Френеля линии

Представим другой опыт. Предположим, что площадь круглого отверстия выбрана так, что при данных aj и 09 она равна площади первой зоны Френеля. Начнем перемещать точку наблюдения Р вдоль линии, соединяющей ее с источником, наблюдая периодическое изменение интенсивности света. Оно происходит потому, что в зависимости от расстояния + 02 открывается одна, две зоны Френеля и т.д. Столь подробное обсуждение этог о возможного эксперимента проведено для того, чтобы читатель уяснил, что размер зоны Френеля достаточно сложно зависит от ai, 02 и А. При варьировании одной из этих величин (в данном случае увеличении 02) изменяется число зон Френеля, умещающихся на выбранном круглом отверстии, что приводит к периодическому изменению интенсивности света в точке Р. [c.259]

При помощи эллипсоида Френеля нетрудно геометрически определить в кристалле направления оптических осей первого рода. Оптические оси первого рода представляют собой те направления в кристалле, вдоль которых обе лучевые скорости равны друг другу (о = v"). Поэтому согласно правилу Френеля (см. 143) сечение эллипсоида, перпендикулярное к оптической оси первого рода, должно характеризоваться равенством своих полуосей. Другими словами, это сечение имеет форму круга. Таким образом, направление оптической оси первого рода соответствует линии, перпендикулярной к круговому сечению эллипсоида Френеля. Так как эллипсоид имеет не больше двух круговых сечений, расположенных симметрично относительно его главных осей, то кристалл в самом общем случае имеет две оптические оси, угол между которыми зависит от формы эллипсоида, т. е. от свойств кристалла (рис. 26.9). [c.506]

Волновая теория в той форме, в которой она представлена в работах Гюйгенса и Френеля, заставляет нас различать некоторые из этих линий, проекции которых на пространство наблюдателя являются для него лучами в обычном оптическом смысле. [c.657]

При X > 1 общий вид поля (рис. 49) напоминает соответствующую картину при -поляризации (см. рис. 16). Однако в непосредственной окрестности решетки поля существенно различаются, так как в -случае на лентах обращается в нуль электрическое поле, а в Я — производная магнитного поля по нормали к контуру брусьев. Линии равной амплитуды замыкаются на лентах во втором случае и окружают ленты в первом. Амплитудное распределение в любом сечении над решеткой, параллельном оси Ог, имеет вид стоячей волны. Под центрами щелей и лент образуются максимумы поля, что хорошо согласуется с теорией Френеля. Наличие толщины у брусьев решетки обычно не существенно меняет общий вид распределения полей. Большое различие наблюдается лишь в резонансных случаях, когда амплитуда поля внутри канала достигает значительных величин. [c.98]

Вид Wo и Wi при нескольких разных числах Френеля приведен на рис. 2Л1 а, б. На рис. 2. 1 а штриховыми линиями нанесены также кривые, [c.103]

Рис. 3.2.2. Частотные области, передаваемые при голографировании по схеме Фурье (обведена сплошной линией) и по схеме Френеля 1. .. 4 (обведены штриховой линией).

В соответствии с выражением (4) восстановление изображения точечного объекта с использованием условия фокусировки (5) предполагает неограниченно большие размеры голограммы, на что указывают бесконечные пределы интегрирования в (4). На самом деле конечная разрешающая способность фотопленки ограничивает максимальную пространственную частоту в картине дифракции Френеля, которая может быть зарегистрирована на ней, и, следовательно, пределы интегрирования в выражении (4) определяются разрешающей способностью фотопленки. Если предположить, что предел разрешения (RL) фотопленки равен U пар линий на миллиметр, а ее частотно-контрастная характеристика (ЧКХ) равномерна вплоть до частоты отсечки, то распределение амплитуд в изображении точки, восстановленном в соответствии с выражением (3), запишется в виде [c.160]

Для типичного усилителя внутренний диаметр равен 2,5 мм, длина активного разряда равна 60 см и число Френеля для трубки приблизительно равно единице. Разрядная трубка окружена соленоидом [40, 41], который может создавать магнитное поле 500 э. Соленоид сделан с двумя обмотками, чтобы обеспечить плавное изменение осевого поля от максимума в одном направлении, через нулевое значение, до максимума в другом направлении. Усиление в центре линии необходимо измерять при различных уровнях входного сигнала от лазера-источника, чтобы облегчить выбор подходящего низкого значения входного сигнала. Такой выбор необходим для того, чтобы обеспечить ненасыщенный рел<им работы усилителя при измерении ширины линии выходящего излучения. Между усилителем и приемником может оказаться необходимым поместить несколько ослабителей. [c.398]

Вышеуказанная съемка лучше всего осуществляется с помощью светоделительного приспособления. Оно предназначено для того, чтобы приблизить места сравниваемых плотностей почернения спектрограмм до их соприкосновения по оптически совершенной. линии раздела. Для этого перед щелью спектрографа устанавливают либо бипризму Френеля, либо ромб, либо систему ромбов, а источник света и осветительную систему располагают, например, так, как это изображено на рис. 306, а и б. [c.393]

Результирующее колебание в Р, вызываемое волнами от всей 1-й зоны Френеля, изображается на диаграмме рис. 6.4, а вектором А, замыкающим ломаную линию, образованную векторами АА, АА2,...,ААп. Ему соответствует первое слагаемое в (6.9). В пределе, когда все (15 0, он проходит по диаметру полуокружности. Продолжим построение дальше. Векторная диаграмма результирующего колебания в Р от двух первых зон Френеля показана на рис. 6.4, б. При строгом равенстве амплитуд складываемых колебаний АА1 от элементарных участков амплитуда результирующего колебания от двух открытых зон была бы равна нулю, т. е. вторичные волны в результате интерференции полностью гасили бы друг друга. Но коэффициент наклона К а), убывающий по мере увеличения а, характеризует постепенное уменьшение амплитуд вторичных волн, т. е. модулей элементарных векторов (1Л,. Поэтому амплитуда А колебания от двух зон имеет конечное, хотя и очень малое, значение. Этому соответствуют два первых слагаемых в (6.9). [c.272]

Таким образом, освещенность в точке Р по мере увеличения диаметра отверстия в экране изменяется немонотонно. Пока открывается первая зона Френеля, освещенность в Р увеличивается и достигает максимума при полностью открытой зоне. По мере открывания второй зоны Френеля освещенность убывает и при полностью открытых двух зонах уменьшается почти до нуля. Затем освещенность увеличивается снова, и т. д. К таким же выводам мы придем, если вместо увеличения диаметра отверстия будем приближать к нему точку наблюдения Р вдоль прямой РО (см. рис. 6.3). Так как радиусы зон Френеля в соответствии с (6.7) зависят от расстояния г от Р до экрана, то при этом будут последовательно открываться одна, две зоны и т. д. Эти на первый взгляд парадоксальные результаты, предсказываемые на основе принципа Гюйгенса—Френеля, хорошо подтверждаются экспериментом. Заметим, что они находятся в противоречии с предсказаниями геометрической оптики, согласно которой освещенность в точке Р, лежащей на одной линии с источником и центром круглого отверстия, не зависит от диаметра отверстия. [c.272]

Рис. 3.6. Зависимость дифракционных потерь в конфокальном резонаторе со сферическими зеркалами от параметра Френеля сплошная линия — численное решение уравнения (3.276), Л — по формуле

Б. Бипризма Френеля также широко применяется для создания полей сравнения. Она представляет собой призму, имеющую в главном сечении два острых и один тупой угол. Ребро тупого угла создает линию раздела полей сравнения, поэтому здесь не должно быть фаски. [c.292]

Бипризма Френеля. Бипризма также широко применяется для создания полей сравнения. Она представляет собой призму, имеющую в главном сечении два острых и один тупой угол. Ребро тупого угла создает линию раздела полей сравнения, поэтому здесь не должно быть фаски. Величина преломляющих (острых) углов сс бипризмы зависит от угла ш наклона к оптической оси падающих на бипризму пучков лучей [c.269]

Изготовим пластинку, состоящую из последовательно чередующихся прозрачных и непрозрачных колец с радиусами р , определяемыми из выражения (6.12) (/ = О, 2, 4, 6,. .. для прозрачных и / = 1, 3, 5, 7. .. для непрозрачных колец). Поместим эту пластинку перпендикулярно линии SB на расстоянии R от источника S и на расстоянии от точки В с центром в точке ТИц-На осрюванин сделанных выше замечаний мы должны получить интенсивность в точке В (при освещении той же длиной волны) значительно больше, чем в отсутствие пластинки. Опыт блестяще подтвердил этот ожидаемый результат. Пластинку изготовили с помощью картины колец Ньютона. Так как последователыгость радиусов колец Ньютона подчиняется тому же закону (6.12), то приготовление такой пластинки стало возможным путем фотографирования колец Ньютона в соответствующем масштабе. Приготовленная таким образом пластинка носит название зонной пластинки Френеля (рис. 6.3 а— открыты четные зоны б— открыты нечетные зоны). [c.126]

Если каждую зону Френеля разбить на бесконечное большое число элементарных зон, то ломаные линии превратятся в дугу и каждой зоне Френеля будет соответствовать одна полуокружность. В результате при учете влияния всех зон получится спираль с фокусом в точке N (рис. 6.6, б). Угол, которь ш составляет результирующий вектор сданным направлением, соответствует фазе результирующего колебания в точке наблюдения. Построенная таким образом векторная диаграмма позволяет определить амплитуду и фазу результирующего колебания для произвольного числа действующих зон Френеля. Например, если открыта половина первой зоны, то результирующая амплитуда будет изображаться вектором ОК- Аналогично, ONi, ОN2, ON3, ONi, ON , ON будут соответствовать [c.129]

Во второй половине XIX в. был осуществлен ряд попыток теоретически истолковать явление аномальной дисперсии и найти выражения, связывающие дисперсию и поглощение света. Наиболее успешны были работы Зельмейера, получившего в рамках теории Френеля формулу, достаточно хорошо описывающую изменение показателя преломления в непосредственной близости к линии поглощения. Согласие фо )Мулы Зельмейера с опытом детально исследовалось в работах Д. С. Рождественского. Предложенная им оригинальная методика (метод крюков) позволила проводить эти измерения с большой точностью. В 40-х годах нашего столетия Г.С. Кватер показал, что исследуемая ( юрмула хорошо согласуется с измерениями показателя преломления паров натрия даже на расстоянии всего 0,1 А от центра линии поглощения. [c.138]

При современной технике опыт Френеля можно относительно просто воспроизвести, сложив две стандартные 30-градусные призмы из правовращающего и левовращающего кварца и установив перед ними оптическую щель. Освещая ее линейно поляризованным светом неон-гелиевого лазера, мы видим на удаленном экране две светлые линии, которые хорошо разрешены. Вводя в оптическую схему пластинку Х/4 и поляроид и вращая поляроид на угол ti/2, мы можем раздельно погасить казкдую из этих линий, убедившись, что они поляризованы по правому и левому кругу. [c.155]

Основоположник метода исследования напряжений при помощи поляризованного света Д. К. Максвелл еще в 1850 г. писал Доктор Брью-стер (1816 г.) открыл, что механическое напряжение вызывает в прозрачных телах временную анизотропию в отношении поляризованного света, а Френель (1822 г.) отождествил ату анизотропию с двойным лучепреломлением в кристаллах [9, с. 301]. Просвечивая поляризованным лучом модели из желатина и стекла, он обнаружил линии одинакового цвета (изохромы), соответствующие местам, в которых разность главных средних нормальных напряжений имеет одну и ту же величину. Таким образом была получена полная картина распределения напряжений в модели. Однако предложение Максвелла не получило применения до 1891 г., когда его соотечественник К. Вилсон [9, с. 420] использовал для исследования балки этот оптический метод, получивший название фотоупругости. В России начало оптическому анализу напряжений положил в 1903 г. проф. В. Л. Кирпичев [9, с. 384]. [c.214]

Кйрпшы дифракции Френеля на круглых дивфраг-ме и экране (рис. 2 и 3) в общем случае трудны для анализа. Однако об их особенностях можно судить но освещённости на осевой линии. За экраном па оси осве- [c.676]

Особенности элементарного акта излучения, а также множество физ. процессов, нарушающих осевую симметрию светового пучка, приводят к тому, что свет всегда частично поляризовав. П, с. может возникать при отражении и преломлении света на границе раздела двух изотропных сред с разл. показателями преломления в результате различия оптич, характеристик границы для компонент, поляризованных параллельно и перпендикулярно плоскости падения (см. Френеля формулы). Свет может поляризоваться либо при прохождении через анизотропную среду (с естеств, или индуцированной оптич, анизотропией), либо вследствие разных коаф. поглощения для разл. поляризаций (см. Дихроизм), либо вследствие двойного лучепреломления. П. с. возникает при рассеянии света, при оптич. возбуждении резонансного свечения в парах, жидкостях и твёрдых телах. Обычно полностью поляризовано излучение лазеров. В сильных электрич. и магн. полях наблюдается полная поляризация компонент расщепления спектральных линий поглощения и люминесценции газообразных и ковдеасиров. сред (см. Электрооптика, Магнитооптика), [c.67]

На рис. 3.96 показана картина дифракционных линий Френеля от продольных стоячих волн в топазе, на рис. 3.97 представлено видимое отображение акустических волн в расплавленном кварце, полученное методом Шлиерена, позволяющим найти распределение акустической энергии вдоль траектории луча. [c.453]

Широко известный метод голографии с наклонным опорным пучком [4—7], разработанный Э. Лейтом и Ю. Упатниексом, впервые применившими в качестве источника излучения лазер, также основан на регистрации в присутствии когерентного фона светового поля от предмета в зоне дифракции Френеля, однако источник излучения смещен с линии объект - голограмма так, что объектный и опорный пучки сходятся под некоторым углом. Этот метод, позволяющий получать высококачественные объемные изображения трехмерных объектов, получил большое распространение в практике зкспериментальных исследований. [c.8]

Однако поверхность волны в кристалле является волновой поверхностью Френеля (фиг. 1.191), которая, как мы видели, двуполая. Таким образом в кристалле получается два фронта волны и две преломленных волны, соответствующие двум касательным плоскостям к поверхности волны, проведенным через прямую линию, являющуюся геометрическим местом точек В. [c.37]

Сравнение результатов осевой и внеосевой голографической записи показывает, что при использовании внеосевой голограммы для записи информации о частицах в исследуемом объеме требуется фотопленка со значительно более высоким разрешением. Если ту же самую фотопленку с разрешением /2=1П4,64 пар линий/мм использовать для записи осевой голограммы Френеля, то мы будем иметь ППШПП= 156 050. Это означает, что на данной фотопленке можно записать большее число дифракционных полос Френеля следовательно, и восстановленное изображение будет характеризоваться высоким разрешением. Однако в этом случае голограмный шум, вызывающий ухудшение восстановленного изоб- [c.171]

Как известно, философы древности предполагали, чгз свет представляет собой лучи, исходящие из глаз эти лучи определенным образом ощупывают объекты и дают наблюдателю представление об их существовании. Эта концепция господствовала в средние века, но В конце концов она была заменена гипотезой о переносе энергии от источника света к объекту, а затем от объекта к глазу, согласно закону, который позже был установлен Снеллем, Декартом и Ферма. Природа этого переноса была объяснена двумя теориями, которые почти одновременно были развиты Ньютоном и Гюйгенсом. А именно приблизительное 1700 г. Ньютон опубликовал свою корпускулярную теорию света, согласно которой источник света испускает мельчайшие частицы, перемещающиеся по прямым линиям с чрезвычайно большими скоростями следовательно, вся геометрическая оптика могла быть объяснена простейшим образом, если ограничиться изучением хода световых лучей. По мере развития науки, когда стали проникать во внутреннюю структуру явлений, оказалось необходимым ввести понятие о волновой природе света. Первая гипотеза в этом духе была высказана в Трактате о свете Гюйгенса, появившемся в 1690 г. Гюйгенс рассматривал световые явления как результат распространения волн, подобных тем, которые наблюдаются при распространении звуковых волн в жидкостях и газах. Только спустя 50 лет у Эйлера возникла идея о периодичности световых явлений известно, насколько успешно эта новая гипотеза помогла Френелю объяснить явление дифракции. [c.9]

Исследования отражения, света под углом Брюстера показали, что имеются небольшие от- клонения от предсказаний формуп Френеля. Оказалось, что не существует такого угла падения, при котором интенсивность отраженной волны с электрическим вектором, колеблющимся в плоскости падения, была бы равна нулю, а электрический вектор отраженной волны колебался бы по линии перпендикулярной плоскости падения. Если в падающей лиНейно поляризованной волне вектор Е перпендикулярен плоскоста падения то отраженная под углом Брюстера волна является эллиптически поляризованной, что находится в противоречии с формулами Френеля, которые предсказывают линейную поляризацию. Ясно также, что существование у эллиптически поляризованной волны компоненты вектора Е в плоскоста падения объясняет отсутствие угла, при котором интенсивность отраженной волны соответствующей поляризации была бы равна нулю. [c.103]

Прежде чем анализировать полученные результаты, приведем наглядную геометрическую интерпретацию вычисления напряженности поля в точке Р на основе принципа Гюйгенса—Френеля. Изобразим колебание напряженности поля в точке Р, вызванное вторичной волной от элементарного участка (15 волновой поверхности, лежащего в центре С отверстия (т. е. на линии ОР), с помощью векторной диаграммы (рис. 6.4). Этому колебанию на ней сопоставляется элементарный вектор АА, вращающийся по часовой стрелке с угловой скоростью. равной частоте гизлучения.. иеточ-ника. Колебание, вызванное вторичной волной от следующего (такого же по площади) элементарного кольцевого участка, изображается таким же по модулю вектором АА , но повернутым относительно АА на небольшой угол, так как оно несколько отстает по фазе. Колебанию, приходящему в точку Р от участка, прилегающего к границе первой зоны Френеля, будет соответствовать вектор ААп, повернутый относительно АА на л, так как по самому определению зон Френеля разность хода соответствующих им вторичных волн равна к/2. [c.271]

Рис. 21.6, Френелевский объем (огибающая первых зон Френеля) для лзгча, соединяющего точки го и го а) луч криволинейный б) луч — прямая линия.

Структура поля. Чтобы разобраться в полях, возникающих при дифракции на теле, следует выделить отдельные области, в которых структура поля примерно известна. Рассмотрим дифракцию поля точечного источника или плоской волны на непрозрачном теле произвольной формы (рис. 22.1). Прежде всего, попытаемся представить себе геометрооптическую структуру поля. За телом возникает тень, повторяющая его контуры в тень лучи не проникают. В точку наблюдения Гь которая находится в освещенной части пространства, лучи могут приходить либо непосредственно от источника, либо отразившись от поверхности тела. Разумеется, луч приходит в г только в том случае, если выполнено условие применимости геометрической оптики размер первой зоны Френеля на поверхности тела много меньще характерного масштаба тела. При этом отраженные лучи могут образовать каустические поверхности. Лучи могут пересекаться на одной линии или в одной точке — о полях вблизи фокуса см. п. 23.5. Геометрическая оптика не может [c.238]

Аналогом дифракционной линии среди открытых резонаторов является резонатор из двух плоских зеркал. Фокусировки здесь нет, а потери тем меньше чем больше отношение размера зеркала а к величине первой зоны Френеля лJKL, т. е. чем ближе все поле внутри резонатора к геометрооптическому и меньше доля полутеневого поля в процессе установления колебания. [c.268]

Рис, 4.10. Зависимости коэффициента равномерности от числа Френеля Л/ф для гипергаус совых пучков а — контраст <10 т — параметр (цифры у кривых) б — т=10 (сплошные линии) и 20 (шfpиxoвыo). х — параметр (цифры у кривых) [c.154]

ИЛИ их фазы отличаются на я. Это определяет положение результи-руюш его вектора А, который перпендикулярен оси X. Если первую зону, Френеля разбить на бесконечно большое число подзон, то ломаная линия выльется в полуокружность, которая показана на рис. 35.4, а. Продолжая построение, можно получить графический результат действия любого числа зон. На рис. 35.4, б представлен результат действия двух зон, а на рис. 35.4, в — бесконечного числа зон. Спираль получается в результате того, что длина элементарных [c.265]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...