Кардинальные элементы реальные

Аппроксимирующие ф-ции позволяют вычислить оптич. параметры линз. Их подставляют в параксиальные ур-ния траекторий электронов, вычисляют главные лучи и определяют кардинальные элементы линз. На рис. 2, в представлены главные лучи и построение изображений для предмета, находящегося в поле линзы главный луч 1, касательная к к-рому в точке плоскости предмета А (z=zo) параллельна оси z, и луч 2, касательная к к-рому в сопряжённой точке изображения B(z = zi) параллельна той же оси. Главная плоскость Я, проходит через точку пересечения двух касательных к главному лучу 1 в сопряжённых точках предмета и изображения. Плоскость Н проходит через точку пересечения таких же касательных к лучу 2. Кардинальными элементами являются также точки мнимых фокусов Fo и Fi, в к-рых с оптич. осью пересекаются касательные к лучам 2 я I ъ точках предмета и изображения соответственно. Построение изображения В предмета А производится, как и в случае 2а, с помощью касательных к реальным лучам, состоящих из отрезков прямых, исходящих из точек предмета. Один—параллельно оси г, другой проходит через точку фокуса Fo (рис. 2, в). Такое построение остаётся в силе для любых координат предмета Zo, если положение кардинальных элементов фиксированное. В противном случае для каждого положения предмета необходимо заново находить кардинальные элементы. [c.569]

Рис. 44. Реальные и асимптотические кардинальные элементы в пространстве изображений.

Однако оно влияет на осевые составляющие скорости частиц, следовательно, в области однородного поля траектории частиц изменятся. Известно, что траектории в этой области будут параболами, поэтому их легко рассчитать и найти реальные кардинальные элементы линзы. [c.465]

Рассмотрим теперь главный луч ri z) (см. рис. 45), чтобы определить кардинальные элементы. Сначала обратим внимание на реальные величины. Очевидно, для рассматриваемого луча i = 0 и С2 = го/( ,й, где го — расстояние от оси до параллельного ей луча, падающего в область поля из бесконечности. Луч может пересечь ось несколько раз соответственно в пространстве объектов может образоваться п фокусов. Их координаты даются выражением [c.485]

ОТ ТОЧКИ к точке, например, осевое растяжение, осевое сжатие и другие случаи однородных способов нагружения, в то время как при реальных процессах деформации обычно имеют дело с суммарными свойствами различно напряженных и неоднородно деформированных элементов объема тела. Лучи в левой части диаграммы, характеризующие жесткость способа нагружения, практически сохраняют в пластической области прямолинейность только в немногих простейших случаях. Как правило, при переходе в пластическую область происходит значительное, иногда кардинальное, перераспределение напряжений и деформаций, т. е. искривление луча напряженного состояния. [c.265]

Фокусы р1 ч р2 ч точки пересечения главных плоскостей Я и Я2 с оптической осью называются кардинальными точками оптической системы. Их положение полностью определяет преобразование любого параксиального луча оптической системой. Если оно известно, можно построить выходящий из системы луч, не рассматривая реального хода лучей в системе. Для удобства нахождения кардинальных точек по известным элементам матрицы М оптической системы полученные выше результаты сведены в таблицу. [c.341]

Даже если необходимо использовать реальные характеристики, можно применять понятие о кардинальных элементах. Нетрудно показать [16], что для магнитных линз всегда можно определить кардинальные элементы, не зависящие от положения предмета в пределах небольшого интервала (соприкасающиеся кардинальные элементы). В то же время соприкасающиеся кардинальные элементы будут отличаться для двух далеких друг от друга положений предмета. Для электростатических линз соприкасающиеся кардинальные элементы могут быть определены при выполнении дополнительного условия. Поэтому их применимость весьма ограниченна. Однако существуют поля, для которых соприкасающиеся кардинальные элементы не зависят от положения предмета. Это так называемые нью-тоновские поля, для которых формула Ньютона (1.51) справедлива и тогда, когда предмет и изображение располагаются в поле линзы. Примером ньютоновского поля является колоколообразная модель Глазера (8.25). [c.201]

Так как реальные линзы не описываются ньютоновскими полями, реальные кардинальные элементы не могут быть использованы для определения свойств первого порядка при любом увеличении. Значения реальных фокусных расстояний, однако, представляют интерес, так как характеризуют оптическую силу коротких магнитных линз. Реальные фокусные расстояния симметричных ненасыщенных коротких линз представлены на рис. 135 [83] как функции безразмерного параметра k R (R = =D/2) для различных значений s/ ). Как обычно, оптическая сила увеличивается с ростом возбуждения. При малых возбуждениях фокусное расстояние увеличивается с уменьшением зазора, но при умеренных значениях параметра возбуждения кривые сближаются, а при больших значениях возбуждения различие между фокусными расстояниями для различных значений s/D очень мало. При бесконечном возбуждении фокусное расстояние достигает минимального значения около 0,2 D. Как следует из рис. 134, если 0,2 s/D 2, то d/R изменяется в пределах от 0,65 до 2. Рис. 135 демонстрирует, что для k R = имеем flR l. Это означает, что f/d изменяется от 1,5 до 0,5 с увеличением отношения зазор — диаметр. Соответствующие значения для модели Глазера есть 2,1 и 1,1. Это существенный выигрыш в оптической силе, особенно для больших зазоров, когда форм-фактор наименьший. [c.498]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...