Фронт точечный

Предположим теперь, что в пространстве расположен точечный монохроматический источник, испускающий волны равномерно во всех направлениях. В этом случае в любом направлении от источника волновой процесс будет описываться одной и той же синусоидальной кривой. Чтобы охарактеризовать распространение. этих волн в пространстве, необходимо рассмотреть движение уже не одной точки, а целого семейства точек, расположенных на одинаковом расстоянии от источника излучения, т. е. точек, в которых все волны имеют одну и ту же фазу. Поверхность, образуемая в пространстве этими точками, называется волновым фронтом. По форме волновых фронтов различают волны плоские (плоские волновые фронты), цилиндрические (цилиндрические волновые фронты) и сферические (сферические волновые фронты). Волновые фронты точечного источника, излучающего равномерно во все стороны, имеют форму концентрических сфер (в плоскости они будут выглядеть как концентрические окружности), распространяющихся от источника со скоростью света с по мере удаления от источника радиус этих сфер увеличивается. Следовательно, определив в какой-либо точке пространства кривизну волнового фронта, мы в принципе можем определить расстояние до источника излучения. [c.9]

В теории оптических систем эффективную погрешность длины пути принято оценивать по расстояниям отделяющих волновой фронт точечного источника вблизи выходного зрачка реальной системы (с аберрациями) от сферического волнового фронта, формируемого идеальной системой (без аберраций). Тем самым, при оценке аберраций сферический волновой фронт идеальной системы выступает в качестве сферы сравнения. Если ввести в плоскости выходного зрачка полярную систему координат с [c.158]

Метод Линника. Перед точечным источником 5 (рис. 4.15) расположен полупрозрачный экран с небольшим отверстием в центре экрана. Полупрозрачная пластинка пропускает фронт падающей на нее волны, несколько ослабляя ее, без искажения. Отверстие 5 , согласно принципу Гюйгенса, играет роль вторичного излучения с центром в нем. Оба фронта волны от источников S и 5i, встречаясь, дают картину интерференции. В отличие от всех предыдущих случаев в последней схеме, предложенной в 1935 г. советским ученым В. П, Линником, когерентные источники не лежат на пря- [c.84]

Дифракция света на прямолинейном крае непрозрачного экрана. Свет, исходящий из точечного источника S, падает на непрозрачный экран 5i, имеющий прямолинейный край и простирающийся влево до бесконечности. Наблюдение ведется на экране Э-2 (рис. 6.11). Так как волновой фронт ограничивается прямолинейным краем полуплоскости, то наблюдается дифракция. Для оценки дифракционной картины на экране необходимо, как и в предыдущих [c.132]

Совершенно аналогично вместо простейшего плоского поля можно рассмотреть голограмму сферической волны. В случае плоского опорного фронта получающаяся голограмма имеет вид синусоидальной зонной пластинки Френеля, которая (см. 6.1) при облучении плоской волной дает изображение точки — источника сферической волны. Разбивая произвольный объект на совокупность независимых точечных источников, для каждого [c.357]

На основании всех экспериментальных данных мы приходим к следующему выводу если фронт световой волны от точечного источника является сферическим в какой-либо одной инерциаль-ной системе отсчета, то он будет сферическим и для наблюдателя в любой другой инерциальной системе отсчета. [c.336]

Рассмотрим сначала световую волну, распространяющуюся от точечного источника. Волновой фронт (поверхность равной фазы) имеет форму сферической поверхности в системе отсчета, относительно которой источник света неподвижен. Но согласно сформулированному нами закону волновой фронт должен быть сферическим также и тогда, когда он наблюдается в системе отсчета, находящейся в равномерном и прямолинейном движении относительно источника иначе на основании формы волнового фронта мы могли бы установить, что источник движется. Для выполнения основного предположения о том, что скорость света не зависит от движения источника, требуется, чтобы по форме волнового фронта нельзя было сказать, находится ли источник в равномерном и прямолинейном движении или нет. [c.343]

Строго говоря, сферическая волна соответствует источнику точечного размера, т. е. представляет абстракцию. Однако даже при источнике конечного размера фронт волны на достаточно большом расстоянии г будет сферической поверхностью с достаточным приближением. [c.40]

Если применяется точечный источник света, расположенный далеко от экрана со щелями, то, очевидно, видимость интерференционной картины не уменьшится из-за отсутствия входной щели интерференционной установки. В самом деле, в данном случае обеих щелей и 82 будет достигать плоский волновой фронт световых волн, излучаемых точечным источником света. Это обеспечит и равенство амплитуд колебаний на участках волнового фронта, достигающих щелей 5 и и когерентность колебаний на этих [c.84]

Полученные в 61 соотношения, позволяющие вычислить положение изображений, не следует понимать в том смысле, что каждой точке объекта будет соответствовать точка (в математическом смысле этого слова) в изображении. Как и в любой другой оптической системе, ограничение размеров волнового фронта приводит к тому, что изображение точечного источника имеет вид дифракционного пятна большего или меньшего размера, пропорционального длине волны (см. гл. IX, XV). Упомянутые соотношения описывают только положения центров дифракционных пятен. Что касается их формы, размеров, распределения в них энергии и т. д., то все эти важные свойства изображения определяются формой голограммы и ее раз.мерами, если, разумеется, при наблюдении изображения полностью используется весь свет от голограммы. Если же система, регистрирующая изображение (фотоаппарат или глаз), пропускает часть восстановленной волны, то свойства дифракционного пятна определяются регистрирующей системой. [c.256]

Голограмма точечного источника. Предположим теперь, что источники излучения, представленные на рис. 1, находятся на столь большом расстоянии друг от друга, что при рассмотрении одного из них лучи света от другого можно считать параллельными и фронт волны — плоским. В. этом случае образуется интерференционная картина, где интерференционные поверхности имеют вид параболоидов вращения. Поместив позади источника фотопластинку и сфотографировав на нее интерференционную картину, после обработки фотопластинки получим негатив, представляющий собой систему концентрических окружностей (рис. 3, а). Рассматривая негатив, можно заметить, что при движении от центра расстояние между окружностями уменьшается. Такая система окружностей называется зонной решеткой (или зонной пластинкой) Френеля. [c.15]

Рассмотрим, например, картину распространения плоской волны, на пути которой находится плоский экран с отверстием небольшого размера (рис. 463). По принципу Гюйгенса — Френеля мы должны волну, пришедшую к отверстию, заменить элементарными точечными источниками, колеблющимися в одинаковой фазе. Если отверстие мало по сравнению с длиной волны, то все эти источники находятся на расстоянии, малом по сравнению с длиной волны. Они, как и в случае двух близких точечных источников, не дадут интерференционной картины, и дадут примерно тако же результат, как один точечный источник, помещенный в отверстии. За отверстием образуется круговая волна (рис. 463). При увеличении размеров отверстия картина будет приближаться к той, которую дают вдали много источников, расположенных близко друг от друга на одной прямой. Отверстие, размеры которого велики по сравнению с длиной волны, пропускает плоскую волну, почти не изменяя ее характера. (Только по краям вырезанного участка плоской волны будет наблюдаться искривление фронта волны.) [c.716]

В процессе распространения взрыва можно выделить две стадии, которые условно назовем ранней и поздней. В ранней стадии сохраняется качественное сходство решения с автомодельным. Основная масса газа находится в окрестности фронта ударной волны, в прифронтовой зоне наблюдаются значительные градиенты в распределениях плотности и давления по пространственной координате. В окрестности точки энерговыделения в рамках принятой модели точечного взрыва, не учитывающей диссипативных процессов, суш,ествует зона с очень большой температурой. Поэтому здесь имеет место высокая скорость [c.69]

В изотропной среде свет распространяется во всех направлениях с одинаковой скоростью. Световая волна, распространяющаяся от точечного источника, имеет сферический фронт с источником в центре. При этом лучи совпадают с нормалями. [c.251]

Волну с фронтом малой кривизны (на большом расстоянии от источника, за линзой, в фокусе которой помещён точечный источник) можно рассматривать как плоскую волну. Плоская волна может быть представлена в виде суммы плоских гармонических волн, записываемых уравнением [c.251]

В экспериментах [4, 6] было установлено, что паровой взрыв начинается от точечного источника и на стадии формирования является сферическим. Через некоторое время внутренняя область парового взрыва становится настолько большой, что эффекты, связанные с кривизной переднего фронта, можно не учитывать, а паровой взрыв рассматривать как плоскую стационарную ударную волну, проходящую по смеси предварительно перемешанных горячих частиц, жидкости и ее пара [1-3]. [c.721]

На рис. 1.1, а представлена схема опыта. Проходящий через точечное отверстие S солнечный свет освещает расположенную на некотором расстоянии апертурную маску (или экран), в которой есть два близких отверстия В и С. На другом экране, удаленном от первого примерно на такое же расстояние, в области геометрической тени вокруг точки О наблюдаются темные и светлые полосы. Ни одно из точечных отверстий само по себе не вызывает появления полос, и их присутствие было объяснено интерференцией света, дифрагировавшего на двух точечных отверстиях. Напомним, что, согласно принципу Гюйгенса, развитому Френелем и Кирхгофом, каждая точка приходящего волнового фронта рассматривается как источник вторичных волн, огибающая которых формирует профиль приходящего волнового фронта, при прохождении света через апертурное отверстие в экране возникает дифракция. Вследствие этого волны, проходящие через апертуру, имеют огибающую волнового фронта, распространяющуюся в область, которая в соответствии с лучевой теорией геометрической оптики должна быть неосвещенной тенью. Это показано на рис. 1.2,а, который можно рассматривать как пример одной из апертур в опыте Юнга. В любой точке, например Р, освещенность является результатом интерференции между волнами, пришедшими туда от всех. точек апертуры с различными фазами, обусловленными различной длиной пройденного ими пути. Картина на экране представляет собой знакомую нам картину Френеля, описанную в обычных учебниках. В данный момент детали для нас не важны, поскольку, если точечные отверстия в опыте Юнга достаточно малы, дифрагировавший от каждого из них в отдельности свет должен давать на экране достаточно [c.10]

Использование общего источника света, S на рисунке, для освещения обоих точечных отверстий является в определенной мере способом обеспечения требований когерентности. Каждая пара волновых фронтов, испущенных в В и С, обусловлена одним волновым фронтом от S. И если S является точечным источником, то все фронты испущенных им волн должны проходить определенные расстояния до В и С, сохраняя постоянную разность фаз между дифрагировавшими фронтами, исходящими из В и С. [c.14]

Сразу же становится очевидным пример возникновений этой картины при получении изображения звезды с помощью астрономического телескопа, и Эри исследовал ее детали именно для такого случая. Фактически для земного наблюдателя звезда находится на бесконечности, и поэтому ее изображение образуется в задней фокальной плоскости объектива телескопа, где оно изучается с помощью окуляра. Поскольку ее угловой размер (угол, под которым ее диаметр виден с Земли) чрезвычайно мал, ее изображение должно быть близким к точечному. Однако фронты световых волн от звезды прерываются апертурой [c.32]

Чтобы создать представление об использовании интерференции как непрямого способа применения телескопа для измерения угловых размеров астрономических объектов, рассмотрим рис. 6.1, а. На нем представлен апертурный экран, имеющий две щели, перпендикулярные рисунку и размещенные перед линзами телескопа (аналогичную схему нетрудно осуществить и для отражательного телескопа). Волновые фронты поступают от всех точек видимой части поверхности звезды, имеющей угловой диаметр фо (стягиваемый ею угол с вершиной у Земли). На рисунке показаны только граничные фронты волн Wi, испущенный на одном краю диска, и Wj от противоположного края. В фокальной плоскости линз образуется непрерывная система интерференционных полос типа os (источник считается некогерентным) от полос, вызываемых Wj, до полос, определяемых W2. Окончательным результатом является картина, показанная на рис. 6.1,6 с видностью < 1. Отметим, что расстояние между полосами остается таким же, как если бы источник был точечным, а именно A=fk/D [уравнение (1.11)]. На практике интенсивность картины полос снижается с той и другой стороны от оси (ср. с выборкой на дифракционной картине от одиночной щели в разд. 2.4). Мы можем пренебречь этим понижением, если щели узкие и, в частности, если наблюдения, как случается на практике, ограничены центральной областью картины полос. [c.123]

Наиболее полную информацию о точечном изображении дает функция распределения комплексной амплитуды, получаемая с помощью интеграла Френеля — Кирхгофа на основе Волнового фронта, формируемого оптической системой в ее выходном зрачке. Однако фазовые соотношения в этом распределении важны лишь при наложении изображений соседних точечных источников, т. е. для протяженного объекта, да и то, если освещение в высокой степени когерентно, поэтому в оптике при оценке качества рассматривают обычно функцию рассеяния системы и оптическую передаточную функцию. Первая представляет собой распределение интенсивности света в точечном изображении. Известно, что при отсутствии аберраций для осесимметричной оптической системы это распределение является так называемой [c.81]

Рассмотрим влияние различных типов аберраций на положение дифракционного фокуса в изображении точечного источника, для чего найдем среднеквадратичную деформацию сферического волнового фронта при одновременном воздействии всех монохроматических аберраций третьего и пятого порядков. Целесообразно выделить в этом случае зависимость только от зрачковых координат, включив полевые координаты в коэффициенты аберраций. Кроме того, воспользуемся в плоскости выходного зрачка полярными координатами, а гауссово изображение поместим в точку с координатами О, i/o, т, е. совместим ось у с [c.87]

Чтобы определить соответствующее изменение кривизны волнового фронта, рассмотрим вначале прохождение через ту же самую линзу сферической волны (рис. 4.34,6). В данном случае сферическая волна, исходящая из точечного источника Р, фокусируется линзой в точечное изображение Р2. В этом случае радиусы кривизны Ri и R2 непосредственно до и после линзы будут связаны соотношением (4.20). Иными словами, сферическая [c.209]

Более подробно в применении к случаю интерференции плоских волн этот процесс рассмотрен на рис. 10,а. Вообще говоря, поверхности волнового фронта точечного источника, т. е. поверхности, где колебания поля характеризуются одной и той же фазой, представляют собою сферы, центр кривизны которых находится в точке источника. Случаю плоских волн соответствуют бесконечно удаленные источники, когда радиус кривизны сферы становрпся бесконечно большим. Две такие 24 [c.24]

В заключение еще раз отметим, что при пользовании точечными источниками (метод деления фронта) интерференционная картина не локализована, она наблюдается всюду в местах перекрывания интерферирующих лучей. В отличие от этого при пользоваинп протяженными источниками (метод деления амплитуды), как это мы делали при интерференции в тонких пластинках, интерференционная картина является локализованной. Место локализации интерференционной картины будет там, где разность хода между интерфе-рн1)ующимн лучами минимально будет зависеть от угла падения на пластинку. С помощью несложных вычислени11 можно показать, что это условие для пластинки переменной толщины удовлетворяется на ее поверхности, а для плоскопараллельной пластинки — в бесконечности, что находится в полном согласии с соответствующими экспериментами. [c.90]

Здесь отброшена временная зависимость [при данной форме записи она выглядела бы как ехр(—tojO] и учтено, что источник испускает сферическую волну, исходная амплитуда которой E q. Для простоты будем считать, что точечный источник S испускает монохроматическую сферическую волну. Но все приближения, сделанные ранее (например, квазимонохроматическая волна, излученная протяженным источником, и др.) и позволившие обосновать возможность наблюдения интерференционных явлений, конечно, остаются в силе. Вывод можно провести для произвольной поверхности а, но проще всего предположить, что она совпадает с волновым фронтом от точечного источника, т.е. является сферой радиуса а. [c.257]

Следует иметь в виду, что все проведенные расчеты и построения дифракционных картин справедливы лишь для источника со сферическим волновым фронтом с равномерным распределением энергии по фронту (дифракция Френеля). Если источник достаточно мал, т.е. может считаться точечным, то результаты эксперимента близки к расчетным данным. Но при ипменении условий опыта согласие с рассмотренной теорией уже не наблюдается. Так, например, на рис. 6.12 приведена копия оригинальной фотог рафии, полученной при дифракции лазерного излучения на крае экрана. В этом случае наблюдается очень четкая дифракционная картина, но отношение интенсивностей максимумов и минимумов существенно отличается от распределения, приведенного на рис. 6.11, так как для лазерного излучения распределение энергии по сферическому волновому фронту нельзя считать равномерным. [c.267]

Переходя непосредственно к выводу преобразования Лоренца, предположим, что в начале координат О исходной с Г-стемы расположен точечный источник света, испускаюший сферические волны. Фронт такой волны описывается уравнением сферы [c.448]

Любой точечный источник света создает пространственно когерентные колебания. И сферические, и плоские волны обладают пространственной когерентностью. Сферические волны пространственно когерентны именно потому, что они как раз и представляют собой колебания, которые создаются точечным источником света. Пространственная когерентность плоских волн обьясняется тем, что любой строго параллельный пучок плоских волн можно рассматривать как исходящий из бесконечно удаленного точечного источника. С помощью линзы пучок нетрудно сф Окусиро-вать в точку, а будучи сфокусированными таким способом в точку, волны затем распространяются в виде конусообразного пучка света волновые фронты в. этом пучке искривляются подобно поверхности сферы, т. е. образуется уже известная расходящаяся сферическая волна (или пучок). В описанном явлении скрыта одна из причин непригодности обычной. электрической лампы накаливания для получения интерференционных картин по размерам ее явно нельзя отнести к точечным источникам света. [c.12]

В рассмотренной оптической схеме голографического контроля сферических и асферических поверхностей точечная диафрагма 6 играет важную роль, когда производится контроль неполированных оптических. элементов после различных стадий технологической обработки. Такие элементы, как известно, сильно рассеивают свет за счет щероховатой микроструктуры их поверхности (рис. 40 б). Диафра( ма, установугенная в фокусе этого элемента, будет пропускать те лучи, которые не рассеялись линзой. Волновой фронт нерассеянной составляющей объектной волны не зависит от микрорельефа или шероховатости поверхности линзы, а определяется только ее формой. Поэтому при контроле неполированных изделий используют для сравнения с эталонной волной именно нерассеянную составляющую объектной волны, отфильтровывая другие лучи с помощью диафрагмы. Ясно, что при большом значении шероховатости поверхности рассеяние света будет больше, следовательно, необходимо уменьшать диаметр диафрагмы (на практике используют диафрагмы с/=0,,5- -1 мм). [c.102]

Принцип Гюйгенса позволяет также объяснить явления, наблюдаемые при прохождении воли мимо различных препятствий. Пусть на пути волн, испускаемых точечным источником 5, находится преграда АВ (рис. 175). Прямые и 5В, касаюгциеся краев преграды, определяют границу области за ней, называемой областью геометрической тени. Когда фронт волны достигает преграды, то крайние его точки становятся источником вторичных волн, распространяющихся в область геометрической тени. Их огибающая соответствует фронту в последующий момент. Таким образом, фронт волны зайдет в область геометрической тени. [c.218]

В начальной фазе точечного взрыва давление р невозмущенного газа пренебрежимо мало по сравнению с давлением на фронте ударной волны. Если в условиях на ударной волне и в интегральном соотношении (2.92) положить р>=0, то имеет место задача о сильном точечном взрыве. Эта задача автомо-дельна относительные значения скорости, давления и плотности f/=u/ 2, P PlPb R = plp2 зависят от относительной координаты Я=г/Г2, т. е. [c.68]

Прямое измерение формы волнового фронта. Для него разработаны самые разнообразные и норой весьма оригипальные способы (гл. обр. интерферометриче-ские), обычно применяемые в сочетании с методом компенсации волнового фронта (для приёмных систем) и методом фазового сопряжения (для излучателей). Метод компенсации заключается в восстановлении у волнового фронта излучения, пришедшего от находящегося в поле зрения точечного объекта, идеальной сферич. формы (утраченной им вследствие влияния турбулентности атмосферы и аберраций объектива телескопа). [c.24]

Общая схема записи голограммы приведена на рис. 1,а. Волна W, отражённая объектом О (объек-б т н а я волна), смешивается с ТЛ1. опорной волной Wg, испущенной точечным источником S. Опорная волна должна иметь простую форму (волновой фронт сферический или плоский) и быть когерентной по от-ног 1ению к об ьектной волне. В результате наложения волн W и Ws возникает пространственная инторфе- [c.508]

В случае голограммных дифрак . решеток на голограмме также записывается точка, а в качестве свето-чувствит. среды используется очень тонкий слой фоторезиста. Образующаяся при этом голограмма двумерна, и в ней полностью исключена спектральная селективность, свойственная трёхмерной голограмме. В соответствии с этим при реконструкции голограммы точечным источником, обладающим сложным спектральным составом, изображения точек иа всех длинах волн восстанавливаются одновременно так, что результирующее изображение размазывается в спектр. Голо-граммные решётки по сравнению с нарезными дифрак, ционными решётками обладают значительно меньпгим уровнем рассеянного света, у них отсутствуют оипгбки шага и соответственно ие возникают т. и. духи . Используя при записи волновой фронт сложной формы, у таких решёток можно скорректировать аберрации сформированного ими изображения спектра. [c.512]

Роет зародышей кристаллизации связан с концентрационным переохлаждением. Оно развивается только в сплавах или в сильно загрязненных металлах. Расплав кристаллизуется в некотором интервале температур, а легирующие элементы или примеси снижают температуру ликвидуса Они накапливаются перед фронтом кристаллизации и снижают температуру ликвидуса еще в большей степени (рие. 3.1). Этот эффект повышается е увеличением скорости кристаллизации. Благоприятные условия в этом отношении создаются при электрошла-ковой сварке (малые температурные градиенты) и при контактной точечной сварке (высокая скорость кристаллизации). Б соответствии с объемным распределением градиентов температур и скоростей кристаллизации в сварном шве непрерывно возрастает концентрационное переохлаждение от границы сплавления к середине шва, В этой зоне возникает наибольшая вероятность образования зародышей кристаллизации, в результате чего при определенных условиях в середине сварного шва веледетвие концентрационного переохлаждения может возникнуть второй фронт кристаллизации, [c.30]

Основную роль в образовании ростовых микродефектов в выращиваемых монокристаллах играют СТД — вакансии и межузельные атомы. В реальных условиях выращивания монокристаллов, уже на достаточно малых расстояниях от фронта кристаллизации возникают значительные пересыщения по СТД, обусловленные резкой температурной зависимостью их равновесных концентраций в алмазоподобных полупроводниках. Образующиеся избыточные неравновесные СТД аннигилируют на стоках, в качестве которых выступают боковая поверхность слитка и присутствующие в его объеме более крупномасштабные дефекты, прежде всего, дислокации. По отношению к СТд дислокации являются практически ненасыщаемыми стоками. С учетом высокой подвижности СТД при высоких температурах сток на дислокации (при достаточно высокой плотности последних в кристалле) играет основную роль в снятии пересыщения. Однако бездислокационные монокристаллы лишены такого рода эффективных внутренних стоков, а боковая поверхность слитка в силу чисто диффузионных ограничений не может обеспечить снятия пересыщения. В результате, в объеме кристалла образуются пересыщенные твердые растворы СТД, которые в процессе посткристаллизацион-ного охлаждения распадаются с образованием специфических агрегатов, получивших название микродефекты . Следует отметить, что в литературе отсутствует единая точка зрения по поводу определения понятия микродефект . Под этим термином мы будем понимать локальные нарушения периодичности кристаллической решетки, представляющие собой скопления точечных дефектов (собственных или примесных), не нарушающие фазового состояния основного вещества, а также дисперсные выделения второй фазы микронных и субмикронных размеров. [c.48]

Рассмотрим рис. 1.5, на котором изображена объектная маска с двумя очень малыми апертурными отверстиями В и С, однородно освещенными квазимонохроматическим светом от удаленного источника. Плоские волны поступают по нормали к маске, а сферические волновые фронты расходятся из В и С. Схема такая же, как и в опыте Юнга, за тем исключением, что теперь дополнительно у нас есть линза, которая создает изображение точечных отверстий в плоскости, расположенной, как показано на рисунке. Непосредственный интерес представляет, однако, задняя фокальная плоскость линзы. Рассмотрим любую точку Р, лежащую в направлении под углом 0 к оси линзы в ней складываются вместе и интерферируют только составляющие, распространяющиеся от В и С в направлении 0 (сравните с опьггом Юнга, где интерференция в точке Р на рис. 1.1 происходит между светом, распространяющимся от апертур в разных направлениях). Мы увидим, что конкретная дифракционная картина (определяемая ниже как фраун-гоферовская) в задней фокальной плоскости отображающей линзы является особенно важным промежуточным шагом в формировании изображения, выполняемом линзой. Это позволяет оценить конечную стадию формирования изображения и предоставляет единственную и особую по своей важности возможность для преобразования изображения. Указанное обстоятельство подробно обсуждается в гл. 5, но здесь мы исследуем некоторые свойства картины, сформированной в описанном выше примере. Прежде, однако, отметим, что для экспериментального получения таких дифракционных картин Фраунгофера необходимо обеспечить существование статистических фазовых соотношений, обусловленных когерентным освещением (см. замечания в предьщущем разделе о различиях между когерентным и некогерентным формированием изображения). До гл. 5, где вновь обсуждается эта разница, мы будем (если не указано особо) предполагать, что условия когерентности выполняются. [c.20]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...