Зеркала Френеля

К интерферометрам с делением фронта волны относятся дифракционная решетка, зеркала Френеля, интерферометр Рэлея и Др. [c.10]

Рассмотрим образование интерференционной картины при помощи зеркал Френеля (рис. 93). Из точечного источника света I [c.136]

Рассмотрим образование интерференционной картины при помощи зеркал Френеля (рис. III. 1). Лучи 1 и 2, выходящие под некоторым углом р из точечного монохроматического источника света L, падают на плоские зеркала и Sg и, отразившись от них, приходят под углом W в точку р. [c.118]

Из рис. 111.4 видно, что при размере источника света, превышающем критический, происходит частичное восстановление контраста до значения К 0,2. Однако такой способ повышения яркости картины при значительном снижении контраста на практике не применяется. С учетом сказанного выше и геометрических построений (см. рис. 111.1) имеем для критической ширины щели в схеме зеркал Френеля [c.121]

Рис. II .4. Изменение контраста полос при увеличении щели в схеме зеркал Френеля

Конечный спектральный интервал источника света. Пусть зеркала Френеля освещаются полихроматическим источником света. Такой свет есть совокупность некогерентных монохроматических компонент, занимающих некоторый спектральный интервал. [c.122]

Рис. 7.10. Зеркала Френеля, освещаемые источником в виде щели.

Зеркала Френеля. В 1816 г. Френель осуществил следующий интерференционный опыт. Свет от узкой ярко освещенной щели 5 (рис. 116) падал на два плоских зеркала СО и СЕ, наклоненных друг к другу под углом, близким к 180°. Щель 5 устанавливалась параллельно линии С пересечения плоскостей зеркал. При отражении падающий пучок разделялся на два когерентных пучка, как бы исходивших от прямых 51 и 5г, являющихся мнимыми изображениями щели 5 в зеркалах. Прямой свет от источника 5 загораживался непрозрачной ширмой ММ. На экран Э [c.200]

В методе зеркал Френеля (рис. У.2.6) пу- [c.368]

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]

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]

На рис. 4.26 приведены зависимости функции U от х/а для двух значений числа Френеля N. На расстоянии tWs от центра зеркала амплитуда электрического поля на нем уменьшается в е раз относительно своего максимального значения, причем величина Ws дается выражением [c.198]

Обратим здесь внимание на возможность иной интерпретации числа Френеля. С помощью выражения (4.91) нетрудно показать, что N = (1/л) ( a jw 1). Отсюда мы видим, что с точностью до постоянного коэффициента число N равно отношению поперечного сечения зеркала (ла для круглого зеркала) к поперечному сечению моды (яш на зеркале). [c.199]

Френеля дифракционные потери в конфокальном резонаторе значительно меньше, чем в резонаторе с плоскими зеркалами. Это нетрудно понять, если заметить, что благодаря фокусирующему действию сферических зеркал поле в конфокальном резонаторе сосредоточивается главным образом вдоль оси резонатора (ср., например, кривые на рис. 4.26 и 4.21 или на рис, 4.27 и 4.23 при одних и тех же значениях числа Френеля). [c.202]

Для расщепления предметного пучка могут быть использованы различные светоделители — зеркало Ллойда, бипризмы Френеля, зеркало Френеля, линзы Бийе, фазовая пластинка Френеля, дифракционные решетки, интерферометры и другие устройства. Наилучшей системой расщепления волны света от предмета является система, в которой в качестве светоделителя используется дифракционная решетка с синусоидальным профилем. Оптическая схема получения голограммы при пространственно некогерентном, освещении приведена на рис. 1.8. [c.22]

Другой интерференционный опыт, аналогичный опыту Юнга, но в меньшей степени осложненный явлениями дифракции и более светосильный, был осуществлен Френелем в 1816 г. Две когерентные световые волны получались в результате отражения от двух зеркал, плоскости которых наклонены под небольшим углом б друг к другу зеркала Френеля, рис. 5.5). Источником служит узкая ярко осве-вещенная щель 5, параллельная ребру между зеркалами. Отраженные от зеркал пучки падают на экран, и в той области, где они перекрываются, возникает интерференционная картина. От прямого попадания лучей от источника 5 экран защищен ширмой. Для расчета освещенности 1 х) экрана можно считать, что интерферирующие волны испускаются вторичными источникам 5 и 52, представляющими собой мнимые изображения щели 5 в зеркалах. Поэтому [c.208]

С точки зрения принципа устройства, интерферометры можно разделить на две группы. К первой группе относятся приборы, в которых интерференция происходит между различными пучками лучей, распространяющимися от одной светящейся точки. Характерными приборами данной группы являются интерферометры с использованием зеркал Френеля и интерферометр Рэлея, рассматриваемый ниже. Они просты в эксплуатации, не очень чувствительны к вибрациям и поэтому нет необходимости в высоких требованиях к жесткости их конструкции. К интерферометрам второй группы относятся приборы, в которых интерференция возникает между двумя пучками лучей, происшедшими из одного первичного пучка. К приборам этой группы относятся интерферометры Майкельсона, Цендера—Маха, Жамена и др. [c.162]

Зеркала Френеля и другие аналогичные устройства. Исторически опыты Юнга сыграли важную роль в становлении волновой теории свега Они также дали метод (хоти и небольшой точности) измерения длины волны монохроматического света с помощью исключительно простой аппаратуры Для этого необходимо только измерить с1, а и расстояния между полосами, которые [c.247]

И предположим, например, что зеркала Френеля освещены полихроматическим светом от точечного источника 5 (см. рис. 7.5). Как мы увидим далее (см. ц. 7.5.8), такой свет можно представить как совокупность некогерептных монохроматических компонент, занимающих некоторый частотный диапазон. Каждая компонента образует свою интерференционную картину, аналогичную писанной выше, а полная интенсивность в любой точке равна сумме интенсивностей в таких монохроматическцх картинах. Предположим, что диапазон длин волн источника равен Д .о, а средняя длина волны Хо. Центральные максимумы всех монохроматических интерференционных картин, соответствуюии1е равенству путей от 5, и совпадают в точке О, но в любом другом месте появляющиеся картины смещены друг относительно друга, ибо их масштаб пропорционален длине волны. Максимумы т-го порядка займут в плоскости наблюдения участок Дл , равный, согласно (8), [c.249]

Для получения более яркой картины необходимо увеличить ширину щели источника, но это приводит к тому, что полосы станут менее четкими. Рассмотрим в качестве примера зеркала Френеля. Если источник 5 сместить в положение 5 под прямым углом к 5Л в плоскости 5515г (рис. 7.10), то и вторичные источники 51 и 5 переместятся в положение 5 и 5 и с точностью до членов второго порядка расстояние (I между ними и, следовательно расстояние между полосами, не изменкгсч однако центральная полоса переместится из точки О [c.250]

Бизеркала Френеля. Два плоских зеркала (рис. 4, И) составляют друг с другом угол, близкий к 180" (угол ф мал). Волновой ( )ронт света, идущего от источника S, с помощью этих зеркал разбивается на два. Встречаясь друг с другом, они дают в области взаимного перекрывания интерференционную картину. Мнимые изображения источника S в зеркалах Si и Sj играют роль когерентных источников — являются виртуальными когерентными источ- [c.81]

Френель практически осуществил этот прием, заставив свет от источника отражаться от двух зеркал, расположенных под углом, близким к 180° (бизеркала Френеля). Путь лучей показан на рис. 4.3. [c.71]

А теперь кратко обсудим вопрос об относительной величине энергии, покидающей объем резонатора, образованного плоски.ми зеркалами, вследствие дифракции за время одного цикла. Для того чтобы дифракционные потери были малыми, дифракционное уширение пучка должно составлять небольшую часть от поперечных размеров зеркал. В этом случае, как известно, мы имеем дело с дифракцией Френеля, и пучок расширяется на величину, примерно равную радиусу первой зоны Френеля iXL. Если бы вблизи одного из зеркал амплитуда сохраняла постоянное значение вдоль волнового фронта, то относительные потери за счет дифракции при достижении второго зеркала были бы, очевидно, пропорциональны кЫа + iXLIb. Однако амплитуда поля на краю зеркал обращается в нуль, в результате чего потери оказываются пропорцио-наль.чыми кубам отношений ]/ХЕ/й, Y kL/b (см. упражнение 252). Кроме того, потери увеличиваются с ростом т а п, т. е. потери минимальны для аксиальных волн и увеличиваются по мере возрастания угла между осью резонатора и волновым вектором. [c.807]

Экономичность солнечных установок возрастает при росте температуры. Но для этого требуется использование специальных устройств, которые концентрируют солнечное излучение — параболические зеркала, линзы Френеля и т. п. Примером такого устройства могут служить солнечные кухни для бытового использования, выпуск которых в СССР начат в 1977 г. Кухня представляет собой параболический отражатель диаметром 1,2 из электрополированного алюминия, укрепленный на поворотном штативе. В фокусе отражателя устанавливается сосуд для кипячения воды или приготовления пивди. [c.180]

Брэгг — френелевская оптика. Использование объёмной дифракции на многослойной или кристаллич. структуре с определ. формой поверхности или изменением периода отражающих плоскостей позволяет создать оптич. элементы, совмещающие высокое пространственное разрешение ЗПФ и высокое спектральное разрешение и механич. стабильность многослойных и кристаллич. структур. Идеальная брэгг-френелевская линза (ВФЛ) — трёхмерная голограмма точки, представляющая собой систему эллипсоидов или параболоидов вращения границ трёхмерных зон Френеля (рис. 7). БФЛ обладает хроматич. аберрациями, фокусирует все длины волн, отражаемые решёткой, в одну точку. Однако такая система весьма трудна в реализации, т. к, требует создания очень точной формы поверхности кристалла или зеркала. Синтезированные БФЛ, обладая всеми свойствами объёмных БФЛ, позволяют использовать плоские кристаллы или многослойные зеркала. Совмещая объёмные зоны Френеля с идеальной объёмной решёткой, периодической или апериодической, выделяя области, в к-рых положение границ системы объёмных зон Френеля и плоскостей решётки совпадают или отличаются не больше чем на четверть межшюскостного расстояния, получают структуру синтезированной БФЛ (рис. 7). Изменяя [c.350]

Теоретически для идеально однородного материала с топограммой Х(х) = onst и при хорошо известных зависимостях его оптич. характеристик от длины волны п(Я) и х(Я) можно рассчитать Х(Я) и X (ф) по Френеля формулам для поглощаювдих сред, во их применение ограничено несовершенством формы и структуры реальных образцов. Эксперии. топограммы хорошо отполированных пластинок (зеркал) свидетельствуют об остаточных неоднородностях 10 —10 , причём их [c.626]

ФРЕНЕЛЯ ЗЕРКАЛА (бизеркала Френеля)—оптическое [c.374]

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]

МОСТИ дифракционных потерь от числа N для симметричной (ТЕМоо) и антисимметричной (TEMoi) мод низшего порядка. Можно видеть, что с возрастанием N потери быстро убывают. Такое поведение нетрудно объяснить, если вспомнить, что N пропорционально отношению геометрического (0g) и дифракционного (6d) углов. Кроме того, такой результат можно понять, если заметить, что с возрастанием N поле на краях зеркала (д = а) уменьшается так, как показано на рис. 4.21 и 4.23. Действительно, именно это поле отвечает в основном за дифракционные потери. Наконец, следует заметить, что для данного числа Френеля потери для моды TEMoi всегда больше, чем для моды ТЕМоо. [c.196]

Обратимся теперь к продольному фазовому множителю в выражении (4.95). Вначале сделаем замечание относительно того, что, как и в интеграл Френеля — Кирхгофа (4.73), в выражение (4.95) не входит временная зависимость электромагнитного поля. Интеграл Френеля — Кирхгофа можно рассматривать как интегральное представление дифференциального уравнения Гельмгольца [см. (2.5а)]. Следовательно, как и в последнем случае, зависящая от времени и пространственных координат напряженность поля получается простым умножением части выражения (4.95), которая зависит от пространственных координат, на зависящий от времени множитель ехр [ (t2nv0]. в котором величина v дается выражением (4.94). Выбор знака + или — в экспоненте отвечает, как это следует из (4.95), волне, распространяющейся соответственно в положительном или отрицательном направлении оси z. Поэтому стоячую волну внутри резонатора можно рассматривать как суперпозицию двух этих волн. Таким образом очевидно, что входящая в (4.95) функция т з (г) = kz — (1 + т + I) ф г) = Аг — (1 + от + /) ar tg (2z/L) описывает изменение фазы волнового фронта в зависимости от координаты Z. Следовательно, с помощью этой величины можно найти, например, набег фазы, который приобретает волна при ее распространении в положительном направлении оси z от левого до правого зеркала на рис. 4.31. Заметим, что этот набег фазы не равен точно набегу фазы плоской волны, который равен kz. Данное обстоятельство приводит к двум взаимо.связан- [c.204]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...