Френеля число

N — число Френеля число атомов число синхронизованных мод. [c.18]

Фотонная модель лазера 78 Френеля число 68 Функция когерентности 266 [c.346]

Радиус /-Й (/ — в общем случае произвольное целое число оно при наличии экрана с отверстием между S и В равно числу зон Френеля, укладывающихся в отверстии данного непрозрачного экрана) зоны Френеля обозначим через pj (рис. 6.2). Очевидно, что площадь /-й зоны равна разности площадей сферических сегментов, в которых соответственно располагаются /-я и (/ — 1)-я зоны Френеля. Высоту сферического сегмента, в котором располагается /-Я зона Френеля, обозначим через hj. [c.121]

Зависимость числа зон Френеля от радиуса отверстия и от взаимного расположения источника, экрана с отверстием и точки наблюдения. Займемся анализом формулы (6.11). Пусть в отверстии непрозрачного экрана укладывается только одна зона Френеля. Если радиус отверстия постепенно увеличивать, то число действующих ЗОИ Френеля в точке В будет непрерывно увеличиваться, принимая последовательно четные и нечетные значения. В результате такого изменения радиуса отверстия результирующая интенсивность (она прямо пропорциональна квадрату результирующей амплитуды Е ) в точке В будет периодически [согласно формуле [c.123]

Условие подобия дифракции. Исходя из выражения (6.13а), можно сделать вывод, что при изменении (увеличении или уменьшении) Го в т раз, а размеров отверстия р — в Yт раз для данной длины волны не произойдет изменения числа действующих зон Френеля, т. е. условия наблюдения дифракции останутся прежними (как говорят, имеет место подобие дифракции ). Это экспериментально доказано русским ученым Аркадьевым. Он показал, что при уменьшении размеров препятствия величиной с обычную тарелку, для которого четкая дифракционная картина наблюдается на расстоянии 7 км, примерно в 13 раз можно наблюдать ясную дифракционную картину в лабораторных условиях при [c.125]

Представим другой опыт. Предположим, что площадь круглого отверстия выбрана так, что при данных aj и 09 она равна площади первой зоны Френеля. Начнем перемещать точку наблюдения Р вдоль линии, соединяющей ее с источником, наблюдая периодическое изменение интенсивности света. Оно происходит потому, что в зависимости от расстояния + 02 открывается одна, две зоны Френеля и т.д. Столь подробное обсуждение этог о возможного эксперимента проведено для того, чтобы читатель уяснил, что размер зоны Френеля достаточно сложно зависит от ai, 02 и А. При варьировании одной из этих величин (в данном случае увеличении 02) изменяется число зон Френеля, умещающихся на выбранном круглом отверстии, что приводит к периодическому изменению интенсивности света в точке Р. [c.259]

Проведенные рассуждения останутся в силе и для других точек наблюдения, если в пределах каждого кольца пластинки укладывается любое нечетное число 2п + 1 зон Френеля. Положение этих точек задается соотношением [c.157]

Разбивка на зоны Френеля, произведенная, как описано в 33, покажет, что в зависимости от размера отверстия в нем уложится большее или меньшее число зон. При небольшом размере отверстия и соответственных расстояниях до точек А и В можно учитывать лишь ограниченное число действуюш,их зон. Легко видеть, что если отверстие открывает всего лишь одну зону или небольшое нечетное число зон, то действие в точке В будет больше, чем в отсутствие экрана ). Максимум действия соответствует размеру отверстия в одну зону. Если же отверстие открывает четное число зон, то световое возбуждение [c.161]

В случае плоской волны (бесконечно удаленный источник) площадь зоны Френеля равняется лfk, где f — расстояние до глаза наблюдателя, а радиус зоны = Таким образом, для равенства числа зон Френеля надо выбрать расстояние f таким, чтобы х1г = х1У к, где х — размер отверстия, имело одно и то же значение. Таково условие подобия дифракционных картин. Как видно, при двух подобных объектах размером х и х можно наблюдать подобные дифракционные картины, выбрав расстояние до места наблюдения Д и /2 таким образом,, чтобы / //а = х 1х1. Так, в опытах В. К. Аркадьева на моделях (рис. 8.18) можно было моделировать картину дифракции от руки, держащей тарелку, на экране, расположенном на расстоянии 11 км, с легко осуществимого расстояния 40 м, заменив руку и тарелку вырезанной из жести моделью в масштабе, уменьшенном в ]/П 000/40 = 16,5 раз. [c.166]

При п = 1,5 (воздух — стекло) имеем приблизительно А = — 8%, т. е. проходящий свет частично (на 8%) поляризован. Если свет проходит внутрь плоскопараллельной пластинки, то на второй поверхности вновь происходит преломление под углом Брюстера и степень поляризации прошедшего через пластинку света увеличивается еще приблизительно на 8%. Если сложить последовательно несколько пластинок (стопа Столетова), то поляризация проходящего света будет быстро возрастать при увеличении числа пластинок в стопе и ее можно вычислить при помощи формул Френеля (см. упражнение 189). [c.480]

Основная мода обладает наименьшими дифракционными потерями. Для мод высших порядков они быстро увеличиваются с ростом индексов т, п или р, I. Дифракционные потери для каждой моды возрастают при уменьшении числа Френеля [c.284]

Т. к. коэф. затухания колебания растёт с увеличением тин быстрее, чем частотный интервал между соседними колебаниями, то резонансные кривые, отвечающие большим /пип, перекрываются и соответствующие колебания не проявляются. Коэф. затухания зависит также от числа N зон Френеля, видимых на зеркале диам. R из центра др. зеркала, находящегося от первого на расстоянии d N R 2dk (см. Френеля зоны). При N — 1 остаётся 1—2 колебания, сопутствующих осн. колебанию (q — 1). [c.454]

Свойства резонаторов и характеристики создаваемых ими пучков можно описывать и в волновом, и в геометрическом приближении. В качестве критерия применимости этих приближений удобно использовать так называемое число Френеля [c.41]

В случае неустойчивого резонатора распределение интенсивности излучения на выходе лазера в зависимости от формы выводного зеркала и его юстировки может иметь вид кольца, прямоугольной рамки, серпа или уголка. Распределение интенсивности в кольце будет однородным только в геометрическом приближении, т. е. если число Френеля (1.94) будет существенно больше единицы. В реальных технологических лазерах дифракционные потери, как правило, уже заметны. [c.63]

Фоторезистор сверхскоростной 219, 266, 328 Фотоумножитель 111 Фотоэлектрические арнемники 111 Френеля число 57, 66 Функция автокорреляционная 106, 108 [c.364]

На первый взгляд можег казаться, что будто бы число зон Френеля, укладывающихся в дан[юм отверстии, определяется только длиной волны света и размерами отверстия. Однако выражеиия [c.124]

При перемещении вдоль Л1П1нн SB услоБие максимума последовательно удовлетворяется для бесконечного количества точек. Это означает, что зо1П1ая пластинка Френеля ведет себя подобно лннзе, 110 с бесконечным числом фокусов. Вычисление фокусных расстояний зонной пластинки поручается самим студентам. [c.127]

Если каждую зону Френеля разбить на бесконечное большое число элементарных зон, то ломаные линии превратятся в дугу и каждой зоне Френеля будет соответствовать одна полуокружность. В результате при учете влияния всех зон получится спираль с фокусом в точке N (рис. 6.6, б). Угол, которь ш составляет результирующий вектор сданным направлением, соответствует фазе результирующего колебания в точке наблюдения. Построенная таким образом векторная диаграмма позволяет определить амплитуду и фазу результирующего колебания для произвольного числа действующих зон Френеля. Например, если открыта половина первой зоны, то результирующая амплитуда будет изображаться вектором ОК- Аналогично, ONi, ОN2, ON3, ONi, ON , ON будут соответствовать [c.129]

В зависимости от размера от]зерстия и длины волны при данном взаимном расположении источника, отверстия и экрана число действующих в точке В зон Френеля будет определенным — четным и нечетным. Если чис ю действующих зон нечетное, то в точке В будет наблюдаться максимум, если четное—то минимум. Максимальная интенсивность наблюдается в случае, когда в отверстии укладывается одна зона, а миь ималь-ная — когда две зоны Френеля. Чтобы найти результирующую интенсивность в другой точке экрана Э , например в точке В , необходимо разбить фронт волны на зоны Френеля с центром в точке Oi, находящейся на прямой SB . В этом случае часть зон Френеля будет закрыта непрозрачным экраном Эг и интенсивность в точке будет определяться не только числом зон Френеля, [c.130]

Дифракция света на круглом препятствии. Пусть между точечным источником света S и экраном нaбJиoдeния Э находится круглое иепрозрач1юе препятствие П (рис. 6.10). Решение задачи дифракции в этом случае заключается в определении как числа зон Френеля, перекрытых препятствием (в зависимости от размера препятствия и его месторасположения), так и числа открытых [c.131]

Такая пластинка Френеля с прямоугольным радисыь-ным распределением почернения может выполнять функцию изображающего оптического. элемента. Недостатком, однако, является возникновение большого числа изображений, расположенных на оси, совпадающей с главным лучом пучка нулевого дифракционного порядка. [c.57]

Френеля. Рассмотрим изменение частот. Число волн, пересекающих отрезок ОА (v — частота волны в системе А ) равно числу волн, пересекающих отрезок ОВ (v eh и) без числа волн, пересекающих отрезок 5 jxshu, т. е. v = v h и — р, sh и (рис. 177)). Значит, [c.333]

Отражение волн от препятствий или неоднородностей лежит в основе теории виброизоляции конструкций и изучается во многих книгах [73, 173, 216, 239, 266]. Известны формулы Френеля, позволяющие вычислять амплитуды отраженных и прошедших волн для плоского однородного препятствия в воде или в воздухе. Однако в твердых телах, например в пластинах, стержнях и вообще в средах, где может существовать несколько типов волн, расчет коэффициентов отражения является громоздким. Ниже излагается теория, предложенная в [124], обобщающая формулы Френеля на среды с произвольным числом волн и позволяющая представить коэффициенты отражения в компактном виде, удобиом для расчетов на ЭЦВМ. В приводимых далее иллюстративных примерах анализируются потоки энергии в различных структурах. [c.169]

ПИНЧ-ЭФФЕКТ есть свойство канала электрического разряда в электропроводящей среде уменьшать свое сечение под действием собственного магнитного поля тока ПИРОЭЛЕКТРИК— кристаллический диэлектрик, обладающий самопроизвольной поляризацией ПИРОЭЛЕКТРИЧЕСТВО — возникновение электрических зарядов на поверхости некоторых кристаллов диэлектриков при их нагревании или охлаждении ПЛАЗМА (есть частично или полностью ионизированный газ, в котором объемные плотности положительных и отрицательных электрических зарядов практически одинаковы высокотемпературная имеет температуру ионов выше 10 К газоразрядная находится в газовом разряде кварк-глюонная возникает в результате соударения тяжелых ядер при высоких энергиях ядерного вещества низкотемпературная имеет температуру ионов менее 10" К твердых тел — условный термин, обозначающий совокупность подвижных заряженных частиц в твердых проводниках, когда их свойства близки к свойствам газоразрядной плазмы) ПЛАСТИНКА вырезанная из двоя-копреломляющего кристалла параллельно его оптической оси, толщина которой соответствует оптической разности хода обыкновенного и необыкновенного лучей, кратной [длине волны для пластинки в целую волну нечетному числу (половин для волн для пластинки в полволны четвертей длин волн для пластинки в четверть волны)] зонная — прозрачная плоскость, на которой четные или нечетные зоны Френеля для данного точечного источника света сделаны непрозрачными нлоскопараллельная — ограниченный параллельными плоскостями слой среды, прозрачной в некотором интервале длин волн оптического излучения ПЛАСТИЧНОСТЬ — свойство твердых тел необратимо изменять свои размеры и форму под действием механических нагрузок ПЛОТНОСТЬ тела — одна из основных характеристик тела (вещества), равная отношению массы элемента тела к его объему [c.259]

В ближней зове (зоне Френеля) интерференция рассеянных волн приводит к флуктуациям амплитуды и фазы волнового поля, характер к-рых определяется значением волнового параметра 1> = RlklHos.%, равного по порядку величины ср. числу неровностей в первой зоне Френеля при В 1 — флуктуации амплитуды малы, а дисперсия флуктуаций фазы равна параметру Рэлея Я при D 1 — флуктуации амплитуды и фазы некоррелиро-ваяы, а их дисперсии совпадают и равны Я/2. [c.269]

Независимо от формы, числа и прочих свойств апертур в маске, все полученные таким образом картины считаются принадлежащими к фраунгоферовскому типу. На рис. 1.6 вновь показана схема с объектной маской, содержащей одиночную апертуру конечного размера детали получаемой при этом картины Фраунгофера рассматриваются в разд. 2.2, Во всех примерах дифракции Фраунгофера существует линейное изменение оптической длины пути, проходимого дифрагировавшим светом от точек объекта до конкретной точки дифракционной картины. Таким образом, разность оптических длин YP ХР = YW на рис. 1.6 пропорциональна XY. В противоположность этому соответствующее изменение на рис. 1.2 является нелинейным и образующиеся при этих условиях картины принадлежат к картинам типа Френеля. [c.22]

При изготовлении как фотошаблонов ДОЭ, так и самих ДОЭ, неизбежны ошибки, которые приводят, во-первых, к искажению волнового фронта, формируемого элементом, во-вторых, к снижению дифракционной эффективности ДОЭ по сравнению с расчетной. Искажение формы волнового фронта целиком зависит от точности рисовки и воспроизведения зон Френеля в структуре дифракционного элемента, т. е. от положения изофаз, соответствующих эйконалу записи, равному целому числу длин волн (/ = 0). Эту точность закладывают в основном на этапе рисовки фотошаблона. Как известно, в пределах зоны Френеля эйконал записи, а также эйконал формируемого ДОЭ [c.203]

В работах Пуассона (1828) и Стокса (1849) четко установлена возможность существования в неограниченной изотропной упругой среде двух типов волн, распространяющихся с различной скоростью. Одна из них характеризуется безвихревым изменением объема (безвихревая продольная волна), другая связана с искажением формы (эквиволюмиальная поперечная волна). Открытие этих типов волн способствовало появлению трудностей в толковании исходной гипотезы Френеля. Особенно сильно эти трудности проявились при рассмотрении задачи об отражении и преломлении плоских волн на границе раздела двух упругих сред. В работах Коши (1830— 1836) и Грина (1839) установлено, что для выполнения шести граничных условий, выражающих непрерывность смещений и напряжений на границе раздела, необходимо учитывать как поперечные, так и продольные волны. Однако продольные световые волны в экспериментах не были обнаружены. Интересно, что открытые Рентгеном (1895) новые лучи вначале отождествлялись рядом физиков (в том числе и автором открытия) с продольными световыми волнами. [c.9]

Число Френеля N — это безразмерная величина, которая часто применяется в геометрической оптике. Одна из физических интерпретаций этого числа может быть следующей. Угол дифракционной расходимости плоской электромагнитной волны с поперечным размером 2а равен Qd Я,/2а [см. выражение (1.11)]. С другой стороны, для зеркал, имеющих поперечные размеры 2а и расположенных на расстоянии L друг от друга, половина геометрического угла 0 , под которым одно зеркало видно из центра другого, составляет 0 = аЦ. Отсюда следует, что N = Qgl2Qa. Таким образом, большие числа Френеля означают, что угол дифракционной расходимости мал по сравнению с геометрическим углом. [c.192]

Хотя уравнения (4.81) выглядят гораздо проще, чем исходное уравнение (4.74), они не имеют аналитического решения. Фокс и Ли решили эти уравнения с помощью компьютера для нескольких значений числа Френеля N. Эти авторы использовали метод итераций, основываясь на следующем физическом соображении. Рассмотрим волну, распространяющуюся в прямом и обратном направлениях в резонаторе, и предположим, что в некоторый момент времени распределение поля t/i( i) на зеркале 1 известно. Распределение поля U2H2) на зеркале 2 можно при этом вычислить с помощью (4.81а) по известному распределению поля Ui. Действительно, если в правой части [c.193]

Принципы лазеров (1990) -- [ c.192 , c.199 ]

Лазеры сверхкоротких световых импульсов (1986) -- [ c.57 , c.66 ]

Дифракция и волноводное распространение оптического излучения (1989) -- [ c.302 ]

Лазерная светодинамика (1988) -- [ c.68 ]

Введение в нелинейную оптику Часть2 Квантофизическое рассмотрение (1979) -- [ c.24 , c.25 ]

Основы оптики (2006) -- [ c.271 ]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...