Майкельсона интенсивностей

Случай 1. Положим, что в интерферометр Майкельсона направляется свет от точечного источника (из точки S на рис. 4.20), излучающего монохроматический свет длиной волны X. При незначительном наклоне зеркала 3 относительно 3i наблюдаются полосы равной толщины от слоя воздуха переменной толщины, заключенного между зеркалом 3i и изображением зеркала За в пластинке П. Очевидно, что интенсивность, обусловленная интерференцией лучей, исходящих от некоторой толщины / воздушного слоя, равна [c.90]

Различие обусловливается тем, что в дифракционных решетках (включая и эшелон Майкельсона) суммируются N пучков равной интенсивности, тогда как в интерференционных спектроскопах суммируется бесконечное число постепенно ослабевающих пучков. [c.214]

Формула (50.4) показывает, что разрешающая способность спектрального аппарата равна произведению порядка спектра т на число световых пучков, интерферирующих в приборе. Число это для дифракционной решетки равно числу штрихов для пластинки Люм-мера—Герке или Фабри—Перо можно условно считать число N равным числу отраженных световых пучков значительной интенсивности (число эффективных лучей), которое тем больше, чем больше коэффициент отражения Я (см. 30). Для интерферометра Майкельсона Л/ = 2 для эшелона Майкельсона N равно числу пластин и т. д. [c.216]

Для вычисления видности полос, согласно ее обычному определению [уравнение (1.05)], необходимо получить максимальное и минимальное значения интенсивности на результирующей картине. В качестве одного из примеров Майкельсон рассматривал прямоугольный источник равномерной яркости (рис. 6.4, а), для которого была задана его ширина W. Распределение источника /(х), ориентированное параллельно щелям, теперь постоянно и может быть для простоты принято равным единице. В результате интегрирования уравнение (6.07) дает [c.128]

Теперь нужно учесть неравномерность распределения яркости. Если положим, согласно Майкельсону [37], что полная интенсивность от элементарной полоски S на расстоянии л (рис. 6.3) равна В х), то этим исключается дополнительная трудность, связанная с формой источника. Фактически это сводит задачу к определению одномерного распределения интенсивности. Более того, если рассмотреть частный случай четной функции В(х) (распределение яркости, которое симметрично относительно оси на рисунке) и если сделать замену переменной х на угловую переменную ф (изменяющуюся от - фо/2 до + Фо/2), то легко получается следующее соотношение для видности [c.129]

Для одномерного случая в общем виде, когда В(ф) не является четной функцией, но по-прежнему принимается то, что Майкельсон называл полной интенсивностью полоски шириной x... , получается выражение следующего вида [c.129]

Майкельсон исходил из следующего выражения для интенсивности света с длиной волны X в направлении 9 картины полос, полученной на спектральном интерферометре [c.135]

Майкельсон обратил внимание, что это выражение имеет в точности такую же форму, как и выражение для видности, относящейся к пространственно протяженному источнику. Уравнение (6.13) относится к распределению яркости В(ф), в то время как здесь мы имеем распределение интенсивности в спектре/(ст ). Именно в связи с уравнением (6.21) Рэлей [50] указал на присутствие соотношения Фурье. Одновременно он обратил внимание на трудность его использования при нахождении спектрального распределения из измерений видности ввиду отсутствия информации о фазах гармоник распределения ...сама по себе кривая видности дает не С и S, а Только + S из этого мы должны заключить, что в общем случае с кривой видности согласуется бесконечное множество структур... [c.136]

Таким образом, идея состояла в том, что если флуктуации интенсивности на двух близких антеннах коррелировали, то уменьшение корреляции (отсюда корреляционный интерферометр) с увеличением базы позволяло бы определять угловой размер источника (это был бы аналог метода Майкельсона, использующий интенсивности для измерения диаметров оптически видимых звезд). Тогда трудность, связанная с взаимной нестабильностью далеко разнесенных гетеродинов, была бы преодолена. (В то время не были разработаны атомные часы, которые сейчас используются в интерферометрии с длинными базами.) [c.160]

Распределение интенсивности в кольцах или полосах в интерферометре Майкельсона, как в обычном двухлучевом интерферометре, носит характер близкий к синусоидальному с весьма широкими расплывчатыми максимумами и минимумами. Поэтому при падении на интерферометр монохроматического света наблюдается ряд размытых колец (при параллельной установке неподвижного зеркала 4 и изображения зеркала 5 в фокальной плоскости объектива — см. рис. 20) или полос (при небольшом наклоне зеркала 4) в плоскости этого зеркала. Если на интерферометр падают две волны 11 и Л2, то максимумы для обеих волн будут совпадать при условии i Li = 2 i2 = 2d os г (для нормального падения лучей kiX = k2 k2). При этих условиях интерференционная картина от одной волны наложится на картину от другой. Но если 36 [c.36]

Измеряя интенсивности полос в максимумах и минимумах /шах И / in При увеличении d, Майкельсон строил кривые видимости и, сравнив их с теоретически рассчитанными для частных слу- [c.37]

Для интерферометра Майкельсона найдите аналитическое соотноше 1ие между интенсивностью h и величиной 2 Ьг — Ls) для электромагнитной волны, рассмотренной в задаче 7.3. Вычислите соответствующую видность полос Vp x). [c.476]

Модуляцию интенсивности излучения искрового источника (или солнечного света) с помощью механического затвора или вращающегося зеркала использовали еще Физо и Майкельсон, применившие оптические импульсы для измерения скорости света. Применение электрооптических затворов (сейчас их быстродействие доведено до единиц пикосекунд) позволило принципиально усовершенствовать эту технику. Быстрая электрооптическая модуляция используется и в современных пикосекундных лазерных системах. Однако она играет здесь скорее вспомогательную роль — пиковая мощность получае- [c.11]

Свойства интерферометров Юнга и Майкельсона позволяют уяснить понятие коэффициента частичной когерентности, определяемого выражением (70), и содержание соотношения между этим коэффициентом и распределением интенсивности по источнику, выражаемое с помощью преобразования Фурье. Рассмотрим сначала схему двухщелевого интерферометра, приведенную на рис. 26. Пусть / (а, P)=/s — постоянная величина. Экс- [c.83]

Методы, изложенные в 1—3, слабо чувствительны к продольным смещениям диффузного объекта. Для измерения малых продольных смещений пригодна следующая схема (рис. 100). Это интерферометр Майкельсона, в котором два зеркала заменены плоскими диффузными поверхностями Mi и Мг. Объектив О создает в плоскости Я изображение поверхности М, смещение которой в направлении, перпендикулярном ее плоскости, и требуется определить. В плоскости Н наблюдают спекл-структуру, которая представляет собой результат интерференции двух спекл-структур, создаваемых диффузными поверхностями М и М2. Отъюстируем интерферометр таким образом, чтобы разность хода лучей, отражающихся от средних плоскостей шероховатых поверхностей М и Мг, была мала. Тогда суммарная спекл-структура в плоскости Я не будет модулирована интерференционными полосами и мы будем наблюдать обычную спекл-структуру. Переместим теперь поверхность М вдоль оптической оси на величину, настолько малую, чтобы вызванная смещением дефокусировка изображения в плоскости Я была пренебрежимо мала. Пусть, например, перемещение не достигает %/2. Из-за изменения разности хода распределение интенсивности в пятнах суммарной спекл-структуры в плоскости Я полностью изменится. Но когда перемещение достигнет величины %/2 и разность хода станет равной распределение интенсивности в пятнах восстановится и суммарная спекл-структура окажется идентичной исходной, которая была до смещения М. Суммарная спекл-структура в плоскости Я [c.104]

Реальные источники спектральных линий не дают ни бесконечно малой ширины спектра, ни спектра постоянной интенсивности. Поэтому анализ, проведенный выше, может служить только иллюстрацией. Для некогерентного источника с одной спектральной линией в зависимости от времени задержки контрастность уменьшается почти как функция Гаусса, так что точного значения нуля для V %) не существует. Вообще говоря, о форме спектральной линии можно судить по точке, в которой функция видности уменьшается в е раз, в предположении гауссова профиля спектральной линии. Такой метод определения формы линии (и, следовательно, измерения времени когерентности), очевидно, неточен, если контрастность медленно меняется при изменении разности хода (как, например, в газовых лазерах, где контрастность полос не меняется заметным образом при разности хода в несколько сотен метров). Таким образом, хотя принципиально мы можем пользоваться интерферометром Майкельсона для определения времени когерентности лазеров, применение классических методов к газовым лазерам практически [c.368]

Чтобы показать, каким образом при помощи интерферометра Майкельсона можно измерять ширину линии, рассмотрим интерференцию двух квазимонохроматических пучков равной интенсивности и с оптической разностью хода Пусть f k) — спектральная интенсивность интерференционных полос, обусловлен-ных спектральными компонентами с волновыми числами в интервале (fe, k + dk) [c.420]

Рис. 166. Распределение интенсивности в дифракционной картине, даваемой эшелоном Майкельсона.

Систему с разреженной апертурой образует совокупность малых зеркал, не прилегающих друг к другу. Простейший пример такой системы — звездный интерферометр Майкельсона (см. 5.5). Наименьшее угловое расстояние, доступное измерению, определяется не диаметром О объектива (или зеркала) телескопа, на котором он смонтирован, а максимальным расстоянием между внешними подвижными зеркалами М и Ма (см. рис. 5.22), которое может значительно превосходить О. Предельное разрешение разреженной апертуры близко к разрешению такой же по размерам сплошной апертуры. К недостаткам систем с разреженной апертурой следует отнести потери энергии и значительное усложнение формы изображения точечного источника (аппаратной функции), связанное с тем, что по мере разбавления апертуры возрастает относительная интенсивность боковых максимумов дифракционной картины. В частности, в предельном случае разрежения апертуры, т. е. в звездном интерферометре, боковые максимумы сравниваются по интенсивности с центральным, образуя систему одинаковых интерференционных полос. Поэтому он пригоден лишь для измерения комплексной степени когерентности излучения и угловых размеров источника, а не для регистрации оптического изображения. [c.368]

Однако ясно также, что эта информация об объекте будет, вообще говоря, неполной, ибо при таком методе может быть получен квадрат модуля спектра объекта, а не сам комплексный спектр. Как и в случае звездного интерферометра Майкельсона, работающего в условиях атмосферной турбулентности, а также в случае интерферометра интенсивностей (гл. 6, 3), при этом информация о спектре фазы полностью [c.417]

Рассмотрим турбулентное течение воздуха с частицами углерода диаметром 5 и 50 мк при колшатной температуре и атмосферном давлении. Исходные физические параметры имеют следующие значения V = 0,157 см сек, р = 1,18-10 г см , Рр = 2,25 г см , что дает для частиц меньшего и большего размеров соответственно а = 7,52-10 и а = 7,52-10 сек- р = 0,00079. Лауфер 14701 показал, что при полностью развитом турбулентном течении воздуха в трубе диаметром 254 мм и Не == 5-10 турбулентность на оси трубы практически изотропна и ее интенсивность равна 85,5 см сек, что соответствует примерно 2,8% скорости на оси, или 80% скорости трения. На фиг. 2.7,а представлены данные работы [4701 по энергетическому спектру турбулентности. Включение этих данных в используемую здесь лагранжеву систему осуществлено по методу Майкельсона [24, 537]. На фиг. 2.1,а приведены две кривые, характеризующие изменение в зависи- [c.55]

Интерферометр Майкельсона. Интерферометр Майкельсона (рис. 5.19) состоит из двух плоских зеркал 3,, 3 , и прозрачной пластины Я1. На одну из поверхностей нласти[Пз1 нанесен отражающий слой с коэффициентом отражения R 0,5. Падающий на эту пластинку луч разбивается па два (лучн 1 и 2)с приблизительно равными интенсивностями. [c.112]

Метод Фуко. В 1850 г. Фуко, видоизменив метод Физо, заменил зубчатое колесо вращающимся восьмигранным зеркалом. Такая замена позволила осуществить лучшую фокусировку света и увеличить его интенсивность. Самая надежная величина скорости света, полученная Фуко (в 1862 г.), равна (298 ООО 500) км/с. Опыты И. Физо и Л. Фуко вооружили ученых более точными знаниями о ско))ости света. Оказалось, что с ней практически совпадает скорость распространения электромагнитных волн, вычисленная Максвеллом из общих уравнений электромагнитного поля. Это послужило толчком к развитию электромагнитной теории света. В 1927 г. Майкельсон применил более усовершенствованную схему метода с вращающимся зеркалом и, используя базисное расстояние, равное 35,5 i m (расстояние между горами Вильсон и Сан-Лнтонио в Калифорнии), получил более точное значение для величины скорости света, чем все его предшественники, равное [c.417]

Второй постулат свод1ггся к утверждению, что существует конечная максимальная скорость распространения любого взаимодействия, которая равна с — скорости света в вакууме. По принципу относительности эта скорость одинакова во всех инерциальных системах и не зависит от длины волны, интенсивности и относительной скорости движения источника и приемника света. Таким образом отвергаются теорема сложения скоростей в классической механике и различные построения, которые выдвигались в свое время для истолкования отрицательного результата опыта Майкельсона - Морли. [c.372]

За последние годы существенно повысился интерес к вопросам, связанным со статистическими характеристиками света. Интенсивно изучаются когерентные световые поля, обладающие неклассической статистикой фотонов. Эти работы, в частности, имеют целью уменьшить флуктуации фотоприема до уровня, определяемого дробовым шумом фототока. В рамках этой книги невозможно рассматривать эти работы, основанные на квантовой электродинамике и представляющие синтез волновых и корпускулярных представлений. Мы ограничимся предельно кратким указанием на цикл работ , в которых возможность наблюдения флуктуаций фотонов изучалась в классических схемах волновой оптики (интерферометры Юнга и Майкельсона) с использованием современных методов регистрации фототока. [c.451]

Для характеристики степени монохроматичности спектральных линий, т. е. излучения практически изолированных атомов, надо исследовать распределение интенсивности излучения по частотам с помощью прибора высокой разрешающей способности, например интерферометра Майкельсона или Фабри—Перо. Результат такого исследования можно представить в виде диаграммы (рис. 28.16), где по оси абсцисс отложены длины волн, а по оси ординат — соответствующие интенсивности. Конечно, нижние части полученных кривых очень мало достоверны, и можно полагать, что в идеальных условиях кривые спадали бы к нулю асимптотически. В разных условиях опыта (различие в природе пара, различие в температуре и давлении его, в степени иониза-0,01 000 0,03 Щ ции и т. д.) форма спектральной линии, изображенная на рис. Рис. 28.16. Контур линии испуска- 28.16, может быть различной. В качестве характеристики ширины линии условно принимают расстояние в ангстремах между двумя точками А, В, где ордината достигает половины максимальной. Эту условную характеристику принято называть шириной спектральной линии. Как сказано, она в очень благоприятных случаях может составлять 0,001 А и менее, но обычно бывает значительно шире кроме того, и форма линии мом ет сильно отступать от приведенной на рисунке, будучи иногда заметно асимметричной. [c.572]

Маха-Зендера является модификацией интерферометра Майкельсона, а его теория аналогична теории последнего. На экране, расположенном в направлении F , при сведении лучей 1 и 2 в одну точку происходит интерференция. Интенсивность интерференционной картины определяется формулой / = 2/ (1 + os 5), где 5-разность фаз между интерферирующими лучами. Линии одинаковой интенсивности в интерференционной картине определяются условием 6 = = onst. Наиболее просто наблюдать и анализировать интерференционные полосы в виде концентрических окружностей, образуемых в результате того, что из точки S на пластину А падает не пучок параллельных лучей, а пучок расходящихся лучей. Однако для последующих рассуждений характер интерференционной картины несуществен, важно лишь, что она возникает. В направлении Fj также появляется интерференционная картина, распределение интенсивностей в которой дополняет распределение интенсивностей в направлении Fj таким образом, чтобы соблюдался закон сохранения энергии. [c.410]

Майкельсон пророчески сделал вывод, что из измерений видности можно найти распределение интенсивности излучения шаровых масс, которое должно послужить ценным ключом для нахождения распределения температуры и плотности в газовых туманностях . [c.129]

Это выражение совпадает с результатом подхода Майкельсона-Рэлея в разд. 6.3.2. Величину Гц(х) , или ее нормированный аналог 7ц(х) , можно связать с видностью таким же образом, как было сделано для IYuI в уравнении (6.39). Напомним, что распределение интенсивности в спектре lf(v)p было обозначено в разд. 6.3.2 как/(o ). Кривые видно-сти, полученные с помощью двухлучевого спектрального интерферометра, можно интерпретировать как представляющие Yi2(x) , функцию разницы длины пути (соответствующей времени х), которая была введена с целью сравнения волнового пакета с самим собой. [c.143]

Схема, используемая в некоторых типах современных фурье-спектро-метров, показана на рис. 6.8. Она отличается от схемы на рис. 6.5 одной главной особенностью свет от источника сводится в пучок (коллимируется) зеркалом С до деления амплитуд делителем пучка В. Это вариант Тваймана-Грина для интерферометра Майкельсона. Коллими-рование позволяет сделать все поперечное сечение поля освещенности в инструменте соответствующим осевому (0 = 0) направлению на рис. 6.5. Поэтому кольцевые полосы отсутствуют и все поле имеет равномерную яркость. Возникающие при перемещении зфкала изменения интенсивности измеряются с помощью показанной на рисунке системы зеркала и детектора. Таким образом, для рассматриваемого нами гипотетического случая монохроматического света детектор снова должен регистрировать синусоидальный характер изменения интенсивности излучения. Если волновое число равно и слагаемые пучки имеют равные амплитуды Ai, то интенсивность в зависимости от [c.144]

В 1946 г. антенны радиолокаторов имели на волне 1,5 м ширину луча около 10°, чего было совершенно недостаточно для вьщеления, например, областей на поверхности Солнца из общего галактического фона. Интерферометрия представляла возможность разрешения этой трудности, и потому Д. Л. Пози и его коллеги в Австралии провели такие же наблюдения, как и Эпплтон, используя антенну, расположенную высоко на выступающем над морем утесе в Сиднее. Установка (рис. 6.11), которая служила интерферометром, по своей схеме была аналогична опыту Ллойда с зеркалом в оптике. Интерференция возникала между прямыми радиосигналами и сигналами, отраженными от поверхности моря. По существу, метод был тем же самым, что и в звездном интерферометре Майкельсона, но с недостатком, состоящим в наличии фиксированной базовой линии. С помощью той же антенны Болтон и Стэнли [4] успешно зарегистрировали лепестки от источника в Лебеде-созвездии, которое поднималось лишь незначительно над горизонтом в Сиднее. Австралийские исследователи нашли также другие источники, включая небольшой интенсивный источник в созвездии Тельца. Этот объект наряду с другими первыми радиозвездами быстро был отождествлен с Крабовидной туманностью. [c.151]

Как уже было сказано, спектральные линии почти всех естественных элементов, излучаемые существующими источниками монохроматического света, обладают сверхтонкой структурой и достаточно большой щириной. Чем же руководствовались при выборе эталонной длины световой волны Прежде всего, от длины волны, как и от всякого эталона, требуется наивысшая, доступная в данное время точность воспроизводимости ее значения. Если международный прототип метра воспроизводился как штриховая мера с точностью 1 10 , то точность воспроизведения длины волны должна была быть выше, по крайней мере, на один-два порядка. Это было ясно еще в тот период, когда Майкельсон предпринял первые опыты по сравнению длины световой волны с длиной метра, т. е. в 90-е годы прошлого века. Вот почему Майкельсон исследовал чрезвычайно большое число спектральных линий, прежде чем остановился на красной линии естественного кадмия, прослужившей этa /oннoй длиной световой волны более полустолетия. В соответствии с определением длины волны спектральной линии возможность воспроизведения ее значения зависит от формы и строения ее контура. Само собой разумеется, что значительно точнее может быть отмечен максимум узкой, простой, симметричной кривой распределения интенсивности по частотам, чем сложной, асимметричной и широкой. Значит, чтобы значение длины волны воспроизводилось достаточно точно, необходимо отыскать простые линии с симметричным контуром. [c.36]

Известно, что Майкельсон и Пиз в 1921 г. успешно измерили видимый диаметр звезды Бетельгейзе и некоторых других наиболее ярких красных звезд. Балка длиной 6 м, установленная перед 2,5 метровым телескопом обсерватории Маунт-Вильсон, естественно, подвергалась изгибам, и если вспомнить, что было необходимо выравнивать оптические пути с точностью порядка 1 мкм, то становятся очевидными невероятные трудности, стоявшие на пути этих исследований. В 1930 г. Пиз сконструировал второй интерферометр с балкой длиной 16 м, но с его помощью было получено мало результатов, поскольку здесь встретились еще большие трудности при настройке интерферометра. В 1960 г. Хенбери-Брауи и Твисс предложили новый тип интерферометра — интерферометр интенсивностей , с помощью которого измеряют корреляцию двух сигналов, получаемых от двух фотоумножителей, на которые падает свет от звезды. Эта корреляция пропорциональна квадрату модуля степени пространственной когерентности света, падающего на оба фотоумножителя. Как и в методе Майкельсона, видимый диаметр звезды вычисляется по степени пространственной когерентности принятого света. В этом случае можно получить очень высокое разрешение, раздвинув фотоумножители на достаточно большое расстояние, чего не могли сделать Майкельсон и Пиз. Однако степень пространственной когерентности связана с фурье-образом распределения энергии по источнику (звезде). Следовательно, корреляция сигналов на выходе фотоумножителей пропорциональна квадрату функции распределения интенсивности в изображении звезды и метод пригоден только для ярких звезд. [c.122]

Если пластинка сделана из прозрачного вещества (например, стекла) и падение луча близко к нормальному, то коэффициенты отражения будут малы. Интенсивности многократно отраженных лучей нри этом оказываются настолько малыми, что их влиянием на вид интерференционной картины можно пренебречь. Именно на этом и базируется излои<енное выше рассмотрение двухлучевых интерферометров, в частности, типа Жамена и Майкельсона. Многолучевая интерферометрия испо.льзует диамет])ал ь-по противоположный случай, когда коэффициенты отра. коии ] велики. Это достигается либо путем нанесения на от-ражаюгцие поверхности тонкой пленки вещества с большим коэффициентом отражения, либо за счет больших углов падения. [c.191]

При рассмотрении общей теории пластинки Люмдгера —Герке также следует принимать во внимание дифракционные явления, которые происходят на входном отверстии пластинки. Общая формула, описывающая распределение интенсивности в картине, нри учете дифракции будет пметь вид, аналогичный соответствующей формуле для эшелона Майкельсона, а именно [c.216]

Следует сделать некоторые предположения относительно характера иитерферограммы. Во-первых, пространственная частота иитерферограммы предполагается заранее известной. Практически это хорошее приближение. Например, если интерферограмма образуется с помощью звездного интерферометра Майкельсона, то ее период определяется интервалом субапертуры, длиной волны и фокусным расстоянием, а все эти параметры можно считать известными. Во-вторых, амплитуда интерферо-граммы предполагается постоянной в пределах многоэлементного фотоприемника. В действительности мы предполагаем, что рассматриваемый свет является квазимонохроматическим и что усредненные по времени интенсивности двух пучков постоянны в пределах фотоприемника. В-третьих, пространственный период иитерферограммы предполагается большим по сравнению с размером отдельного элемента. Это предположение позволяет нам считать интенсивность на любом элементе постоянной. Наконец, мы используем несколько искусственное предположение о том, что на всем фотоприемнике укладывается целое число периодов иитерферограммы. Последнее предположение позволит нам упростить задачу (как будет ясно из дальнейшего) и все-таки найти фундаментальные пределы точности интересующего нас измерения. [c.464]

На практике часто проводится некоторая последовательность измерений для ннтерферограмм с разными пространственными частотами (разные интервалы субапертуры в случае звездного интерферометра Майкельсона). В ходе такой последовательности можно получить много независимых значений полной интенсивности падающего излучения по одному для каждой измеряемой иитерферограммы. По предположению эта полная интенсивность не зависит от времени и от пространственной частоты рассматриваемой иитерферограммы, и, стало быть, такая последовательность измерений может дать значение полной интенсивности, более точное, чем любое однократно измеренное значение амплитуды иитерферограммы. По этой причине предположим, что сумма интенсивностей известна. Таким образом, видность ннтерферограмм можно вычислить по формуле [c.468]

Если чувствительность интерферометра интенсивностей действительно столь мала, то почему он представляет какую-то ценность Дело (частично) в том, что коллекторные апертуры интерферометра интенсивностей могут быть значительно больше, чем у амплитудного интерферометра, и, следовательно, в рассматриваемом случае коллекторной апертурой может быть охвачена большая доля отдельной ячейки когерентности. Наше предположение о том, что параметр вырождения фотоотсчетов одинаков для обоих интерферометров, если используется свет от одного и того же источника, на самом деле неверно. Если апертура коллектора в каком-либо плече интерферометра меньше, чем размер отдельной ячейки когерентности, то параметр вырождения фотоотсчетов на фотоприемнике для этого плеча пропорционален площади этой апертуры [формула (9.3.22)]. Диаметр наибольшего возможного коллектора в интерферометре Майкельсона, работающего в пределах земной атмосферы, равен 10 см (или, может быть, несколько меньше) большие размеры апертуры приводят к потере видности вследствие того, что в процессе измерения участвует более одной атмосферной ячейки когерентности. В интерферометре же интенсивностей, который нечувствителен к атмосферным искажениям фазы света, достигающего фотоприемник, могут быть использованы коллекторные апертуры значительно больших размеров, чем указанные выше. Например, интерферометр интенсивностей в Наррабри в Австралии имеет коллекторы диаметром 7 м. Таким образом, эффективный параметр вырождения фотоотсчетов регистрируемого света оказывается для этого интерферометра интенсивностей приблизительно в 70 раз больше, чем для сравнимого амплитудного интерферометра. [c.481]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...