Распределение амплитуд излучения

В предыдущей главе на основе лучевого подхода проведены качественные оценки преобразования в схеме касательного синхронизма в ситуации, когда ИК-источник находится на больших по сравнению с толщиной кристалла расстояниях > L. При этом остались в стороне все вопросы, связанные с аберрациями, а также с обобщением формул на случаи произвольного расположения источников накачки и ИК-излучения и строгое обоснование полученных результатов. Иными словами, осталась нерешенной задача построения последовательной теории, дающей не только характерный размер размытия, но и описывающей распределения амплитуды излучения суммарной частоты в области формирования изображения. [c.61]

Отрицание наличия обратной волны заключается до известной степени в допущении Френеля о зависимости амплитуды вторичных волн от угла ф между нормалью к вспомогательной поверхности и направлением на точку наблюдения. Согласно этому допущению амплитуда убывает по мере возрастания угла ф и становится равной нулю, когда абсолютная величина ф равна или больше 90°. Рис. 8.21 поясняет это допущение, причем убывание амплитуды представлено убыванием толщины кривой. Так как при ф > 90° амплитуда излучения вспомогательных источников обращается в нуль, то обратная волна невозможна. Однако, как уже указывалось, допущение относительно распределения амплитуд есть дополнительная гипотеза принципа Френеля. Можно сделать понятным отсутствие обратной волны следующими рассуждениями. Действительно, из каждой точки поверхности 5 возмущение распространяется и вперед и назад. Но перед поверхностью 5 возмущения еще нет, и действие сводится к образованию такого возмущения, которое мы и наблюдаем. Сзади же 5 возмущение уже пришло, и действие от 5 сводится к тому, чтобы это пришедшее возмущение компенсировать. В результате обоих действий — прямого и обратного — [c.169]

Величина % определяет, очевидно, область изменения х, у, рде интенсивность колебаний, пропорциональная а%х, у ), уменьшается в е раз по сравнению с максимальным значением аЬ, достигаемым при х = О, у = 0. Таким образом, величина Wq характеризует размеры области, в которой сосредоточена энергия волны в плоскости ЕЕ, и в дальнейшем будет называться шириной распределения интенсивности. Дифракционные явления в случае изменения амплитуды по закону (43.2) обладают рядом замечательных особенностей, позволяющих сравнительно просто анализировать многие дифракционные задачи. Реально распределения амплитуд вида (43.2) возникают при излучении электромагнитных волн лазерами. [c.186]

Распознавание образов. Во многих областях науки и техники требуется решать задачи, связанные с выделением сигнала, предмета или образа из совокупности подобных ему, но имеющих некоторые отличия. Существует общий метод оптимального решения таких задач. Он основан на преобразовании сигнала, несущего информацию об объекте, в спектр частот исходного сигнала, который подвергают дальнейшей обработке (фильтрации) с помощью частотных фильтров, пропускающих лишь излучения определенных частот. Оптический сигнал, представляющий собой распределение амплитуд и фаз световой волны, идущей от объекта, также может быть разложен на частотные составляющие. Однако в отличие от частот радиодиапазона (временных), свет разлагается на пространственные частоты, которые можно наблюдать непосредственно на. экране или проявленной фотопластинке. [c.50]

Многим перечисленным требованиям удовлетворяют преобразователи с неравномерным распределением амплитуды при излучении и чувствительности при приеме. Ранее отмечено, что для такого преобразователя с амплитудой, возрастающей от центра к краю в соответствии с законом (рл/й)", характерны слабые осцилляции в ближней зоне. Диаграмму направленности преобразователя с осесимметричным неравномерным распределением амплитуды рассчитывают путем разбиения его на ряд тонких кольцеобразных преобразователей и последующего интегрирования по радиусу. Результаты показывают, что такие преобразователи [c.82]

Свет же от обычной лампы можно рассматривать как суперпозицию некоррелированных световых волн, испущенных спонтанно атомами вещества. Заметим, что поскольку такое излучение происходит по существу в условиях теплового равновесия, его называют тепловым. В этом случае, поскольку число таких некоррелированных излучателей очень велико, согласно центральной предельной теореме статистики распределение амплитуды вещественной и мнимой частей величины Е должно подчиняться закону Гаусса. Таким образом, мы имеем р(Е) ехр—С—постоянная, которая, как нетрудно заметить, равна средней интенсивности пучка . Согласно определению интенсивности /, данному в выражении (7.7), можно [c.446]

В ряде практических ситуаций важно обнаружить и выделить из шумов полезный сигнал, являющийся некогерентным (например, при приеме многомодового излучения лазера, прошедшего турбулентную атмосферу при обнаружении ретранслированного и несущего информацию или отраженного от цели когерентного излучения оптически шероховатой отражающей поверхностью и т. д.). Поскольку некогерентный сигнал и шумовое поле имеют гауссовское распределение амплитуд и описываются гауссовскими весовыми функциями (плотность распределения вероятностей комплексной амплитуды), то и весовая функция, соответствующая суперпозиционному полю также является гауссовской. В частном случае при выделении некогерентного сигнала и медленно флуктуирующих шумов при близких частотах сигнала й шума и медленных флуктуациях сигнала распределение вероятностей потока фотоэлектронов характеризуется законом Бозе—Эйнштейна (10 а) 1 табл. 1.1). Однако в общем случае присутствие шумового поля вызывает изменение распределений при этом спектрально — корреляционные характеристики шумового поля, величина смещения центральной частоты шума относительно центральной частоты сигнала и время наблюдения Т существенно изменяют вид получающихся распределений. [c.48]

Эффективность приема оптической системы зависит от уровня внешних и внутренних помех. По виду статистических распределений внешние и внутренние шумы могут подразделяться на ряд типов, описываемых в основном распределениями Пуассона и Бозе—Эйнштейна нередко, однако, шумовое излучение характеризуется отрицательно-биномиальным распределением. Такие источники шумового излучения, как Солнце, Луна, звезды, рассеянное излучение атмосферы являются внешними тепловыми источниками (ансамбль некогерентных макроскопических излучателей) статистическое распределение фотонов для этих источников при значительной их интенсивности является распределением Бозе— Эйнштейна, поскольку амплитуды излучения распределены по закону Гаусса. Следует, однако, отметить, что когда интенсивность теплового излучения мала, т. е. энергия, приходящаяся на степень свободы шумового поля, незначительна, распределение-описывается законом Пуассона, так как последний является предельным для ряда рассматриваемых здесь распределений (см. приложение 2). [c.51]

Гауссовы пучки. Перейдем теперь к рассмотрению задач, требующих применения аппарата волновой матрицы. В первую очередь изучим поведение так называемых гауссовых пучков, имеющих сферические волновые фронты и распределение амплитуды, описываемое изображавшейся на рис. 1.4 функцией Гаусса Е г) = Eq ехр [—(r/vv) ]. Расстояние w, на котором амплитуда спадает в е раз по сравнению с ее значением на оси Eq, чаще всего называют радиусом пучка мы будем именовать w параметром ширины — это название труднее спутать с радиусом кривизны волнового фронта и тому подобным. Кстати, поскольку интенсивность излучения [c.28]

Из этих примеров со всей очевидностью следует, что неравномерность распределения амплитуды поля сравнительно слабо сказывается на осевой силе света (а следовательно, и на расходимости излучения). [c.50]

Более подробное рассмотрение ([16], 5.3) действительно показывает, что если две следующие в разные стороны волны комплексно сопряжены в какой-то одной плоскости, то их волновые фронты и формы распределений амплитуды полностью совпадают во всем пустом пространстве. Поэтому неудивительно и отмеченное выше свойство угловых распределений излучения таких волн они находятся между собою в том же соответствии, что и картины распределений на расположенных далеко слева и справа сечениях одного из пучков, изображенных на рис. 1.16. [c.51]

Рис. 1.17. Угловые распределения излучения источников с равномерно распределенной амплитудой и сферическим волновым фронтом 1 - геометрическая компонента расходимости отсутствует (плоский волновой фронт - та же кривая, что и на рис. 1.14) 2 - Н р - 2 /h (стрелка прогиба волнового фронта Л./4) 3 - h/ р = = 4,5 /h (стрелка прогиба 9Х/16) 4 - h/ р - S /h (стрелка прогиба Л.)

Для вычисления эффективности т]э преобразователя в схеме КВС удобно воспользоваться тем же подходом, что и в случае схемы касательного синхронизма (см. гл. 3, 5). Определяющим, как и прежде, является то обстоятельство, что пространственное распределение интенсивности излучения Os в области формирования идеального изображения совпадает по форме с дифракционным распределением. Это позволяет выбрать амплитуду экви- [c.110]

Здесь предполагается, что при прохождении излучения сквозь диффузный рассеиватель распределение амплитуд в плоскости голограмм усредняется по всем направлениям, соответствующим совокупности опорных углов вг, которая определяется индикатрисой рассеяния диффузора. Через Д(дс) обозначена разность хода, дополнительная к разности хода, обусловленной наклоном оси опорной волны, и включающая случайные изменения фазы, вносимые структурой диффузора. [c.49]

Если спектр излучения таков, что амплитуда света с волновыми числами между (т и a+da равна S(a)da, то пространственное распределение амплитуд дается выра- [c.651]

Переходя теперь к резонатору, следует отметить, что наличие анизотропии приводит к появлению еще одного требования, накладываемого на моды резонатора состояние поляризации на любой выбранной отсчетной плоскости после полного прохода резонатора должно воспроизводиться (в качестве такой отсчетной плоскости обычно выбирают выходное зеркало). Подобно тому как требование воспроизведения распределения амплитуды и фазы поля [т. е. существование мод резонатора (см. п. 2.1)] приводило к решению задачи на нахождение собственных значений некоторого интегрального уравнения, воспроизведение поляризационного состояния излучения математически может описываться задачей нахождения собственных значений матрицы Джонса / резонатора для полного прохода. Последняя определяется как произведение соответствующих матриц элементов резонатора, записанное справа налево в порядке прохождения излучением (рис, 2.26). [c.90]

Пример 3.1. Рубиновый лазер излучает импульсы линейно поляризованного света с гауссовым распределением амплитуд по круговому сечению пучка. Энергия в импульсе, продолжительность импульса и эффективный радиус пучка равны соответственно 1 Дж, 100 мкс, 5 мм. Считая мгновенную мощность в течение импульса излучения постоянной, определить ее значение, плотность потока энергии на оси пучка, амплитуду напряженности электрического поля и амплитуды индукции и напряженности магнитного поля на расстоянии 2 мм от оси пучка. [c.32]

Выразим Ео через плотность потока энергии излучения, предполагая распределение амплитуд волн в пучке в виде (г) = Ео у/ —г /аК (57.15) [c.340]

Другой важный частный случай — гауссовы волны (или гауссовы пучки, см. 6.4), в которых распределение амплитуды по волновой поверхности описывается функцией Гаусса и имеет конечную ширину. Гауссовы волны могут служить математической моделью излучения оптических квантовых генераторов (лазеров). [c.18]

Затем находятся и анализируются статистические характеристики (распреде-леиие фотоэлектронов, производящая функция и факториальные. моменты) одномодового когерентного лазерного излучения. Исследуются статистические характеристики одномодового излучения ОКГ при различных распределениях амплитуды излучения ((вариации распределений. могут происходить при распро-странеиии излучения в турбулентной ореде, при различных преобразованиях оптических лолей и т, д.). Находятся н исследуются статистические характеристики шумовых ((тепловых) или некогерентных полей, а также суперпозиции некогерентных и когерентных полей. Определяются статистические характеристики излучен1ия 0 К Г при наличии различных механических воздействий (вибраций, тряски и т. д.). Находятся статистические характе,ристики модулироваи- Ы.Х оптических полей. [c.201]

ТО структура пучка, выходящего из лазера, оказываетея такой же, как и при дифракции нескольких когерентных плоских волн, падающих на экран с отверстием под небольшими углами, при условии, что форма эквивалентного отверстия совпадает с формой зеркал. В случае, например, прямоугольных зеркал угловое распределение амплитуды выражается функциями типа приведенных в 42. Если же резонатор соетоит из соосных сферических зеркал, то генерируемое излучение часто имеет вид гауссова пучка (см. 43). Фотографии, показанные на рис. 9.8 (см. стр. 185), получены для различных поперечных сечений пучка, выходящего из гелий-неонового лазера (>. = 632,8 нм). Как мы видим, интен- [c.802]

ПОЛЯ в резонаторе увеличивается. Как было выяснено в 224, по мере роста мощности излучения коэффициент поглощения фильтра и доля поглощенной в нем энергии уменьшается, а доля энергии, прошедшей фильтр, увеличивается, или, как говорят, фильтр просветляется излучением. Если среда фильтра достаточно малоинер-цнонна (для фильтров специально подбираются такие среды), то сказанное относится к мгновенному значению потока, падающего на фильтр чем больше мгновенное значение мощности, тем сильнее просветляется фильтр. В итоге самый сильный выброс будет ослабляться фильтром в меньшей степени, чем все остальные, и в каждом последующем цикле его преимущественно малое ослабление будет все более усугубляться. Процесс выделения наиболее мощного выброса иллюстрируется рис. 40.20, а—в, на котором изображено лишь относительное распределение амплитуды поля и совсем не нашло отражения огромное увеличение общей энергии. [c.815]

И. у. применяют в разл. радиоэлектронных устройствах и электронных системах, включая ЭВМ. Они входят в состав многих физ. приборов и установок, в частности связанных с физикой элементарных частиц ускорителей, анализаторов излучений и др. В эксперим. ядерыой физике процессы в детекторах частиц преобразуются в электрич. импульсы, к-рые затем подвергают временному и амплитудному анализу. При временном анализе устанавливают временные характеристики одиночных импульсов и потоков импульсов. Амплитудный анализ состоит в установлении распределения амплитуд импульсов (см. Амплитудный анализатор. Амплитудный дискриминатор). [c.133]

В распределённых системах (см. Система с распредели ними параметрами) амплитуда и фаза колебаний зан 1 сят от пространственных координат. Линейные распре делённые колебат. системы характеризуются набороя нормальных частот и собств. ф-ций, к-рые описываю пространственное распределение амплитуд собст , 1 колебаний. Резонансные свойства (добротность) пределённых систем определяются не только собш затуханием, но и связью с окружающей средой, в и-ру происходит излучение части энергии колебаний, (электрич., упругих я др.). В распределённых сис№ мах, обладающих высокой добротностью ( 1 [c.310]

В настоящее время (1990-е гг.) существует много разл. лазеров, работающих во всех диапазонах спектра — от рентгеновского до далёкого инфракрасного. Однако применение лазерных усилителей в оптич, приборах до сих пор весьма ограничено. Связано это с тем, что усилители в лазерах и оптич. системах используются по-разному. В лазерах обычно стремятся получить предельно высокую направленность излучения, применяя для этого оптические резонаторы и ограничивая число генерируемых мод. В оптич. системах обычно требуется передать болыпой объём информации, заложенный в распределении амплитуд и фаз (иногда и поляризации) по полю зрения, на к-ром укладывается порядка 10 разрешаемых элементов. Такая много-канальность и есть одно из осн. преимуществ оптич. систем с У. я. Это накладывает дополнит, требования на У. я. для оптич. приборов, к-рый должен обладать большой угл. апертурой, чтобы пропустить большой объём информации, обеспечивать значит, усиление за один проход усиливающей среды и, естественно, не должен вносить искажений в усиливаемые световые поля. Достижение высокого усиления (а желательно иметь коэф. усиления 0,1 — 1,0 сми составляет осн. трудность на пути создания лазерных У. я. для оптич. систем. Высокий коэф. усиления (при прочих равных условиях) легче получить для узкого спектрального интервала и в коротких импульсах. [c.243]

При записи оптич. информации в двухслойной структуре воздействие светового сигнала приводит к стеканию части поверхностного заряда на подложку (тем большему, чем больше освеп1ённостъ данного микроучастка поверхности) в трёхслойной структуре, напротив, заряд противоположного знака переходит с подложки на граничащую с запоминающим слоем поверхность фотополупроводника. В обоих типах структур м.-статич. силы притяжения разноимённых зарядов деформируют поверхность мягкого запоминающего слоя (либо сразу, либо после его нагревания—т, п, теплового проявления), образуя рельеф, в к-ром распределение глубины соответствует распределению потока излучения по поверхности, т. е. в получаемом рельефе кодируется оптич. информация. При считывании записанной информации различия толщины рельефа вызывают разл. изменения фазы считывающей световой волны. Фазовые различия не воспринимаются глазом и др. приёмниками оптич. излучения. Поэтому их преобразуют в изменения амплитуды световой волны (т. е. интенсивности считывающего пучка), к-рые регистрируются приёмниками излучения (включая глаз). Такое преобразование осуществляют гл. обр. теневым методом, но в принципе его можно сделать по аналогии е методом фазового контраста в микроскопии. [c.266]

Вьфажение для радиального распределения интенсивности в направлении от центра дифракционной картины при заданных значениях /i и длины волны X легко получить путем известного нам метода векторных диаграмм. Если, например, амплитуды излучения, поступающего в телескоп двумя п> гямк, сделаны равными, скажем, А, то результирующая интенсивность 1 в направлении 6 системы колец определяется выражением [c.132]

При возбуждении одной моды большим числом хаотических макроскопических источников имеет место гауссовское распределение амплитуд поля к такого рода хаотическому шумовому излучению относят тепловую радиацию, радиошумы с гауссовским распределением амплитуд, спонтанное излучение, излучение Че-ренкова, излучение неба, звезд и т. д. Нередки ситуации, когда прием и обнаружение полезного когерентного сигнала производится на фоне хаотического теплового излучения, поэтому знание статистических характеристик таких полей представляет несомненный интерес. Распределение вероятностей отсчетов фотоэлектронов описывается законом Бозе—Эйнштейна (подробнее об этом распределении см. ниже) (4 табл. 1.1). [c.23]

Задача обнаружения некогерентного сигнала на фоне медленно флуктуирующего шумового поля возникает в случае применения в качестве источника излучения ОКГ, работающего в многомодовом режиме. Амплитуда излучения такого источника распределена по гауссовскому закону, следовательно, распределение числа фотонов (фотоэлектронов) на временном интервале будет подчинено геометрическому закону (закону Бозе—Эйнштейна). Кроме того, этим законом распределения можно характеризовать монохроматическое когерентное излучение после прохождения неоднородной турбулентной атмосферы, когда временная н пространственная когерентности полностью нарушаются. В световой локации излучение тавогО рода наблюдается при диффузном отражении когерентного сигнала оптически шероховатой поверхностью. [c.62]

Тошсая линза со сферическими поверхностями является так называе- ШМ квадратичным фазовым корректором. Дело в том, что прохождение параксиального пучка через такую линзу, поверхности которой просветлены, не сопровождается заметным изменением распределения интенсивности излучения (просто из-за малости дистанции). Меняется только форма волнового фронта, что эквивалентно умножению распределения комплексной амплитуды на чисто фазовый множитель, вид которого, как мы увидим, вполне оправдывает данное выше название. [c.17]

Простейшие методы уменьшения расходимости и ее измерение. Приведенное выше рассмотрение угловой расходимости различных источников отнюдь не является исчерпывающим, однако должно облегчить понимание того, как влияют на расходимость те или иные факторы, рассматриваемые в дальнейшем. Основной вьшод, который пока можно сделать, — для получения малой расходимости следует в первую очередь стремиться к постоянству фазы излучения на выходном сечении источника. Неравномерность распределения амплитуды далеко не так страшна даже многочастотность опасна только тогда, когда значительная доля общей мощности приходится на компоненты или с большой расходимостью, или с различающимися направлениями распространения. Отсюда следует, что самые простые и в то же время достаточно радикальные методы уменьшения расходимости сводятся к применению тех или иных фазовых корректоров — элементов, воздействующих на фазовое распределение. [c.57]

Нетрудно заметить, однако, что проведенный Аббе эксперимент был гораздо шире первоначальной теории и сводился не столько к проверке разрешающей способности микроскопа, сколько к проверке возможности синтеза произвольного изображения посредством управления параметрами волнового поля. Впервые этот вывод из теории Аббе был отчетливо сформулирован немецким физиком X. Боршем, который предложил полностью отказаться от использования каких-либо объективов и формировать изображения заданных объектов, воссоздавая в некоторой плоскости соответствующее им распределение волнового поля [7]. Модулируя поле плоской волны маской, в которой была просверлена заранее рассчитанная система отверстий, я вводя фазовые сдвиги в излучение с помощью тонких слюдяных пластинок, X. Борш осуществил синтез изображений решеток некоторых кристаллов. В дальнейшем эта методика была усовершенствована в Англии У. Брэггом, который предложил получать такие маски фотографическим путем [8]. Однако методы X. Борша и У. Брэгга можно было использовать только для синтеза изображений простейших объектов обычно это были кристаллы с определенной симметрией. Усложнение объекта вело к необходимости расчета и воссоздания чрезвычайно сложной картины распределения амплитуд и фаз, что было невозможно осуществить имеющимися в то время методами. Основной результат этих работ заключался в том, что они явились основой, на которой был разработан голограммный метод Габора. [c.46]

Интересно отметить, чго в случае, когда сфокусированная голограмма регистрируется без диффузного рассеяния объектного пучка, наблюдение восстановленного изображения при освещении такой голограммы излучением лазера существенно затруднено вследствие точечных размеров источника. Наблюдение всего изображения в этом случае можно обеспечить путем проекции его на зкран, для чего изображение должно быть действительным. Соответствующие условия бьши созданы путем проведения двух последовательных фурье-преобразований светового поля, возникающего в плоскости голограммы, с последующей фильтрацией одного из пучков первого порядка дифракции в фурье-плоскости. При помещении сфокусированной голограммы в переднюю фокальную плоскость линзы с фокусным расстоянием f распределение амплитуд в ее задней фокальной плоскости, как известно (см., например, [92]), описывается выражением [c.25]

Поляризационные характеристики излучения лазеров с пространственно однородной анизотропией. Отметим, что матричный метод, позволяя довольно просто определить собственные поляризации анизотропных резонаторов, не дает ответа на вопрос о том, какое состояние будет иметь излучение, реально генерируемое лазером (точно так же, как знание распределения амплитуд и фаз мод пустого резонатора не позволяет еще судить о расходимости света, испускаемого лазером). В связи с этим прежде чем перейти к рассмотрению лазеров с неоднородной анизотропией резонаторов, нужно остановиться на результатах экспериментального определения поляризационных характеристик излучения однородно-анизотропных лазеров. Экспериментальное исследование поляризационных характеристик таких лазеров часто осложняется тем, что при малой величине амплитудной анизотропии (и произвольной величине фазовой), когда разница потерь мод, связанная с поляризационной анизотропией, мала или вовсе отсутствует, генерируется смесь собственных поляризаций. Излучение при этом оказывается квазинеполяризо-ванным и разделить его на составляющие довольно сложно. Отметим, что можно добиться весьма сильной дискриминации по потерям мод, входящих в генерацию, при работе лазера в режиме пассивной модуляции добротности. Наряду с известным [c.93]

Теперь, на основании развитой теории волновой голографии, можно сказать, что принцип трехмерной голограммы в общих чертах состоит в следующем. На первом этапе, для записи голограммы, фотопластинка, имеющая толстый эмульсионный слой, устанавливается перед объектом со стороны источника. После экспозиции и проявления в эмульсионном слое фотопластинки образуется трехмерная слоистая структура, моделирующая пространственное распределение интенсивности в стоячей волне, образованной в результате наложения излучения, рассеянного объектом, и излучения источника. Такая структура обладает селективностью (она играет роль интерференционного фильтра) по отношению к падаю-Ш му на нее излучению и поэтому допускает восстанов-jiienne с помощью обычного источника со сплошным спектром (лампа накаливания. Солнце). Механизм воспроизведения голограммы заключается в следующем. Поверхность пучностей данной стоячей волны есть геометрическое место точек, в которых фаза излучения источника совпадает с фазой излучения, рассеянного объектом. Очевидно, что если на зарегистрированную голограммой поверхность пучностей направить излучение источника, то фаза отраженной волны совпадет с фзг ЗОЙ излучения, рассеянного объектом. Амплитуда в этом случае восстанавливается, поскольку коэффициент отражения рассматриваемого слоя пропорционален амплитуде излучения, рассеянного объектом. Каждую зарегистрированную трехмерной голограммой поверхность стоячей волны можно Представить как зеркало сложной формы, которое преобразует сферическую волну источни-ка в волну, полностью идентичную волне излучения, рассеянного объектом. Таким образом, оказывается, что двухмерная голограмма в действительности представляет собой лишь частный случай более общего явления. Существенно более полный комплекс отображающих свойств заключен в объемной картине интерференции — стоячей волне. Трехмерная модель такой волны (голо- [c.108]

Формула (36.19) для разрешающей способности объектива получена на основании соотношения (33.27), которое было выведено в предположении, что амплитуда и фаза падающей волны постоянны во всех точках отверстия объектива (однородная апертура). При этом условии единственным способом увеличения, разрешающей способности при фиксированнш длине. волны является увеличение радиуса объектива. Однако радиус центрального дифракционного максимума в дифракционной картине на круглом отверстии фиксированного радиуса может быть уменьшен специальным подбором распределения амплитуд и фаз излучения в плоскости объектива, вследствие чего увеличивается разрешающая способность объектива Однако при этом интенсивдостъ центрального максимума уменьшается Следовательно, если допустимо уменьшение яркости изображения, то разрешающую способность объектива можно увеличить без увеличения его радиуса за счет соответствующей фазово-амплитудной г одуляции падающего на объект , света. [c.243]

Соотношения (8) и (9) показывают, как можно найти распределение освещенности в изображении входного отверстия, даваемое идеализированным спектральным прибором, если на его вход падает монохроматическое излучение. Если излучение было пространственно-когерентным, то по известному распределению плотности амплитуд поля световой волны в изображении точки прежде всего определяется распределение амплитуд в 3o6paKeHHH входного отверстия. Для этого необходимо произвести свертку распределения амплЯтуд, найденного в приближении геометрической оптики с распределением амплитуд в изо- [c.19]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...