Волновой фронт геометрический

В такой первоначальной форме принцип Гюйгенса говорит лишь о направлении распространения волнового фронта, который формально отождествляется с геометрической поверхностью, огибающей вторичные волны. Таким образом, речь идет собственно о распространении этой поверхности, а не о распространении волн, и выводы Гюйгенса относятся лишь к вопросу о направлении распространения света. В таком виде принцип Гюйгенса является, по существу, принципом геометрической оптики и, строго говоря, может применяться лишь в условиях пригодности геометрической оптики, т. е. когда длина световой волны бесконечно мала по сравнению с протяженностью волнового фронта. В этих условиях он позволяет вывести основные законы геометрической оптики (законы преломления и отражения). Рассмотрим для примера преломление плоской волны на границе двух сред, причем скорость волны в первой среде обозначим через 01, во второй — через [c.19]

Причина лежит в том, что принцип Гюйгенса в его первоначальной форме был принципом, областью применения которого являлась область геометрической оптики. Выражаясь языком волновой оптики, он относился к случаям, когда длину волны можно было считать бесконечно малой по сравнению с размерами волнового фронта. [c.151]

Исторически первая волновая трактовка дифракции была дана Т. Юнгом (1800 г.), который исходил из представлений, внешне сильно отличающихся от френелевских. Помимо закона распространения волнового фронта в направлении лучей, выводимого из построения огибающей вторичных волн Гюйгенса, Юнг ввел принцип передачи или диффузии амплитуды колебаний вдоль волнового фронта (поперек лучей). Скорость такой передачи пропорциональна, по Юнгу, длине волны и растет с увеличением различия амплитуд в соседних точках волнового фронта. Кроме того, диффузия амплитуды сопровождается изменением фазы колебаний. Таким образом, по мере распространения волнового фронта происходит сглаживание, расплывание неоднородного распределения амплитуды на волновом фронте. Полосы, наблюдающиеся при дифракции на экране с отверстиями (см. рис. 9.13, 9.14 и 9.18), возникают, по Юнгу, в результате сдвига фазы между колебаниями в падающей волне и колебаниями, диффундирующими в данную точку из соседних областей волнового фронта. В области геометрической тени падающая волна отсутствует, наблюдается чистый эффект диффузии, и полосы появиться не могут, что находится в соответствии с наблюдениями. [c.171]

Основным понятием, которым мы оперировали на протяжении всего курса, служила плоская (или сферическая) волна. В данной главе выяснилось, что применительно к оптическим квантовым генераторам более адекватным физическим образом является совокупность когерентных между собою волн, удовлетворяющая требованиям принципа цикличности. Такая совокупность, характеризующаяся определенными частотой, поляризацией и стационарной геометрической конфигурацией, носит название типа колебаний резонатора ). В резонаторе, образованном плоскими зеркалами, типом колебаний служит стоячая волна (229.8), в случае резонатора со сферическими зеркалами, — стоячая волна, состоящая из двух гауссовых пучков, распространяющихся навстречу друг другу, волновые фронты которых совпадают с поверхностями зеркал. В других случаях конфигурация поля будет иной, характерной для каждой конкретной геометрии резонатора. [c.809]

Оптическая ось О О" составляет некоторый угол с преломляющей гранью кристалла (рис. 17.21, б). В этом случае одновременно около всех точек А, С я О возникнут сферические волновые поверхности одинакового радиуса, в результате чего волновой фронт обыкновенной волны в кристалле пойдет параллельно падающему и обыкновенные лучи Ло, С и Оо пересекут грань кристалла не преломляясь. Волновой фронт необыкновенной волны также параллелен падающему фронту, но точки его касания с эллиптическими волновыми поверхностями сдвинуты относительно точек А, С, О. Это приводит к отклонению необыкновенных лучей Ае, Се и Ое от их первоначального направления. Таким образом, геометрическое построение Гюйгенса объясняет отклонение [c.48]

Рассмотрим геометрическую картину волновых фронтов в области л О (рис. 52). Выражения и и У] — вклад от продольной волны Р с уравнением фронта г = т, а выражения 2 и Уг дает поперечная волна 5, которая содержит волну с круговым фронтом г = ту и головную поперечную волну с прямолинейным фронтом т — X — У 1у — 1 = = 0. Головная поперечная волна 5 порождается бегущей продольной волной Р при ее взаимодействии со свободной поверхностью. Фронт головной поперечной волны касается окружности г = ту в точке 9 = 0о, в которой соз 00 = У . Следовательно, головная поперечная волна существует при 0 < 00- Отметим, что вектор перемещения имеет особенности порядка —1/г на фронтах продольной (г = т) и поперечной (г = ту ) волн. При этом на фронте поперечной волны г — ту , идущей за головной поперечной волной (т. е. при 0 <С 0о), эта особенность появляется при подходе к фронту с любой стороны. Необходимо отметить также наличие особенности на свободной поверхности в точке х = т/р, бегущей со скоростью волн Релея. Эта особенность имеет порядок —1 и присутствует только на свободной поверхности. Ее появление связано с наличием нуля з = р в выражении Р(з) в знаменателях функций и и у. [c.482]

Значение уравнения в частных производных Гамильтона в теории распространения волн. Выше было выяснено, что уравнение в частных производных Гамильтона (8.7.17) в оптике выражает принцип Гюйгенса в дифференциальной форме. Хотя принцип Гюйгенса основан на предположении о волновом характере движения, построение с помощью этого принципа последовательности волновых фронтов является методом геометрической, а не физической оптики. Для того чтобы более глубоко изучить связь между уравнением в частных производных Гамильтона и принципами физической оптики, мы несколько преобразуем определение волнового фронта. До сих пор мы рассматривали волновые поверхности в связи с распространением элементарных световых возбуждений в геометрической оптике, однако они имеют не меньшее значение и в физической оптике при изучении распространения световой волны определенной частоты. При этом волновые поверхности могут быть определены как поверхности равной фазы. Скорость распространения света является в то же время скоростью распространения фазового угла, например ф, в направлении, перпендикулярном волновым поверхностям. [c.315]

Если вьшолняется условие d>A,TO, как указывалось выше, оценку напряженного состояния можно осуществить с использованием метода геометрической акустики, который заключается в построении волновых фронтов вдоль лучей по принципу Ферма /88/. Метод геометрической акустики разработан для правильных форм включений и для плоских волн. При электрическом пробое в твердых телах, как правило, генерируются волны цилиндрической симметрии причем на расстояниях, меньших пяти радиусов канала разряда, волна имеет ударный характер, т.е. ее скорость превышает скорость звука в среде, а далее она вырождается в волну сжатия, которую с определенными приближениями можно рассматривать как плоскую. Поэтому анализ напряженных состояний, проведенных в /95/, можно использовать для качественной оценки поля механических напряжений вблизи неоднородностей при электрическом пробое композитов. [c.138]

Как известно, под дифракцией понимают любое отклонение от прямолинейного распространения электромагнитных волн, если только это отклонение не является причиной обычных законов геометрической оптики — отражения или преломления [23]. Наиболее отчетливо дифракционные явления проявляются при распространении электромагнитных волн вблизи непрозрачных препятствий, хотя явление дифракции имеет место во всех случаях, когда изменение амплитуды или фазы неодинаково на всей поверхности волнового фронта, т. е. оно возникает при амплитудном или фазовом локальном нарушении волнового фронта. [c.248]

Измерение указанных параметров возможно по анализу распределения рассеянного волокном когерентного излучения [51, 203, 217, 248]. Однако, если волокно прозрачно для излучения лазера, распределение рассеянного волокном лазерного излучения зависит не только от размеров и формы волокна, но и от других факторов, которые необходимо учитывать структуры поперечного сечения волокна (моноволокна, световоды, трубки, многожильные волокна и т. д.), показателя преломления материала, его однородности и изотропности, а также ориентации плоскости поляризации излучения относительно геометрической оси. Эта зависимость объясняется тем, что часть излучения проходит непосредственно через материал волокна и интерферирует с излучением, рассеянным его поверхностью. Особенности внутренней структуры и свойства материала волокна определяют деформацию волнового фронта излучения, проходящ,его через волокно, и вид результирующего распределения интенсивности рассеянного излучения, по которому судят о геометрических параметрах волокна. . [c.269]

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]

Казалось бы, что к ДОЭ, имеющим структуру с размерами деталей, сравнимыми с длиной волны, приближение геометрической оптики неприменимо. Однако при разложении поля дифрагированного света по порядкам дифракции оказывается, что каждый порядок в отдельности характеризуется достаточно плавным волновым фронтом, к которому можно применить это приближение. В связи с этим ДОЭ и оптические системы с ДОЭ будем рассматривать в основном в рамках геометрической оптики, используя там, где это необходимо, волновые методы решения задачи дифракции. [c.10]

Введение амплитудных корректоров заставляет нас ненадолго вернуться к геометрическому приближению. Лучи, с которыми приходится там манипулировать, являются нормалями к волновому фронту таким образом, их направление связано исключительно с формой фронта, т.е. с распределением фазы излучения. Чисто амплитудные корректоры, по определению, не меняют распределение фазы, и поэтому лучи на них преломления не испытывают. Отсюда следует, что при составлении лучевой матрицы геометрического приближения амплитудные корректоры, в отличие от [c.19]

Рис. 1.17. Угловые распределения излучения источников с равномерно распределенной амплитудой и сферическим волновым фронтом 1 - геометрическая компонента расходимости отсутствует (плоский волновой фронт - та же кривая, что и на рис. 1.14) 2 - Н р - 2 /h (стрелка прогиба волнового фронта Л./4) 3 - h/ р = = 4,5 /h (стрелка прогиба 9Х/16) 4 - h/ р - S /h (стрелка прогиба Л.)

Чаще всего используются квадратичные фазовые корректоры — тонкие линзы. Линза с фокусным расстоянием, равным радиусу кривизны сферического волнового фронта, превращает последний в плоский и, таким образом, позволяет начисто избавиться от той компоненты расходимости, которую мы называли геометрической. [c.57]

Точное формирование изображения без аберраций, изменения размеров или искажения требует выполнения двух условий. Первое условие состоит в том, чтобы при записи и восстановлении голограммы используемый свет имел одну и ту же длину волны. Второе условие — направление распространения и форма волнового фронта, падающего на голограмму при восстановлении,— должно либо точно соответствовать опорному пучку, использованному при записи, либо его комплексному сопряжению. Комплексно-сопряженным называют такой волновой фронт, который имеет одинаковую форму с исходным, но распространяется в противоположном направлении. На рис. 1 иллюстрируются эти случаи простой схемы записи, формирования мнимого изображения и формирования сопряженного (действительного) изображения. Следует заметить, что относительно голографической пластинки положения точек фокусировки опорного пучка на рис. 1, а и восстанавливающих пучков на рис. 1, б и б остаются одними и теми же. Если голограмма записана в тонком слое эмульсии, то кроме рассмотренных возможны и другие схемы восстановления, которые обеспечат формирование неискаженного изображения. Чтобы найти соответствующие геометрические конфигурации, рассмотрим запись голограммы по схеме рис. 2, а в случае, когда волновые фронты, создаваемые падающими на нее сигналом и опорной волной, записываются в виде [c.242]

ГОЭ можно рассматривать как запись оптической интерференционной картины, такой, что в каждой точке регистрирующего материала поверхность интерференционных полос является зеркальной и отражает входной луч в выходной. Такой подход справедлив только для частной пары сопряженных волн, для которых рассчитывается ГОЭ. Подход полезен тем, что позволяет найти поверхностную решетку, которая действительно определяет геометрию формирования изображения голографическими элементами. Эта поверхностная решетка представляет собой геометрическое место точек, в которых пересекаются зеркальные интерференционные плоскости с поверхностью материала, на котором записывается голограмма. Чтобы быть точными, это поверхность регистрирующего материала, из которой выходят преобразованные или дифрагированные волны. Поверхностная решетка плоской и объемной голограмм полностью определяет изображающую геометрию, т. е. положение изображения, аберрации, увеличение и т. п., какой бы волновой фронт ни преобразовывался ГОЭ. (К счастью, на эффективность ГОЭ, т. е. на амплитуду преобразованного волнового фронта, оказывают влияние другие факторы.) [c.635]

С точки зрения геометрической оптики искажения плоского волнового фронта эквивалентны отклонению луча, прошедшего через точку с координатой на угол ф ( ) = При этом те [c.60]

Согласно волновому принципу Гюйгенса, положение волнового фронта в некоторый момент времени позволяет определить волновой фронт, а следовательно, и направление лучей в любые последующие моменты времени. Исходя из такого построения, можно прийти к выводу о том, что свет при прохождещш через отверстия на непрозрачном экране распространяется также и в области геометрической тени непрозра<нюго экрана, т. е. имеет место отклонение света от направления прямолинейного распространения. Такое явление огибания светом препятствия носит название дифракции света. Задачу дифракции можно считать решенной, если определить распространение интенсивности в зависимости от углов между прежним направлением (направлением прямолинейного распространения) и направлениями дифрагированных лучей (угол между прежним направлением луча и дифрагированным лучом будем называть углом дифракции). Принцип Гюйгенса не в сосгоя- [c.118]

Таким образом, возникновение дифракционных полос вблизи границы геометрической тени характерно только в случае ограничения сечения волнового фронта непрозрачным экраном с отверстием. В случае же постепенного уменьщения амплитуды колебаний, что тоже эквивалентно некоторому эффективному ограничению волнового фронта, дифракционные явления приводят только к расширению поперечного сечения пучка, а чередования областей с ббль-шими и меньшими значениями освещенности не наблюдается. Это хорошо видно на фотографиях (рис. 9.8, б, в, г), полученных с помощью гелий-неонного лазера при последовательном смещении плоскости наблюдения. Фотография рис. 9.8, д получена после ограничения пучка в плоскости ЕЕ щелью из лезвий бритв, в результате чего появились характерные дифракционные полосы (ср. рис. 9.7, а). [c.189]

В том предельном случае, когда справедлив переход к геометрической оптике, т. е. в случае исчезающе малой длины волны, распространение волнового ( )ронта может быть найдено простым построением. Пусть поверхность Р (рис. 12.1) изображает поверхность равной фазы (волновой фронт) к некоторому моменту i. В каждой точке М этой поверхности построим сферу с радиусом п = от, где V есть скорость распространения волны в данном месте, а т — бесконечно малый промежуток времени. Поверхность/ , огибающая эти маленькие сферы, есть также поверхность равной фазы, ибо все точки ее будут иметь к моменту (( + т) те же фазы, что и точки поверхности Р к моменту t. Отрезки прямых п, соединяющие точки М с точкой касания соответствующей сферы и огибающей, представляют собой элементы луча, перпендикулярные к поверхности 1 )ронта ). [c.274]

Резюме. Механические траектории консервативных систем могут быть получены из частного решения уравнения в частных производных Гамильтона — Якоби с помощью построения ортогональных траекторий к поверхностям S = onst. Это построение аналогично построению волнового фронта и световых лучей в геометрической оптике. Поверхности равного времени в оптике соответствуют поверхностям равного действия в механике, а принцип наименьшего времени Ферма — принципу наименьшего действия или принципу Якоби. И оптические и механические явления могут быть описаны как с помощью волн, так и с помощью частиц. При описании с помощью волн мы оперируем с бесконечным семейством поверхностей, которое определяется уравнением в частных производных Гамильтона. При описании же с помощью частиц мы оперируем с ортогональными траекториями к этим поверхностям, и они определяются принципами. Ферма и Якоби. Аналогия распространяется только на траектории механических частиц, не касаясь того, как движение происходит во времени. Кроме того, ири этой аналогии среди всех возможных механических траекторий выделяются те, по которым движение начинается перпендикулярно к заданной поверхности. [c.314]

То, что для Гюйгенса и Юнга являлось проблемой, для Гамильтона — исходный пункт. Они ставили себе задачу объяснить опытный факт прямолинейного распространения света, выводя его из каких-то причин, скрытых во внутренней природе световых явлений. Гамильтон видит свою задачу не в обяснении этого факта, а в такой его формулировке, которая максимально удовлетворяла бы стремлению к единству и стройности математической схемы. Это не значит, что нельзя пользоваться вспомогательными конструкциями, вроде волновых фронтов, но не следует приписывать им реальность. Все значение этих вспомогательных конструкций состоит в том, чтобы сделать возможной математическую формулировку наблюдаемых соотношений. В этом Гамильтон убедился еще больше, когда в третьем добавлении к своей Теории систем лучей показал, что построенный им общий метод геометрической оптики может быть выражен как корпускулярным, так и волновым языком, причем, независимо от принятого аспекта. [c.808]

Опираясь на механику Гамильтона—Якоби и на результаты развития геометрической оптики в трудах Бельтрами, Липшица, Брунса, Ф. Клейна, Дебая, Зоммерфельда и Рунге, которые с помощью уравнения эйконала придали геометрической оптике обобщенный вид и нашли для ее соотношений векторное выражение, Шредингер исходил из гамильтоновой аналогии. Он применил неевклидово мероопределение ( 8 = 2Т(д , и все последующие рассуждения вел в пространстве конфигураций. Воспользовавшись построением ортогональных некоторому лучу поверхностей дей- ствия и уравнением Гамильтона—Якоби и показав, что эти поверхности распространяются в пространстве в виде волнового фронта, Шредингер пришел к выводу, что принцип Гамильтона выражает собой принцип Гюйгенса в его до-френелевой формулировке. Отсюда, воспользовавшись соотношением Я = Шредингер получает свое основное волновое уравнение, [c.861]

ЛУЧ — понятие геометрической оптики (световой Л.) и геометрической акустики (звуковой Л.), обозначающее линию, вдоль к-рой распространяется поток энергии волны, испущенной в определ. направлении источником света или звука. В каждой точке Л, ор-тогоналсн волновому фронту. В однородной среде [c.615]

Одна из геометрических схем для записи голограммы Лейта-Упат-никса показана на рис. 5.12, а. Когерентное излучение с плоским волновым фронтом рассеивается (в этом примере) прозрачным объектом, и голограмма образуется при условии, что рассеянный пучок интерферирует с опорным лучом, создаваемым из подходящим образом отведенной неиспользованной части падающего излучения. Чтобы понять, каким образом голограмма, полученная при фоторегистрации этой интерференционной картины, несет информацию об амплитуде и фазе, необходимую для восстановления изображения объекта, достаточно рассмотреть процесс лишь в одном измерении (ось х на рис. 5.12, а). [c.106]

В случае однородной среды интегрирование уравнения (2.3.10) дает ф(г) = к-г, где к = 2тги/Х. Вывод уравнения (2.3.10) мы предлагаем читателю провести самостоятельно в качестве упражнения (задача 2.5). Уравнение (2.3.10) называется в геометрической оптике уравнением эйконала. Поверхности постоянной величины ф, определяемые этим уравнением, представляют собой поверхности постоянной оптической фазы, или волновые фронты. Световые лучи определяются как траектории, ортогональные волновым фронтам ф т) = onst, и, следовательно, описываются также уравнением [c.41]

Плоские и сферические волны. Понятие о фазовой скорости. Сперва рассмотрим когерентные пучки с плоскими либо сферическими волновыми фронтами. Начнем с геометрического приближения напомним, что AB D матрицы в этом случае рассчитываются без учета амплитудных корректоров и являются действительными. [c.26]

Некоторые другие виды излучателей. О когерентном и некогерентном сложении. Сначала коснемся расходимости излучения эрмитовых и лагер-ровых пучков с произвольными индексами ( 1.2), ограничившись тем наиболее важным случаем, когда их параметры р и w действительны. Среди этих пучков тот единственный, который обладает настоящим сферическим волновым фронтом — гауссов, — нами уже рассмотрен. Выражения для распределений комплексной амплитуды остальных пучков, помимо множителя exp[(ik/2p) (рс] + > i)], содержат еще и другие влияющие на общую фазу множители, приводящие либо к скачкам фазы на я, либо к медленному ее изменению. Мы и тут будем говорить о геометрической компоненте расходимости ( г = ЬЦ р ) и дифракционной, которая имеет место при р = оо, хотя такое разделение здесь носит более условный характер, чем при подлинной сферической эквифазной поверхности. [c.54]

Пусть измерительная линза заметно удалена от источника, так что параметр ширины на линзе Wi существенно превышает Wq и дифракционная компонента расходимости соответственно мала. Мысленно разобьем линзу на две, одна из которых имеет фокусное расстояние, равное радиусу кривизны Pi волнового фронта непосредственно перед ней, у другой / = = (1// — 1/Pi) >/ Первая из этих линз вьшрямляет волновой фронт и тем самым уничтожает геометрическую компоненту расходимости, превращая пучок в гауссов с параметром ширины в перетяжке Wi и полной расходимостью X/ n/ttwi), существенно меньшей, чем у исходного пучка. Вторая линза формирует в своей фокальной плоскости, т.е. на расстоянии / = / пятно, размер которого соответствует этой меньшей расходимости. Нетрудно видеть, что отношение djl достигнет своего минимального значения, равного X/( /7rwi), именно здесь, а не в истинной фокальной плоскости измерительной линзы (где оно составляет [c.59]

Сходные закономерности имеют место и в общем случае пучок с любым начальным распределением поля, расширяясь на достаточном удалении от источника конечных размеров, приобретает сферичность волнового фронта — дифракционная компонента расходимости убьюает, геометрическая растет. Компенсация сферичности частично или полностью уничтожает геометрическую компоненту и уменьшает общую расходимость. Добавим еще, что волновой фронт может иметь определеннз-ю сферичность и непосредственно на выходе источника. В результате основанный на поиске минимума отношения djl прием измерений чаще всего приводит к большим систематическим ошибкам. [c.59]

Крзошомасштабные аберрации в неустойчивых резонаторах. В случае неустойчивых резонаторов разлагать в ряды по собственным функциям нельзя [28], и от теории возмущений приходится отказаться зато геометрический подход может быть использован уже без каких-либо оговорок и в еще более простой модификации. Дело в том, что ход лучей, соответствующих низшим модам плоского резонатора, сильно меняется под воздействием самых ничтожных фазовых аберраций (ср. рис. 2.18 и ЪПа), В то же время на протяжении большей части сечения неустойчивого резонатора шаги луча по зеркалу столь велики ( удаление луча от оси на каждом двойном проходе возрастает в М раз), что небольшие аберрации на траекторию луча практически не влияют. Поэтому здесь можно считать ход лучей совпадающим с ходом при идеально однородной среде, а величину набегающего за счет неоднородности искривления волнового фронта — равной разности оптических путей по соответствующим траекториям. [c.159]

Общим признаком всех резонаторов, эквивалентных плоскому (в том числе изображенных на рисунке), является то, что в геометрическом приближении все лучи, нормальные к поверхности одного из концевых зеркал, по проховдении резонатора падают нормально на поверхность второго концевого зеркала и следуют обратно по тому же пути. Благодаря этому такие резонаторы можно представить в виде совокупности участков, каждый из которых ограничен парой параллельных плоскостей или концентрических сфер. Находящиеся между участками тонкие линзы вызьюают лишь соответствующие изменения кривизны волнового фронта, обеспечивая совпадение распределений полей на разделенных этими линзами границах участков. Границами крайних участков служат сами концевые зеркала. [c.223]

Как отмечалось в разделе 2.3, фазовые искажения волнового фронта считывающего света не должны превышать V4 с учетом искажений, вносимых ПВМС. Более высокий уровень фазовых искажений, как и геометрические искажения изображения, приводит к потере эквивалентной информационной емкости обрабатываемого изображения. Следует отметить, что искажения, вносимые ПВМС, могут быть при усложнении системы считывания скомпенсированы. Для этого модулятор при считывании должен освещаться светом, волновой фронт которого комплексно сопряжен искажениям, вносимым модулятором. Такой волновой фронт можно получить, используя голографический метод, применявшийся, например, для компенсации фазовых искажений ПВМС ПРОМ [9.122]. К недостаткам метода можно отнести значительные потери считывающего света. [c.254]

Достижение больших геометрических увеличений (- 150Х) при безлинзовом восстановлении волнового фронта от биологических микрообразцов, также освещаемых лазером на длине волны 0,63 мкм. [c.120]

Первый множитель представляет собой геометрическую тень с периодом 1/а, второй является поправкой, возникающей вследствие астигматизма и сферической аберрации, а также обусловленной наличием члена четвертого порядка, выражающего отклонение сферического волнового фронта от параболоида. Во всех практических приложениях Zq будет порядка величины причем 2о всегда пренебрежимо мало по сравнению с 2 s- Таким образом, астигматизм и сферическую аберрацию пучка можно определить по двум голограммам синусоидальной решетки, полученным при двух взаимно перпендикулярных положениях. Однако этот метод не очень чувствителен. Вблизи края освещенного поля, где а, т] 6, расстояние между двумя соседними максимумами будет в (l+ vyZg) раз меньше геометрического расстояния. Если же нужно получить хорошие фотографии, то 2о должно быть порядка и этот множитель будет порядка единицы. Отсюда видно, что синусоидальная [c.250]

На рис. 25 показано, каким образом, возникает дифракционная картина, если источник удален в бесконечность. В этом случае плоская падающая волна В1 преобразуется в сферическую волну В2, центр которой S представляет собою геометрическое изображение бесконечно удаленного источника. На самом деле структуру изображения S точечного источника S определяет явление дифракции. По принципу Гюйгенса - Френеля каждая точка поверхности волнового фронта может бьпъ рассмотрена как вторичный источник. Разные точки одного волнового фронта ведут себя как когерентные синхронные вибраторы, и испускаемые ими волны могут интерферировать. В некоторую точку Pi плоскости Я, проходящей через геометрическое изображение S источника, придут колебания, дифрагированные всеми точками волновой поверхности Иа рисунке показаны два луча, дифрагированных точками Mi и М , тогда интенсивность света в точке [c.36]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...