Источник конечного размера

Строго говоря, сферическая волна соответствует источнику точечного размера, т. е. представляет абстракцию. Однако даже при источнике конечного размера фронт волны на достаточно большом расстоянии г будет сферической поверхностью с достаточным приближением. [c.40]

В (4.24) а является коэффициентом структуры струи, экспериментально определенным в [ 39] и зависящим от числа Гг в соответствии с (4.14). Видно, что чем больше число Рг , тем большая длина пучка требуется, чтобы источник конечных размеров можно было бы принять за точечный при определении коэффициента К . При одинаковой длине пучка витых труб с различными числами точность определения при больших Ргм будет меньше. При этом использование методики работы [ 9] будет приводить к некоторому завышению коэффициента К л. с другой стороны, данные расчета для пучков витых труб по (4.15), (4.16) примерно в 1,5 раза меньше опытных данных для Рг = 1050 [9], хотя и находятся в пределах доверительного интервала для экспериментального значения коэффициента К . Поэтому если за основу сравнения [c.103]

Таким образом, в общем случае поле освещенности от источника конечных размеров, если он даже полностью монохроматичен, вновь оказывается лишь частично когерентным, но на этот раз пространственно благодаря пространственному распределению яркости источника. Степень же когерентности между двумя точками поля физически проявляется в видности интерференционных полос, образуемых светом от этих двух точек. Фактическое соотношение между пространственной когерентностью и видностью полос рассматривается в разд. 6.4. [c.17]

Работа Майкельсона [40] в контексте нашего обсуждения является настолько, можно сказать, проясняющей и важной в применении к современным проблемам, что полезно иметь четкое представление о ее содержании. Важное вводное утверждение по сути вопроса состояло в следующем Общая формула для видности полос, обусловленных интерференцией двух пучков света от неоднородного источника с переменной разностью путей такая же, как и для источника конечного размера с переменным параллаксом . ( Однородный следует понимать как монохроматичный.) [c.135]

Любой, источник конечных размеров может быть разбит на бесконечно малые элементы, каждый из которых эквивалентен светящейся точке. Пользуясь приведенными на стр. 501 формулами, можно рассчитать долю каждого элемента в общем потоке и сложить полученные результаты. [c.505]

В реальном случае требуется обычно высокое спектральное и пространственное разрешение в достаточно широком спектральном диапазоне и для источников конечных размеров (могут быть поставлены другие требования, например, фокусировки спектра на плоскость, упрощения движения решетки и выходной щели при сканировании и т. д.). Чтобы удовлетворить все эти требования, решетка должна иметь достаточное число параметров оптимизации как по форме поверхности, так и по расположению и форме штрихов. [c.261]

Рассмотрим влияние когерентности источника на разрешение элементов восстановленного изображения. Для проведения анализа предположим, что имеется реальный источник конечных размеров, обладающий малой пространственной когерентностью, но имеющий очень высокую временную когерентность. [c.13]

Изображение от источника конечных размеров. Субъективная яркость определяется освещенностью сетчатки глаза [c.131]

При наблюдении в зрительную трубу источников конечных размеров относительная яркость [c.132]

Источник конечного размера. Его можно представить как сумму некогерентных между собой точечных источников. [c.163]

График распределения яркости л источнике конечного размера [c.164]

Распределение интенсивности в интерференционной картине от источника конечного размера [c.164]

Линейный источник конечных размеров. Рассмотрим линейный [c.433]

Следовательно, мы имеем право придерживаться процедуры, обычной при рассмотрении дифракционных задач для идеального случая монохроматического точечного источника, находящегося либо на конечном расстоянии ст точки наблюдения, либо на бесконечности (параллельное когерентное освещение), а затем, если это необходимо, обобщить результат, учитывая конечные размеры источника или интервал частот. Источник конечных размеров можно рассматривать как совокупность очень малых независимо излучающих точек. Для каждой из таких точек интенсивность в точке наблюдения рассчитывается с учетом относительной интенсивности источника в этой точке. Затем интенсивности складываются для всех точек источника. Если существует конечный интервал частот, то интенсивность рассчитывается для каждой частоты, а затем проводится суммирование по всем частотам. [c.20]

Для некогерентных источников конечных размеров и для значительного диапазона длин волн наблюдаемые интенсивности могут быть получены суммированием интенсивностей отдельных точечных источников с одинаковой длиной волны. Следовательно, мы можем начать с рассмотрения полностью когерентного падающего излучения, для которого суммируются амплитуды всего многократно рассеянного излучения. [c.172]

Схема интерференции от источника конечных размеров [c.37]

В реальных случаях имеем дело с источником конечных размеров и вследствие этого наблюдаем локализованные интерференционные полосы. Принято считать, что интерференционная картина локализована там, где образуются наиболее яркие и контрастные интерференционные полосы. [c.54]

Для источников конечных размеров ситуация совершенно другая. В этом случае ток определяется первым членом (5.337). Подставляя туда (5.82), (5.200), (5.320) и (5.335) и выражая ток, получим [c.345]

Из сравнения (5.341) и (5.349) видно, что ток пропорционален степени /з радиуса зонда в случае источника пренебрежимо малых размеров, в то время как для источника конечных размеров он пропорционален степени /з той же величины. Поэтому в малых зондах при использовании источников с полевой эмиссией можно получить больший ток, чем от термоионных источников. Для больших зондов справедливо обратное. Естест- [c.347]

Сравнивая это уравнение с (5.340), видим, что в случае пренебрежения размерами источника ток пропорционален квадрату радиуса зонда, в то время как в случае источника конечных размеров он пропорционален четвертой степени этой величины. Поэтому заключение предыдущего раздела о превосходстве источников с полевой эмиссией для малых зондов применимо также и в этом случае. [c.349]

Рнс. 3.4, К выводу закона интенсивности в геометрической оптике для некогерентного источника конечных размеров. [c.126]

Последнее условие, при котором область источника конечных размеров Z (подобная той, которая изображена на рис. 2) описывается формулой для классического диполя, часто называется условием компактности область, содержащая источники, акустически компактна, если [c.42]

Понятие области, играющей существенную роль в формировании волнового процесса, имеет большое значение не только в задачах дифракции, но и в вопросах распространения волн, излучаемых источниками конечных размеров. Пусть, например, источником электромагнитных волн является элементарный диполь, создающий сферическую гармоническую волну-й — кратчайшее расстояние между точками передачи и приема. Радиусы зон Френеля будут в этом случае определяться выражением [c.257]

Выражение для потенциала точечного источника и представление об излучаемой им шаровой волне играют в дальнейшем очень большую роль, так как, основываясь на принципе наложения, моншо всякий источник конечных размеров представить как совокупность точечных источников. [c.303]

При оценке погрешностей фотоэлектрической пирометрии было найдено, что имеются источники погрешностей, связанные со способа.ми взаимодействия оптической системы и источника. Погрешности этой категории исследовать довольно трудно, так как они часто являются результатом сложных комбинаций различных эффектов. Один из наиболее важных эффектов такого рода связан с размером наблюдаемого источника и распределением яркости за пределами геометрически наблюдаемой площади. Для объекта конечного размера, находящегося в плоскости источника, поток излучения, прошедший плоскость диафрагмы, из-за дифракции меньше потока, который должен иметь место в соответствии с геометрической оптикой. Чтобы эти потери свести к нулю, нужно было бы увеличить размер источника так, чтобы в отверстии диафрагмы он стягивал угол 2л стерадиан. Таким образом, если пирометр измеряет по очереди два источника с разными размерами, сравнение будет содержать погрешность, обусловленную дифракцией. Дополнительная погрешность возникает в результате рассеяния на линзах объектива или на зеркале. Она также будет зависеть от размера источника, так как рассеяние пропорционально освещенности элементов объектива. [c.379]

Во всяком реальном опыте источник имеет конечные размеры. Допустим, что угловой размер источника равен 2а. Это значит, что если мы производим опыт с удаленным источником (звезда. Солнце), то 2а есть угловой размер его, наблюдаемый из точки, [c.179]

Геометрическая нерезкость обусловлена конечными размерами эффективного фокусного пятна источника и геометрическими параметрами устройства, формирующего радиационное изображение. [c.153]

В просвечивающем проекционном Р. м. (рис. 1,6) микрофокусный рентг, источник И создаёт теневое изображение объекта О на экране Э, регистрируемое на фотоплёнку или детектором телевиз. типа. Для источника Конечного размера с1 разрешение такого Р. м. определяется суммой О1 = б б, "где 6 = l(S2/S ) и в обычно. случае составляет —1 мкм. Недостатки проекционного Р. м.— малая апертура и большая радиац. нагрузка на просвечиваемый объект. [c.367]

Сходные закономерности имеют место и в общем случае пучок с любым начальным распределением поля, расширяясь на достаточном удалении от источника конечных размеров, приобретает сферичность волнового фронта — дифракционная компонента расходимости убьюает, геометрическая растет. Компенсация сферичности частично или полностью уничтожает геометрическую компоненту и уменьшает общую расходимость. Добавим еще, что волновой фронт может иметь определеннз-ю сферичность и непосредственно на выходе источника. В результате основанный на поиске минимума отношения djl прием измерений чаще всего приводит к большим систематическим ошибкам. [c.59]

Рассмотрим какой-либо диффузный объект, например диффузно пропускающий (матовое стекло). Пусть матовое стекло освещается источником конечных размеров и с помощью объектива О формируется его изображение. Каждая точка объекта имеет своим изображением дифракционную картину размеры которой определяются только объективом и уело ьиями эксперимента. Все точки поверхности матового стекла освещаемого протяженным источником, некогерентны, а по этому изображением объекта в данном случае будет дифрак ционная картина, представляющая собой суперпозицию по интенсивности всех дифракционных картин, соответствующих разным точкам поверхности матового стекла. Таким образом, изображение равномерно освещенного объекта тоже освещено равномерно. Этот случай был уже рассмотрен в 4. [c.22]

Как видно из (27.18), точечный монохроматический источник (мо ->0) дает интерференционную картину с видимостью У = 1. Источник конечных размеров (2мо У=0), состоящий из точечных монохроматических не когерентных между собой источников, дает интерференционную картину с меньшей, чем единица, видимостью. Излучение источника конечных размеров не явля-С1СЯ когерентным, хотя оно и монохроматическое. Степень когерентности этого излучения можно характеризовать видимостью порождаемой им интерференционной картины. Если видимость равна нулю, то излучение полностью некогерентно, если У=1, то излучение когерентно. [c.165]

Понятие яркости крайне важно для источников конечных размеров. Однако в источниках с собственной и полевой эмиссией источник настолько мал, что гауссово изображение занимает очень малую часть конечного пятна (см. разд. 5.7.1). В этом случае яркость может быть на 4 порядка выше, чем для термоионных источников. Однако такую яркость трудно использовать, так как плотность тока от очень маленького источника етремится к бесконечности. При этом считается, что пучок испускается прямым источником намного меньшим, чем сам наконечник катода с полевой эмиссией. Мнимый источник можно рассматривать как точку с углом полураствора конуса уо- Ток определяется через угловую яркость (или угловую плотность тока или угловую интенсивность эмиссии) й11й как [c.343]

В способе скользящего падения лучей (рис. 1.6.6, в) углу падения придается максимальное значение (а = 90 ), источник располагается в плоскости входной храни призмы. Пучок лучей от источника конечных размеров всеща дивергирован, т.е. содержит лучи, распространяющиеся в пределах некоторого телесного угла. При этом за счет эффекта полного внутреннего отражения (ПВО) наблюдатель видит рез1что границу светлого и темного полей. Положение ее соответствует условию ПВО для лучей, падающих из призмы на тра-ницу среда - воздух. [c.67]

В перечисленных выше главах свет считался почти всегда монохроматическим (а следовательно, полностью когерентным), исходящим из точечного источника, В гл. 10 рассматривается более реальный случай, когда свет ис-п скается источником конечных размеров и ei o длины волн (частоты) лежат в конечном интервале. Этот случай обсуждается в теории частичной когерентности, получившей очень существенное развитие в последние годы. Фактически строгая теория интерферендпи и дифракции частично когерентного света создана лишь в настоящее время. Кроме того, в гл. 10 рассматриваегся вопрос [c.13]

В общем случае при заданном (достаточно больщом) значении абсолютные величины членов разложения (3) сначала спадают до минимума, а затем начинают возрастать. Грубо говоря, если суммировать разложение до какого-нибудь члена, стоящего перед мини.мальным, то возникающая при этом ошибка окаже- ся порядка первого неучтенного члена ). Очевидно, что чем больше I S I, тем больше достигнутая точность. В физических приложениях часто оказывается достаточным учитывать только первый член например, в теории электромагнетизма поле излучения источника конечных размеров описывается первым членом асидштотического разложения полного поля по отрицательным степеням расстояния до источника. [c.688]

Формулой (447) можно пользоваться и для характеристики излучения источников конечных размеров, например Луны, Солнца и других земных источников. Так, во рремя полнолуния Луна создает на поверхности Земли освещенность около 0,2 лк, что соответствует звездной величине т = —12,55. [c.308]

Для расчета второй части ошибки, как правило, требуется проведение дополнительных исследований с целью определения оптимальных условий проведения эксперимента. Так, подавляющее большинство методов основано на решении одномерной задачи, в то время как на практике, естественно, используются образцы конечных размеров. В этом случае необходим ппедварительный анализ соответствующих двумерных задач, в результате которого можно найти такие соотношения между линейными размерами образца, при которых условия одномерности теплового потока удовлетворялись бы с требуемой точностью. Необходимо принять и ряд других мер для получения достоверных данных. В частности, при подготовке образцов для теплофизического эксперимента необходима тщательная обработка поверхностей для соблюдения граничных условий четвертого рода, так как термические сопротивления являются серьезным источником погрешности. К сожалению, не существует каких-либо общих критериев, позволяющих определить [c.128]

Полученное здесь решение является точным для струи, рассматриваемой как бьющая из точечного источника. Если учитывать конечные размеры отверстия трубки, то это решение представляет собой первый член разложения по степеням отношения размеров отверстия к рассгоянию г от него. С этим обстоятельством связан тот факт, что если вычислить по полученному решению полный поток жидкости, проходящей через замкнутую поверхность вокруг начала координат, то он окажется равным нулю. Отличный от нуля поток получился бы при учете следующих членов разложения по указанному отношению ). [c.121]

Таким же образом можно рассмотреть и обратную картину — прохождение волны мимо экрана конечных размеров. В этом случае элементарные источники нужно поместить на всей поверхности плоской волны, кроме точек, закрытых экраном. По обе стороны от экрана пройдут куски плоских волн. На краях этих волн, так же как и в случае широкой щели, будут наблюдаться искривления фронта волны. Поэтому волны будут отчасти проникать в область, закрытую экраном. Пока размеры экрана велики, волны все же не проникнут в среднюю часть области, закрытой экраном. При уменьшении размеров экрана проникающие за него волны захватывают все большую и большую часть области, закрытой экраном. Когда размеры экрана становятся малыми по сравнению с длиной волны, волны захватывают всю область, закрытую экраном, как будто экран вообще отсутствует. Экран, малый по сравнению с длиной волны, вообще не является для этих волн экраном. Поэтому, например, мол, который должен служить экраном для морсш. х волн, приходится делать больших размеров. При малых размерах мола морские волны свободно проникали бы в огражденное молом пространство. [c.717]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...