1--полос ширины источника

В чем причина этих ограничений разрешающей способности проективной голографии Очевидно, в том, что доступные фотоэмульсии и источники света тех размеров, которыми мы располагаем, не позволяют зарегистрировать слишком частые интерференционные полосы. Например (рис. 17), если имеется эмульсия с разрешением 0,5 мкм то с ее помощью можно различить два точечных предмета, отстоящих друг от друга на расстоянии не меньше чем на 10000 А, даже в том случае, если использовать рентгеновское излучение на длине волны 1 А. При этом такое разрешение достижимо лишь в оптимальных условиях, когда предмет освещается плоской волной, и можно зарегистрировать интерференционные полосы шириной 0,5 мкм. [c.139]

Рассмотрим опыт с зеркалами Френеля (см. рис. 5.5). Для точки наблюдения Р, лежащей в центре интерференционного поля, угол 2(о между выходящими из источника 5 интерферирующими лучами легко найти из построения, приведенного на рис. 5.20. Угол б (равный углу между зеркалами) является внешним для треугольника 8[0Р и поэтому б = (о + а/2. Для половины угла схождения лучей можно написать а/2 = аб/(а + Ь). Исключая из этих уравнений а/2, находим о) = ==бЬ/(а + Ь). Подставляя ю в (5.51), получаем следующее ограничение на ширину 0 щели источника 5 >,(а +Ь)/(4Ьб). Если Ь а,то это условие принимает вид 0 Я./(4б). Чтобы можно было наблюдать полосы с источником, для которого 0 К, угол между зеркалами должен быть очень мал (6<С 1). Можно показать, что в опыте с зеркалами Френеля апертура интерференции 2о) имеет практически одно и то же значение при любом положении точки наблюдения Р на экране в области, где перекрываются интерферирующие пучки (см. задачу 2). Поэтому видность полос одинакова по всему интерференционному полю. [c.239]

Графики 1 х) приведены на рис. 6.20, а. С увеличением О (т. е. ширины источника 5) видность интерференционных полос уменьшается, и при 0 = кР,/<1 они исчезают. При дальнейшем увеличении О полосы появляются вновь, однако их видность невелика, а в центре (при л =0) рас- [c.296]

Нагрев для правки может осуществляться не только пятнами, но и при линейном или волнообразном перемещении источника нагрева по исправляемому изделию, вызывающему соответствующие вытянутые прямолинейные или извилистые зоны нагрева (рис. 127, г). При перемещении зоны нагрева линейные сокращения поперек и вдоль такой зоны неодинаковы. Поперечные сокращения, как правило, больше, чем продольные. Так, если относительно тонкий лист стали (размерами 1 х 1 м) нагреть полосой шириной примерно 80 мм на всю толщину, то поперечное сокращение составит около 0,7—0,75 мм, а продольное только 0,15 мм. Величина продольных и поперечных деформаций зависит и от соотношения габаритных размеров листа L/B (рис. 127, г). Чем больше отношение LIB, т. е. чем уже нагреваемый лист, тем относительно большей является продольная деформация. Поэтому для правки плоских длинных элементов целесообразнее использовать поперечные деформации, а для изделий типа валов, брусьев — продольные. [c.236]

Предположим, что ширина источника-щели Fq достаточно мала для того, чтобы он мог рассматриваться как линия, и заменим окуляр Френеля фотоэлементом. Поместим щель фотоэлемента в плоскости п параллельно полосам интерференции. Высота щели фиксирована, ширина изменяется. Будем считать, что интенсивность фототока пропорциональна световому потоку, падающему на фотоэлемент. Сформулируйте закон изменения тока как функции абсциссы X щели. Опишите, что произойдет, если щель открыта. [c.8]

На рис. 2.12 показан типичный график спектральной плотности интенсивности широкополосного сигнала. Ординатой в этом случае является уровень (в дБ) интенсивности, измеренной в полосе шириной 1 Гц. Если этот уровень относится к излучению точечного источника, то необходимо также определить и опорную (эталонную) дистанцию. Уровень, показанный на рис. 2.12, называется спектральным уровнем СУ//1 мкПа/Гц па расстоянии 1 м. [c.54]

Звуковое давление в дальнем поле. Приведенные выше выражения для функции Грина могут быть использованы и для решения задачи излучения звука источниками, находящимися на стенках клина. В качестве примера рассмотрим излучение звука пульсирующими источниками, расположенными на стенках системы двугранных углов, изображенных на рис. 3.12 [27]. Все грани имеют конечную длину. Нормальная составляющая колебательной скорости V (г) одинакова на всех гранях. Таким образом, мы имеем периодическую систему источников с периодом а = 2я-/Л/ по углу ip, где М - количество полуплоскостей. Заметим, что в частном случае М = 1 мы получаем задачу об излучении звука полосой шириной а, при Ж = 2 — ту же задачу при ширине полосы 2а. [c.176]

Размеры объектов очень важны и в вопросе образования резких теней, существование которых является одним из основных аргументов в пользу лучевых представлений оптики (см. 1). Как ясно из 37, при относительно небольших расстояниях от объекта до точки наблюдения (дифракция Френеля) ширина области вблизи геометрической тени, где наблюдаются дифракционные полосы, примерно равна радиусу первой зоны Френеля в случае плоской волны (бесконечно удаленный источник) радиус этой зоны г = (/— рас- [c.273]

На рис. 1.4 схематично и в сильно увеличенном масштабе показаны две апертуры В и С в опыте Юнга с источником света шириной W, находящимся на расстоянии г. Предположим, что свет имеет неограниченную длину когерентности. Свет от некоторой точки S в источнике освещает апертуры, и на экране возникают интерференционные полосы. В зависимости от положения S существует определенная задержка между моментами прихода некоторого волнового фронта на апертуру В и апертуру С. Величина этой задержки определяет положения максимумов и минимумов интенсивности полос на экране (на рисунке не показаны), обусловленных светом, приходящим от точки S. Если бы источник состоял только из этой единственной точки (как в идеализированном опыте Юнга), то наблюдались бы полосы [c.16]

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]

В общем случае Av зависит от пространственных положений точечных объектов и источника опорной волны, а также от формы фронта волны опорного пучка. В табл. 2.5.1 приведены выражения для ширины полосы пространственных частот для различных условий записи радужных голограмм, где буквой Р обозначено предельное расстояние от голограммы Яг до опорного источника, где имеет место параксиальное приближение. [c.64]

На рис. 22 показано, каким образом происходит интерференция плоской и сферической волн. В этом случае вместо системы параллельных полос мы видим кольцевую картину. Как и в предыдущем случае, плоские волны движутся слева направо и интерферируют со сферическими волнами, исходящими из источника Р. Здесь также имеются участки, где волны складываются (+ + = 1) и гасятся (+ - = 0). Разница лишь в том, что в случае интерференции плоских и сферических волн с увеличением расстояния от центральной оси ширина полос и расстояние между ними уменьшаются. Такую картину, зафиксированную на фотопластинке, называют зонной пластинкой. [c.33]

Можно показать, что контрастность уменьшается вдвое, когда разность хода лучей равна я/Дх, где Дх — ширина спектральной линии. Установку можно проверять по известной ширине линии кадмия (1,3 10 2 А). Полосы можно наблюдать на длине волны 6438 А при разности хода порядка 30 см, что соответствует приблизительно 500 000 длинам волн. Время когерентности кадмиевого источника можно определить по формуле [c.377]

Фотоэлектрические датчики для измерения перемещения с растровой системой (рнс. 15). Принцип работы заключается в следующем. На перемещающейся части установлена линейка 2 с нанесенными на ней чередующимися прозрачными и непрозрачными штрихами равной ширины. За этой линейкой находится вторая такая же неподвижная линейка 3. Число полос на линейке может быть 100 и более на 1 мм. Счет от источника 1 через линейки (решетки) 2 и 3 направляется на разделительную призму 4, которая верхнюю часть пучка направляет на фотоэлемент 5, а нижнюю — на фотоэлемент 6. У неподвижной линейки 3 верхняя часть полос, через которую идет свет на фотоэлемент 6, сдвинута по отношению к нижней части полос на четверть шага полос. Благодаря этому при движении линейки 2 свет попадает поочередно на фотоэлементы, импульсы от которых идут попеременно. Таким способом можно производить счет полос и определять величину перемещения, определять скорость перемещения по частоте импульсов и направление перемещения по последовательности сигналов. [c.598]

Количественное исследование (см. задачу 1) показывает, как видность интерференционных полос зависит от ширины D протяженного источника (рис. 5.18). При D os Pi — os Р2 = тЯ. (т= 1, 2,. ..) видность, как уже отмечалось, обращается в нуль. Ориентировочно в качестве условия хорошего наблюдения интерференционной картины от протяженного источника можно принять неравенство [c.238]

Найти зависимость видности интерференционных полос от ширины протяженного источника света. [c.246]

Рис. 3.1.3. Вид интерференционных картин для различных положений наблюдатели при интерференции от двух точечных источников 51 и 5г (о) (а) определение ширины полосы (б)

Рассмотрим зависимость формы и ширины интерференционных полос от взаимного расположения источников и 5г и наблюдателя. На рис. 3.1.3, а представлены три случая расположения интерференционного поля. Если направление наблюде- [c.108]

Регулируя зеркала Рг и Рь точно совмещают изображения источника света 1 и 2, соответствующие измерительной и сравнительной ветвям интерферометра. Обычно изображение источника света пересекается густой сетью интерференционных полос, контраст и ширину которых стремятся увеличить. Оценивая цветовой контраст при освещении ртутной лампой (без фильтра), можно определить, насколько точно реализовано начальное положение зеркал. Если интерференционных полос не видно, то необходимо проверить расстояние 2а и а. Положение обычно исправляется путем необходимого смещения зеркала Рг- [c.175]

Аналогичные микроскопы с числовой апертурой А = 0,3-ь0,4 и уменьшением Л1 — 1/50- -1/2000, разрабатываемые для син-хротронных и лазерно-плазменных источников, описаны в работах [32, 73]. Детальный анализ, проведенный в работе [73], показывает, что для достижения дифракционного разрешения необходима очень высокая точность юстировки, в том числе по расстоянию между зеркалами — до нескольких микрометров, децентрировке — менее 1 мкм, наклону осей зеркал — до единиц угловых секунд. Такую точность невозможно обеспечить при юстировке в видимом диапазоне, поэтому она должна проводиться непосредственно в рентгеновском. Для этого зеркала соединяются через пьезоэлементы, длины которых регулируются компьютером в соответствии с сигналом детектора, сканирующего изображение. Предполагается, что такой микроскоп будет иметь пятно фокусировки порядка 50 нм и обеспечит в пределах спектральной полосы шириной 1 % поток порядка 5-10 фот/с в случае синхротрона и до 5-10 фот/с в случае лазерно-плазменного источника, работающего в частотном режиме. [c.210]

Относительный уровень фазовых-шумов." Фавовив шумы, т.е. изменение фазы колебаний ТУЯ по случайному закону, являются следствием воздействия шумовых напряжении на элемент частотной подстройки ГУН- Как известно, все резисторы и активные элементы электрических цепей являются источниками шумов. Будучи усиленными в петле ФАПЧ, они подводятся к элементу частотной подстройки ГУН и вызывают хаотическое изменение фазы его колебаний. Поэтому ГУН вместо одной частоты (как было бы в идеальном случае без шумов) генерирует спектр частот (рис. 1.39). Ширина этого спектра зависит от уровня отсчета. Чем ниже уровень отсчета, тем шире спектр. Фазовые шумы измеряют в единицах ослабления по отношению к уровню основного колебания, отнесенному к 1 Гц полосы (дБ/Гц). [c.48]

Другое ограничение, накладываемое па ширину полосы, обусловлено неравномерностью переходных амплитудно-фазовых частотных характеристик опорных конструкций. При распространении вибраций по такой конструкции происходит, как это было показано в главе 3, потеря Корреляции, на величину которой существенное влияние оказывает также и спектральный состав сигналов источников. Для оценки максимальной ширины полосы А со, при которой еще не происходит потери корреляции и наибольшее значение коэффициента корреляции является ме- рой полной линейной связи между сигналами, требуются специальные теоретические расчеты или дополнительные экспериментальные исследования. Отметим, что на низких частотах (до 100 Гц) в наиболее виброактивных диапазонах машин и механизмов, онределяемых ярко выраженными дискретными составляющими спектра вибрационных сигналов, измерения можно проводить в 1/3-октавных или даже 1/2-октавных полосах. На более высоких частотах, как показывает опыт, полоса частот должна быть более узкой. [c.132]

Основные месторождения нефтеносных песков многократно описывались в литературе, в основном повторяя друг друга, без существенного обновления. Источник 1967 г. [19], перечисляя месторождения с запасами более 15 млн. баррелей битума, предлагает величину 915 млрд, баррелей США для 19 известных месторождений. Два наиболее крупных месторождения — Альберта в Канаде (710 млрд, баррелей), пояс Оффицина-Тембладор в Венесуэле (200 млрд, баррелей)—и одно более крупное среди более мелких — Бемоланга в Мадагаскаре (1,75 млрд, баррелей). Нефтеносные пески Атабаски в Альберте (Канада) имеют оценку 300 млрд, баррелей извлекаемой нефти, а потому их можно рассматривать как резервы, даже несмотря на различные точки зрения на их величину. Месторождения Венесуэлы, обнаруженные в 1935 г., тянутся в виде полосы 600 км длиной и 85 км шириной. Подробное их исследование было выполнено лишь недавно. Сог.ласно докладу [20], ресурсы нефти в недрах составляют 700 млрд, баррелей при 8—12° единиц API, 4 % серы (111 млрд, т при содержании 6,30 барреля/т), что в 3,5 раза больше оценки 1967 г., но лишь 10 % из них считаются извлекаемыми. [c.56]

Схема, аналогичная рис. 1, применяется в т. н. и н-терферо метре Маха — Цен дер а отличие его от И. Р, состоит в том, что попарно параллельно устанавливаются Mi, и Pi, Р. . При атом можно получить полосы распой толщины, если точно совместить изображения S и S" источника свота S, образованные в двух ветвях интерферометра (рис, 2). Полосы локализованы в плоскости этого изображения, равно как и в плоскости S ", сопряженной с S через объектив О2, где п ведётся наблюдение. Если в иучок лучей вблизи S II S поместить оптически неоднородную среду (наир., поток воздуха), то полосы изменят свою форму, наглядно показывая распроделенив показателя преломления в исследуемой среде. Ширина полос зависит от угла между п увеличиваясь с его уменьшением. Если все зеркала и пластины параллельны, то в [c.174]

В гл. 1 мы показали, что процесс, который переводит атомы с уровня 1 на уровень 3 (для трехуровневого лазера см. рис. 1.4, а) или с уровня О на уровень 3 (для четырехуровневого лазера см. рис. 1.4,6), называется накачкой. Накачка осуществляется, как правило, одним из следующих двух способов оптическим или электрическим. При оптической накачке излучение мощного источника света поглощается активной средой и таким образом переводит атомы активной среды на верхний уровень. Этот способ особенно хорошо подходит для твердотельных (например, для рубинового или неодимового) или жидкостных (например, на красителе) лазеров. Механизмы ушире-ния линий в твердых телах и жидкостях приводят к очень значительному уширению спектральных линий, так что обычно мы имеем дело не с накачкой уровней, а с накачкой полос поглощения. Следовательно, эти полосы поглощают заметную долю (обычно широкополосного) света, излучаемого лампой накачки. Электрическая накачка осуществляется посредством достаточно интенсивного электрического разряда, и ее особенно хорошо применять для газовых и полупроводниковых лазеров. В частности, в газовых лазерах из-за того, что у них спектральная ширина линий поглощения невелика, а лампы для накачки дают широкополосное излучение, осуществить оптическую накачку довольно трудно. Замечательным исключением, которое следует отметить, является цезиевый лазер с оптической накачкой, когда пары s возбуждаются лампой, содержащей Не при низком давлении. В данном случае условия для оптической накачки вполне благоприятны, поскольку интенсивная линия излучения Не с 390 нм (достаточно узкая благодаря низкому давлению) совпадает с линиями поглощения s. Фактически этот лазер представляет интерес лишь в историческом плане, как одна из первых предложенных лазерных схем. Кроме того, его реализация на практике является весьма сложной, поскольку пары s, которые для обеспечения достаточного давления газа необходимо поддерживать при температуре 175 °С, представляют собой весьма агрессивную среду. Оптическую накачку весьма эффективно можно было бы использовать для полупроводнико- [c.108]

X [sm kboty)l kboLy)] . Таким образом, в соответствии с (1.30) выражение для распределения интенсивности в дальней зоне здесь распадается на произведение двух сомножителей. Каждый из них зависит только от одной из угловых координат и представляет собой распределение для источника в виде бесконечной полосы (щели) шириной h, равной 2а или 2Ь соответственно форма такого распределения приведена на рис. 1.14. Рисунок в особых комментариях не нуждается отметим только, что ширина максимума по уровню 0,5 интенсивности составляет примерно 0,9 Х//г. [c.47]

Если неоднородности рассеивателя малы по сравнению с 1 , то мы получаем когерентное сложение света по всей глубине рассеивателя. Если расширить ширину полосы частот Av источника, то величина 1 уменьшится и можно будет достичь положения, когда размер неоднородности станет больше 1 . В этом случае картины спеклов, получаемые с различных глубин рассеивателя, оудут взаимно некогерентными и произойдет сглаживание или усреднение картины. [c.404]

Значительная спектральная яркость. Этот параметр тесно связьгаает между собой плотность потока энергии, телесный угол, в котором она распространяется, и ширину спектра излучения, в котором сосредоточена эта энергия. Если сравнивать между собою по яркости когерентные и некогерентные источники, то видно, что температурные источники значительно проигрывают. Дело в том, что все источники излучения независимо от их температуры не могут излучать сильнее идеального излучателя - АЧТ - при той же температуре. Даже Солнце, которое нам кажется самым ярким источником, имеет такую же яркость, как и АЧТ при температуре 6000 К. По формуле Планка подсчитано, что полная мощность излучения Солнца ( т. е. мощность по всему спектру излучения) не превышает 7000 Вт с каждого квадратного сантиметра поверхности. Это мощностной порог Солнца. Большего мы получить не можем. Цифра эта сама по себе очень значительна. Но вспомним о том, что вся энергия распределена в широком интервале длины волны. Один только видимый участок имеет протяженность 3, 5 10 МГц. А если подсчитать, какая же доля от всей этой энергии приходится на полосу в 1 МГц Оказывается, в этой полосе на длине волны в 0,55 мкм квадратный сантиметр Солнца излучает мощность 10 Вт. А это очень незначительная мощность. Обычный радиопередатчик в этой же полосе обладает мощностью до 10 кВт. [c.29]

Оптическая схема приведена на рис. 2. Устройство включало в себя два зеркала, поворачивающихся в поле зрения на 90°, что составляло примерно 2,7 дюйма (68,5 мм) в направлении движения волны. Картина регистрировалась при помощи покадровой съемки 35-мм камерой WB-2 фирмы Бекман и Уитли , работающей при скоростях между 221600 и 231 800 кадров в 1 с до момента, когда яркость света уменьшалась настолько, что было нельзя проводить дальнейшие наблюдения, оказывалось возможным получить примерно 45 полезных кадров. Применялся полярископ медленно сходящегося проходящего света с зеленым фильтром Рэттен № 77 фирмы Кодак в сочетании с широкополосным тонкопленочным интерференционным фильтром № 90-3-480 фирмы Бауш и Ломб , который служил для поглощения нежелательного красного и голубого света. Такая комбинация позволяла выделить полосу света шириной около 200 А с пиком в окрестности 5460 А, дававшей разрешение не менее 11 интерференционных полос. Источником света служила яркая ксеноновая импульсная лампа GE-524 с питанием от источника напряжением 3600 В и от батареи конденсаторов емкостью 100 мкФ, [c.218]

Наклон диффузора относительно оси, параллельной направлению полос, на угол i приводит к уменьшению эффективного расстояния бЬэф = 6L osi (рис. 3.11), и картина медленно деформируется, — полосы расширяются в соответствии с (3.2), сохраняя практически неизменным свой ход. По завершению опыта с двойным диффузором, в лазерный пучок последовательно вводят тройной диффузор и диффузоры более высокой кратности экспозиции (iV > 3) и демонстрируют основные закономерности перехода от двухлучевой ко многолучевой интерференции от N синфазных и равноудаленных в пространстве в направлении перпендикулярном к освещающему пучку точечных источников равной интенсивности, пространственное распределение излучения каждого из которых задается индикатрисой рассеяния. Демонстрация подтверждает, что при увеличении N положение главных максимумов сохраняется, т. е. расстояние между соседними главными максимумами как и при N = 2 определяется формулой (3.2), но они сужаются, причём ширина главных максимумов изменяется пропорционально 1 /N, а в областях между соседними главными максимумами появляется слабые вторичные максимумы, число которых — N — 2. [c.102]

Уменьшение когерентности световых колебаний с увеличением временной задержки, т. е. уменьшение видности интерференционных полос при возрастании разности хода, связано с конечной шириной спектральной линии источника квазимонохроматического света. Как было показано в 1.6—1.8, такое излучение можно рассматривать как совокупность не скоррелированных между собой отдельных монохроматических волн, частоты которых сплошь заполняют некоторый интервал бш, малый по сравнению со средней частотой ш. Каждая монохроматическая волна из этой совокупности создает в интерферометре свою картину полос, и полное распределение освещенности, как и в приведенном выше примере, определяется простым наложением этих картин. [c.222]

В случае отдельной спектральной линии газоразрядного источника, уширенной вследствие эффекта Доплера, фор.ма контура описывается функцией Гаусса /(х) ехр(—а х ). Для нахождения видности (5.25) нужно рассчитать значение С(А), определяемое формулой (5.23). Вычисляя соответствующий интеграл (см. задачу 2), получаем 1 (А)=ехр —[А/(2а)] . С увеличением разности хода видность полос монотонно убывает (рис. 5.14,6) и полосы практически исчезают при А 2n/6f , где Ьк= /Ггт2/а — ширина спектрального контура на половине высоты. Именно такую кривую видности получил Майкельсон при исследовании красной линии кадмия. [c.226]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...