Квадраты оптические

На рис. 2.3 приведена экспериментально построенная гистограмма оптической плотности почернения D в зафиксированном на пленке изображении шероховатого квадрата. Оптическая плотность определялась по центру каждого из пятен, составляющих изобра- [c.67]

Катушки электромагнитные 93 Квадраты оптические 475 Квалитет 438, 441 [c.488]

Рассеяние света в жидкостях. В 1910 г. А. Эйнштейн, исходя из идеи Смолуховского, дал количественную термодинамическую теорию рассеяния света в жидкости, учитывающую ее сжимаемость. Эйнштейн установил что интенсивность рассеянного света определяется кроме длины падающей световой волны абсолютной температурой и физическими постоянными среды — сжимаемостью, зависимостью оптической диэлектрической постоянной (обусловленной только световым полем, т. е. квадратом показателя преломления), от плотности. Эйнштейн, полагая, что рассеивающий объем и имеет форму куба, представляя флуктуацию оптической диэлектрической постоянной в виде [c.318]

Исходя из общих соображений, можно также до известной степени сделать понятным, почему разность — По в явлении Керра пропорциональна квадрату напряженности электрического поля. Действительно, изменение знака поля соответствует изменению на 180° положения кристалла, которому уподобляется вещество в электрическом поле, т. е. переворачиванию кристалла. Но такое переворачивание не меняет оптических свойств кристалла. Следовательно, и оптические свойства вещества не должны зависеть от направления электрического поля, т. е. разность — По должна быть пропорциональна четной степени напряженности поля, и именно второй, ибо члены высшего порядка играют меньшую роль. Теория также приводит к отношению Пе — п)1(По — п) = —2, установленному на опыте. [c.534]

Судя по монохроматичности спектральных линий, колебания электрона в атоме очень близки к гармоническим, и большинство оптических явлений в первом приближении хорошо истолковывается на основе представления о гармоническом колебании. Если же принять во внимание отступление от гармоничности, то указанная теория дает небольшое расщепление спектральных линий, пропорциональное квадрату электрического поля, а именно Доз (е 12т (и1)Е , очень малое по сравнению с Шд даже для больших достижимых полей. [c.630]

В отличие от фотопластинки, где на большой длине могут быть просмотрены только горизонтальные следы , а все наклонные выходят за пределы эмульсионного слоя, в эмульсионной камере наклонные следы, выйдя из данного слоя, продолжаются в соседнем, затем в следующем и т. д., пока частица не остановится или не выйдет за пределы эмульсионной камеры. Для того чтобы можно было быстро находить продолжения следов в соседних эмульсионных слоях, на все слои перед разборкой эмульсионной камеры наносится (при помощи рентгеновских лучей или оптическим методом) единая координатная прямоугольная сетка с расстояниями между линиями в несколько миллиметров. Таким образом, поиск продолжения следа в соседнем слое производится в определенном квадрате, расстояния от сторон которого могут быть измерены при помощи окулярной шкалы микроскопа. Если сопоставление следов в соседних слоях сделано правильно, то координаты конца следа в одном слое должны совпадать с координатами начала следа в соседнем слое. [c.591]

При опытной проверке формул Френеля, как и вообще в большинстве оптических экспериментов, измеряется не амплитуда световой волны, а интенсивность света, пропорциональная квадрату амплитуды. [c.19]

Рассмотрим сначала некоторые положения теории рэлеевского рассеяния света. Отметим, что в дальнейшем речь будет идти о рассеянии света в низкомолекулярных однородных и изотропных жидких системах, т. е. мы исключаем из рассмотрения растворы высокомолекулярных соединений, жидкие кристаллы, а также жидкости, содержащие какие-либо примеси, нарушающие оптическую однородность рассматриваемой системы. Частота возбуждающего электромагнитного излучения vo долл- на находиться в таком диапазоне, где жидкость для этого излучения прозрачна, т. е. полосы поглощения, обусловленные внутримолекулярными переходами, на шкале частот расположены далеко от vq. При изуче-НИИ рэлеевского рассеяния света используют, как правило, электромагнитные волны, частоты которых расположены в оптическом диапазоне частот. Известно, что в этом диапазоне частот диэлектрическая проницаемость среды е равна квадрату показателя преломления п E=rfi. [c.107]

Зависимость е от частоты. Как уже отмечалось, время установления электронной и ионной поляризации весьма мало поляризация диэлектриков в этом случае полностью устанавливается за очень небольшое время по сравнению с полупериодом напряжения даже при наиболее высоких частотах, используемых 3 электротехнике и радиотехнике. Поэтому у таких диэлектриков нет заметной зависимости е от частоты (рис. 4.4). У этих веществ квадрат показателя преломления п в оптическом диапазоне частот практически равен е на радиочастотах. Например, для неполярного газа -водорода - при нормальных давлениях и температуре п = 1,00014, п = 1,00028, =1,00027-, для неполярной жидкости - бензола - п=1,55, п =2.40 =2,56, а для алмаза - вещества с очень большим значением показателя преломления -п=2,40, п =5,76 =5,7. [c.93]

Кинетику алюминирования при 680—700 °С изучали в течение 5—250 с (рис. 1). Полученные данные были описаны совокупностью экспоненциальных кривых с использованием метода наименьших квадратов и имели следующий вид при оптическом методе измерения [c.188]

Замеры оптической разности хода б проводились по линиям под углами 60 и 85° к оси трещины. Значение Оол = 0,16 МПа определено по формуле (8). Путем аппроксимации методом наименьших квадратов строились кривые изменения — Oj от г, затем по (7) и (9) определялись коэффициенты интенсивностей. Расчеты проводились на ЭВМ МИР-2. [c.327]

По поверке оптических квадратов [c.411]

В квантовой теории С. равно квадрату модуля амплитуды рассеяния. Полное С. рассеяния связано с мнимой частью амплитуды упругого рассеяния на нулевой угол оптической теоремой. [c.488]

В данном разделе мы рассмотрим некоторые эффекты, обусловленные нелинейным членом поляризации, который пропорционален квадрату электрического поля. Обсудим здесь два эффекта, а именно генерацию второй гармоники (ГВГ) и оптическую параметрическую генерацию (ОПГ). ГВГ имеет место, когда в нелинейном материале лазерный пучок с частотой ю частично преобразуется в когерентный пучок с частотой 2ш (этот [c.491]

В оптических системах, расстояния между компонентами которых не велики по сравнению с фокусными расстояниями последних, можно упростить выражение пятой суммы в том случае, когда зрачок системы находится внутри нее. Тогда величины у малы, а следовательно, можно в первом приближении пренебречь членами, содержащими у в квадрате и в кубе, н выражение для дисторсии примет вид [c.590]

Таким образом, оптическая плотность пропорциональна квадрату диаметра частиц и коэффициенту рассеивания света. [c.208]

Таким образом можно утверждать, что основным условием сохранения правильной передачи размеров и формы объектов в электронном микроскопе является недопустимость чрезмерного его нагревания. Поэтому нужно избегать повышения яркости изображения за счет излишнего увеличения тока электронного пучка. Просмотр объекта желательно проводить при пониженной яркости, увеличивая ее лишь на время фотографирования. По возможности следует сокращать также и время наблюдения. Фотографирование целесообразно производить при меньшем увеличении, но большем поле зрения, что дает возможность затем при оптическом увеличении полученных негативов детально рассмотреть отдельные участки объекта. Кроме того, с понижением увеличения в квадрате увеличивается яркость электронного изображения (при постоянной мощности облучения объекта), что дает возможность, следовательно, работать при меньших плотностях тока. [c.37]

Голограммы диффузных объектов более устойчивы к ограничению и квантованию, так как они (см. рис. 5.2) гораздо более однородны, чем голограммы зеркальных объектов (см. рис. 4.10). Информация об объекте на них распределяется по всей площ ади, как и в оптических голограммах с диффузным освеш ением объекта. В результате этого динамический диапазон голограммы сужается и эффекты квантования и ограничения сказываются только на появлении шума диффузности. На рис. 5.3 показано изображение, восстановленное с такой голограммы объекта, фаза коэффициента отражения которого задавалась как псевдослучайная величина, принимавшая с равными вероятностями значения О и зт, чем имитировалась диффузная подсветка объекта. Если бы голограмма записывалась и восстанавливалась без искажений, шума диффузности не должно было бы быть, поскольку при восстановлении случайная фаза, заданная на объекте, никак не фиксируется, а восстанавливается только его яркость, т. е. квадрат модуля амплитуды световой волны . [c.107]

Вопрос о влиянии больших оптических потерь на динамику одно-и Л/ -солитонных импульсов является более сложным. В этом случае трансформацию профилей интенсивности можно определить методами математического моделирования [22, 23]. На рис. 5.7 изображены полученные авторами [23 зависимости среднего квадрата длительности Л/ -солитонного импульса (N==2) от Z при различном уровне потерь б. Видно, что с ростом 5 наблюдается увеличение пространственного периода пульсаций и увеличение глубины модуляции. В численных экспериментах [23] обнаружен также распад связанного состояния солитонов на два разбегающихся импульса. Щ [c.208]

Чтобы оцепить влияние пятнистости на потери информации в голографической системе, необходимо определить относительную флуктуацию интенсивности в пятнистой структуре по сравнению с изменением интенсивности в изображении, а также спектральный состав пятнистой структуры [26, 30]. Для рассмотренного случая прохождения когерентного света через рассеивающий экран средняя интенсивность равна корню квадратному из среднего квадрата флуктуации интенсивности. Предельный размер пятен, наибольшие частоты структуры определяются дифракцией на апертуре, и поэтому размер пятен обратно пропорционален относительному отверстию оптической системы. [c.71]

Такая аберрация приводит к тому, что при формировании изображения квадрата его стороны изгибаются наружу. Обычно это имеет место в тех случаях, когда апертура размещается перед линзой. При этом линейное увеличение уменьшается с расстоянием от оптической оси. [c.67]

При такой дисторсии в изображении квадрата его стороны оказываются изогнутыми внутрь. Это обычно происходит, если апертура располагается за линзой. При этом линейное увеличение возрастает с расстоянием от оптической оси. [c.67]

Если материал обладает синхронизмом, то для соответствующего направления 1с интенсивность преобразованного излучения возрастает пропорционально квадрату пройденного расстояния (см. разд. 3.4). Суммарная интенсивность излучения на выходе из поликристаллического образца такого материала определяется в основном зернами, находящимися в условиях, близких к условиям синхронизма. Следовательно, для того чтобы оценить интенсивность сигналов на выходе из кристалла, надо оценить количество кристаллов, находящихся в условиях, близких к условиям синхронизма. Для оценки их числа вводится угол р, представляющий собой угол между двумя поверхностями индексов показателей преломления, пересекающимися в направлении синхронизма, и 0 - угол между направлением фазового синхронизма и оптической осью. Выражение для излучения второй гармонию после выхода из кюветы для достаточно больших зерен имеет вид [c.92]

Конечно в каждом конкретно формируемом оптическом изображении число ярких пятен Mq будет отличаться от расчетной величины. В качестве иллюстрации на рисунке 2.2 приведена типичная зависимость величины Mq от числа элементов разрешения, приходящихся на цель (штрих-пунктирная кривая). Эта зависимость соответствует случаю, когда наблюдалась плоская фигура, имевшая форму квадрата. Подсчет числа пятен проводился по негативам, полученным на пленке ТИП-15. Эта пленка обеспечивает линейный режим в достаточно широком диапазоне, так что даже слабые и незаметные на фотографиях пятна оказываются хорошо различимыми [5]. [c.67]

Из (57) видно, что выражение квадрата фототока состоит из трех членов первый дает постоянную составляюш,ую второй, обозначаемый далее y t), используется для стабилизации, а третий изменяется с удвоенной оптической частотой, и его зарегистрировать нельзя. [c.74]

Эти и предшествующие им результаты [3831, основанные на результатах Эйнштейна [186], согласно которым дополнительная диссипация пропорциональна квадрату завихренности частиц, свидетельствуют о том, что при течении Пуазейля частицы мигрируют по направлению к оси трубы. Однако в соответствии с точными экспериментальными данными [693] частицы концентрируются в ко.льцевом слое на расстоянии от оси трубы около 0,6 ее радиуса. Эксперименты проводились в стеклянной трубке внутренним диаметром 11,2 0,2 мм со сферическими частицами из полиметилметакрилата диаметром 0,32 0,8 1,21 и 1,71 мм в среде постоянной плотности, представляющей собой смесь глицерина, 1,3-бутан-диола и воды в различных пропорциях. Концентрация частиц изменялась от 0,33 до 4 частиц/см . Распределение концентрации определялось методом оптического сканирования. [c.41]

Как показалп опытные данные, оптическая анизотропия в этом случае прямо пропорциональна квадрату напряженности приложенного поля [c.290]

Мы пришли к выводу, что плотность потока энергии пропорциональна квадрату амплитуды электрического поля. Это общее и очень важное соотношение, на котором фактически основывается возможность регистрации распространяющихся электромагнитных волн различными приемниками. Практически все ггриемники света в той или иной степени инерционны. Поэтому они регистрируют среднее значение квадрата амплитуды Применяя радиофизическую терминологию, можно говорить, что приемники оптического излучения работают как квадратичные детекторы. [c.41]

Интересное и важное видоизменение самодифракции имеет место в оптических квантовых генераторах. Как было выяснено в 228, 229, электромагнитное поле внутри резонатора имеет вид бегущих навстречу друг другу волн. Если коэффициенты отражения зеркал близки к I, то бегущие волны обладают почти одинаковыми амплитудами и образуют, следовательно, стоячую волну. Квадрат ее амплитуды описывается функцией [c.827]

В общем случае в разложении поляризации по степеням поля необходимо учитывать также низкочастотные поля. Большинство нелинейных эффектов связано с членами ряда, пропорциональными квадрату и кубу амплитуды электрического поля. Квадратичная поляризация обусловливает существование таких эффектов, как генерация второй гармоники, оптическое выпрямление, линейный электрооптический эффект (эффект Поккельса) и параметрическая генерация. К эффектам, обязанным своим существованием поляризации, кубичиой по полю, откосятся геиерация третьей гармоники, квадратичный электрооптический эффект (эффект Керра), двухфотонное поглощение, вынужденное комбинационное рассеяние, вынужденное рассеяние Мандельштама — Бриллюэ-ка и вынужденное ралеевское рассеяние. [c.860]

При указанных выше допущениях предполагается, что непосредственно с каплей топлива соприкасаются его пары, навстречу которым диффундирует кислород. Горение происходит на некотором расстоянии от поверхности капли при стехиометрическом составе газов, т. е. при коэффициенте избытка воздуха 1,0. Последнее косвенно подтверждается тем, что видимая, т. е. определяемая оптическим пирометром, температура факела мало зависит от подаваемого через горелки количества воздуха, избыточная часть которого, таким образом, не успевает принять участия в горении и только разбавляет дымовые газы на последующих этапах массообме- на. Ниже зоны горения присутствуют только пары топлива и продукты горения, выше — кислород и продукты горения. Согласно теории время горения пропорционально поверхности капли или, что то же самое, квадрату ее диаметра. Выполненные, исходя из теоретических представлений, расчеты хорошо согласуются с опытными данными, получаемыми на конденсатных топливах (рис. 3-1). [c.45]

Сечение поглощения и вероятность испускания света примесным центром. Выражения для вероятностей вынужденных переходов в единицу времени с испусканием и поглощением кванта света были выведены в гл. 3 при переходе от бесконечномерной системы уравнений для матрицы плотности к оптическим уравнениям Блоха. Для такого перехода мы заменили эти вероятности, описываемые формулами (7.39), лоренцианом с полушириной 2/Т2. Подставим в формулы (7.39) явное выражение для квадрата частоты Раби = (47ra k/ft)(nk/V)d os at, где к — угол между дипольным моментом и вектором поляризации. Выразив с помощью формулы Пк/V — I/с число фотонов в единице объема через число фотонов I, приходящих на единичную площадку в единицу времени, мы можем выразить квадрат частоты Раби через интенсивность I падающего света [c.122]

Поскольку энергия возбуждения экситона Е = /гсо (со — частота падающего света), то из уравнения (3.44) следует, что с уменьшением размера наночастиц линии оптического спектра должны смещаться в высокочастотную область. Такое смещение (до 0,1 эВ) полос поглощения в спектрах наночастиц u l (й( = 31, 10 и 2 нм), диспергированных в стекле, наблюдали в работе [399]. На рис. 116 в качестве примера показаны оптические спектры наночастиц dSe [414] при уменьшении их диаметра полоса поглощения сдвигается в область более высоких энергий, т. е. наблюдается голубое смещение. В первом приближении энергия максимума полосы поглощения обратно пропорциональна квадрату радиуса г- частиц dSe. Большая ширина полос поглощения (примерно 0,15 эВ, или 1200 см ) обусловлена дисперсией размера наночастиц — отклонение диаметра частиц от средней величины составляло 5 %. Выполненный в [414] анализ позволил найти истинную ( гомогенную ) ширину линий поглощения, точно соответствующую данному размеру частиц в результате показано, что уменьшение диаметра наночастиц приводит к увеличению ширины линий поглощения (рис. 3.17, кривая 7). [c.113]

Здесь Тс — время жизни фотона в резонаторе (время релаксации квадрата амплитуды электрического поля). Из указанного выше второго свойства оптического резонатора следует, как мы увидим в дальнейшем, что в оптическом резонаторе резонансные частоты расположены очень близко друг к другу. Действительно, в соответствии с выражением (2.14) число мод резонатора N, расположенных в пределах полосы лазерной линии шириной Avo, равно N = Snv KAvo/ = 8я(КД ) (Л> оА), где Л>.о = = K .vol — ширина лазерной линии, выраженная в единицах длины волны. Из приведенного выражения видно, что N пропорционально отношению объема резонатора V к кубу длины волны. Так, например, если v=5-I0 Гц (частота, соответ-ствуюш,ая середине видимого диапазона), V=I см и Avo = 1,7-10 Гц [доплеровская ширина линии Ne на длине волны 0,6328 мкм см. выражение (2.81)], то число мод Л 4-10 . Если бы резонатор был закрытым, то все моды имели бы одинаковые потери и такой резонатор в случае его применения в лазере приводил бы к генерации очень большого числа мод. При этом лазер излучал бы в широком спектральном диапазоне и во всех направлениях, что является весьма нежелательным. Эта проблема может быть решена с помош,ью открытого резонатора. В таком резонаторе лишь очень немногие моды, соответствуюш,ие суперпозиции распространяюш,ихся почти параллельно оси резонатора волн, будут иметь достаточно низкие потери, чтобы стала возможной генерация. Все остальные моды резонатора соответствуют волнам, которые почти полностью затухают после одного прохождения через резонатор. Это главная причина, почему в лазерах применяется открытый резонатор Хотя отсутствие боковых поверхностей означает, что может возбуждаться лишь очень небольшое число мод, все же число генерируемых мод, как мы покажем ниже, может быть значительно больше, чем одна. [c.161]

В уравнении (5.1а) величина N t представляет собой полное число активных атомов (или молекул). В уравнении (5.16) слагаемое WpNg учитывает накачку [см. уравнение (1.10)]. Явные выражения для скорости накачки Wp как в случае оптической, так и электрической накачки уже были получены в гл. 3. В том же уравнении член BqNi соответствует вынужденному излучению. Скорость вынужденного излучения W, как показано в гл. 2, действительно пропорциональна квадрату электрического поля электромагнитной волны и, следовательно, пропорциональна q. Поэтому коэффициент В можно рассматривать как скорость вынужденного излучения на один фотон в моде. Величина т представляет собой время жизни верхнего лазерного уровня и в общем случае определяется выражением [c.238]

Рассмотрим сначала процессы, которые имеют место при распространении импульса в оптическом волокне. Прежде всего заметим, что при данном диаметре небольшого ядра одномодового волокна ( 4 мкм) импульс создает внутри ядра очень высокую интенсивность излучения. В этих условиях поле световой волны вызывает значительные изменения показателя преломления Ьп материала волокна. В действительности это изменение 6п пропорционально квадрату амплитуды поля импульса, так что мы можем записать Ьп = П2еА , где для кварца П2е X 10 mYB . Это явление обычно называют оптическим эффектом Керра. Поскольку интенсивность I пропорциональна А , величину 6п можно записать в более общепринятом виде [c.518]

Как и под действием электрического поля оптические характеристики материалов могут изменяться в результате воздействия магнитного поля. Различают линейные магнитооптические Эффекты [10, 21]—эффект Фарадея для проходящего через кристалл светового пучка и эффект Керра для отраженного света, а также пропорциональный квадрату напряженности магимт-пого поля эффект Коттона—Мутона (практически не используется в модуляторах). [c.26]

Другой способ описания передачи двумерной информации использует понятие пространственной частоты и. Эту величину можно интерпретировать как количество элементарных прямоугольников в единице площади. Каждый из них содержит по одному периоду оптического сигнала в направлениях хну. Очевидно, что если 2v — число полупериодов сигнала, укладывающихся в единице длины, и Vx=Vy, то u—2v x—число указанных квадратов в единице площади. Действительно, как нетрудно видеть, сторона квадрата, в вершинах которого распо-ложены ближайшие минимумы или максимумы, равна ljVxV 2, а площадь квадрата равна l/2v . В единице площади число таких квадратов, которые и являются повторяюишмися площадками, равно u=2v. . Величина 2u=4v x представляет собой частоту повторения и макси- [c.112]

В 1950 г. была выполнена обработка методом наименьших квадратов результатов оптических наблюдений за астероидом Эрот, проводившихся в период 1926—1945 гг., которая позволила определить орбиту этого астероида и уточнить восемь астрономических постоянных. Хотя природа этих наблюдений и отличается от радиолокационных, тем не менее данный эксперимент продемонстрировал возможность получения астрономической информации в результате радиолокационного сопровождения космических аппаратов. Судя по всему, аналогия здесь, по-видимому, более важна, чем различие в методах наблюдения. [c.118]

Несмотря на формальную простоту, эта интерпретация оптического преобразования с помощью интегралов Фурье имеет, вообще говоря, лишь ограниченную применимость, хотя Дюффье [5] дал много интересных примеров противоположного характера, поскольку интенсивность должна быть рассчитана в каждой точке путем суммирования амплитуд компонент Фурье и вычисления квадрата абсолютных значений суммарной компоненты. Но в дифракционной микроскопии, если удовлетворяются необходимые условия, т. е. если амплитуда равномерного когерентного фона велика по сравнению со всеми другими амплитудами, ситуация другая. Равномерный когерентный фон ио х,у) в соответствии с выражением (12) преобразуется также в равномерное распределение Uo X, У) = 1, и основной член, определяющий интенсивность, равен просто сумме действительных частей компонент Фурье. Таким образом, нам раскрылся новый аспект дифракционной микроскопии как процесса восстановления амплитуды в плоскости голограммы по дей< ствительной части периодических компонент, что уже отмечалось в статье I для особого случая. [c.286]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...