.361]

Принцип действия оптического пирометра с исчезающей нитью прост и иллюстрируется на рис. 7.30 а. Линза объектива формирует изображение источника, температура которого измеряется в плоскости раскаленной нити миниатюрной лампы. Наблюдатель через окуляр и красный стеклянный фильтр видит нить и совмещенное изображение источника. Ток через лампу регулируют до тех пор, пока визуальная яркость нити не станет точно такой же, как яркость изображения источника. Если оптическая система сконструирована правильно, в этот момент нить на изображении источника исчезает. Пирометр градуируется в значениях тока, проходящего через миниатюрную лампу. Так как детектором равенства яркостей является глаз человека, то доступная непосредственно для измерений область температур ограничена с одной стороны границей приемлемой яркости, с другой — яркостью, слишком слабой для наблюдения. Нижний предел зависит от апертуры оптической системы и составляет примерно 700°С, верхний предел равен примерно 1250°С. Для измерения более высоких температур между линзой объектива и нитью помещается нейтральный стеклянный фильтр (С на рис. 7.30а), понижающий яркость изображения источников. Плотность фильтра выбирается такой, чтобы обеспечить небольшое перекрытие областей. Например, току лампы, эквивалентному, скажем 700 °С на шкале без фильтра, на следующей шкале, с фильтром, будет соответствовать температура 1100°С. Таким образом, с помощью одного прибора температурные измерения могут быть расширены до любой желаемой максимальной температуры. Коэффициент пропускания фильтра т, который требуется для того, чтобы понизить яркость источника от температуры Т до температуры, например точки золота Гди, можно найти, используя приближение Вина, по формуле [c.365]

Рис. 7.37. Методы измерения эффекта размера источника, а — метод с использованием источника переменного диаметра, освещенного дополнительной лампой б — метод с использованием ряда отверстий) помещенных в центре печи. 7 — источник 2 — апертура переменного диаметра 3 —объектив пирометра 4 — диффузный экран 5 — устройство с переменной апертурой 6 — объектив пирометра 7 — печь 8 — черный поглотитель при комнатной температуре.

В опыте с бипризмой Френеля вследствие малости преломляющих углов апертура интерференции практически не отличается от апертуры перекрывающихся пучков, что приводит к уменьшению общей освещенности интерференционной картины. [c.83]

Поскольку отношение a,Jay в пределах апертуры параксиальных лучей остается постоянным при всех значениях углов [c.177]

Разрешающая сила микроскопа. Явление дифракции на апертуре объектива ограничивает возможности микроскопа. Как и в других оптических приборах, для количественной характеристики способности микроскопа вводится понятие его разрешающей силы. [c.199]

Согласно условию разрешимости, угол должен быть меньше или равен апертуре и (половина угла между крайними лучами, идущими от объекта к краям объектива), т. е. [c.202]

Можно предположить, что столь малая апертура интерференции в этом опыте и приводит к хорошей видимости интерференционной картины при больших размерах источника. Но сопоставление качества интерференционной картины и апертуры интерференции требует более строгого обоснования. Прежде чем его проводить, рассмотрим еще один эксперимент, в котором зависимость между ними выступает в явном виде. [c.196]

Установление количественных соотношений между допустимыми размерами источника и апертурой интерференции проведено ниже, но предварительно укажем на еще одну характерную особенность, выявляющуюся в этом эксперименте. В данном случае хорошо наблюдаемая интерференционная картина возникнет лишь в некоторой области пространства — на экране вблизи поверхности зеркала. Таким образом, мы сталкиваемся с вопросом о локализации интерференционной картины. [c.197]

Предположим, что требуется найти излучательную способность изотермической полости, показанной на рис. 7.5. Величина, которую необходимо вычислить, представляет собой отношение спектральной яркости элемента стенки А5, визируемого в Р, к спектральной яркости черного тела при той же температуре. В свою очередь поток излучения, исходящий из в направлении апертуры а, состоит из двух частей потока, излученного самим элементом А5, и лучистого потока, отраженного тем же элементом А5. Первый зависит только от коэффициента излучения стенки и ее температуры и не зависит от присутствия остальной части полости. Отраженный поток, со своей стороны, зависит от коэффициента отражения поверхности элемента А5 и от лучистого потока, попадающего на А5 из остальной части полости. На значении отраженного потока сказывается влияние а, так как лучистый поток, который в замкнутой полости пришел бы от а в направлении А5, в рассматриваемом случае отсутствует. Именно этот эффект отсутствия падающего потока от а в потоке излучения, отраженного от А5, и необходимо вычислить. Следует также учесть, что отсутствует не только лучистый поток в направлении а- А5, но и лучистый поток от а в направлении остальной части стенок полости. Таким образом, лучистый поток, поступающий в А5 от всей оставщейся части полости, является несколько обедненным. Из всего этого должно быть ясно, что расчет излучательной способности такой полости никоим образом не является тривиальной операцией. Для строгого вычисления необходимо знать в деталях геометрию полости и системы наблюдения, угловые зависимости излучательной и отражательной характеристик материала стенки полости, а также распределение температуры вдоль стенок полости. Температурная неоднородность изменяет поток излучения полости в целом так же, как и наличие апертуры, но с некоторым дополнительным усложнением, которое состоит в том, что изменение потока [c.327]

На рис. 7.7 и 7.8 приведены результаты решения уравнений (7.42) — (7.44) для различных значений R1IR2, RID и Разрыв значений эффективных коэффициентов излучения на стыках цилиндрической стенки с основанием возникает из-за различия углов, под которыми стенка и основание видны из апертуры. Это становится совершенно ясным, если обратиться к вычислению Еа(х) и Еа(г) методом отражений. Величина разрыва уменьшается по мере того, как эффективные коэффициенты излучения цилиндрической и плоской стенок приближаются к единице, так что в пределе бесконечно малой апертуры разрыв, как и следовало ожидать, стремится к нулю. [c.333]

Следует заметить, что в направлении к краям задней стенки наблюдается небольшое возрастание эффективного коэффициента излучения. В мелких полостях оно значительно более заметно, чем в глубоких. Его появление объясняется просто уменьшением телесного угла, под которым виден элемент из апертуры, при перемещении по направлению к кромке. Присутствие передней стенки с отверстием не только увеличивает коэффициент излучения по всей BHVTpeHHO TH полости, но дает и другой положительный эффект. При вычислении суммарной потери тепла наружу от внутренних стенок полости было найдено, что наибольщая часть теряется от тех частей цилиндрической стенки, которые имеют наибольщий телесный угол со стороны апертуры. Следовательно, в цилиндре, имеющем открытый конец, наибольшее количество тепла теряется от тех частей стенок, которые находятся вблизи открытого конца. Таким образом, наличие передней стенки не только заметно [c.333]

Рис. 7.7, Эффективные коэффициенты излучения элементов на задней и цилиндрической стенках полости (рис. 7.6) для Ци=% Вш=0,5 и различных размеров апертуры, вычисленные по методу интегральных уравнений Бедфорда и Ма [9] [/ — уравнения (7.42)—(7.44)] и по методу ряда последовательных отражений [2 — уравнения (7.56), (7.57)].

Рис. 7.15. Конструкция полости черного тела, предназначенная для измерения суммарного излучения при 273,16 К, при определении постоянной Стефана—Больцмана и термодинамической температуры. 1 — подвесы из нержавеющей стали при 77 и при 4,2 К 2 — апертура при 4,2 К 3 — затвор при 4,2 К 4 — плавающие экраны 5—наружный кожух 6 — регулируемый экран 7 — о+качное отверстие 8—ионный манометр 9 — черное тело, 273,16 <Т<504 К /О—платиновый термометр сопротивления 11 — радиационные экраны 12 — нагреватель.

Соотношение (4.37), связьи)ающее апертуру интерференции и размеры протяженного источника, называется условием пространственной когерентности. [c.92]

Если апертура пучка так велика, что иараксиальносгь нарушается, тогда вместо теоремы Лагранжа — Гельмгольца пользуются условием синусов Аббе [c.177]

Следовательно, при иекогереитиом освеп1,е11ии самосветящегося объекта разрешающая сила микроскопа тем больше, чем больше числовая апертура и чем меныне длина волны света. [c.201]

Увеличение разрешающей силы микроскопа. Из выражения разрешающей силы микроскопа видно, что суш,ествуют два пути ее увеличения а) увеличение числовой апертуры б) уменьшение длины волны света, в котором рассматривается объект. Числовую апертуру можно увеличить как увеличением угла апертуры, так и увеличением показателя преломления окружаюш,ей объект среды. Увеличення п можно добшъся, погружая объект в прозрачную жидкую Среду с возможно большим показателем преломления (со-ответствуюш,ие микроскопы называются иммерсионными). Однако, как известно, для оптически более плотных прозрачных жидкостей /г лг 1, 6, что не приводит к существенному увеличению разрешающей силы. Увеличение разрешающей силы за счет увеличения апертуры также ограничено, так как в предельном случае sin и = = 1. В реальных случаях можно добиться значения sin и = 0,95 при /г = 1. Это означает, что возможно разрешение деталей объекта размером порядка половины длины световой волны. [c.203]

Оптика (1976) -- [ c.72 , c.353 ]

Передача и обработка информации голографическими методами (1978) -- [ c.0 ]

Оптика (1986) -- [ c.348 ]

Основы оптики Изд.2 (1973) -- [ c.177 , c.185 ]

Общий курс физики Оптика Т 4 (0) -- [ c.92 ]

Колебания и волны Введение в акустику, радиофизику и оптику Изд.2 (1959) -- [ c.376 , c.377 , c.472 ]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...