Квазимонохроматический свет

В случае квазимонохроматического света интерференционный член не равен нулю ai2(At) и у12(Д<)1, зависящие от Af = г2 — г )1с, изменяются относительно медленно. На экране наблюдается некоторая стационарная интерференционная картина, соответствующая синусоидальному распределению с почти постоянной [c.306]

Рис. 1.3. Измерение коэффициентов пропускания и поглощения. Монохроматический свет с перестраиваемой частотой интенсивностью /о(ш) падает на образец Р длиной /. (В качестве источника квазимонохроматического света можно использовать узкополосный перестраиваемый лазер или излучение с широким спектром, пропущенное для частотной селекции через монохроматор.) Интенсивности /о(со) и /(ш) до и после прохода через образец измеряются с помощью детекторов излучения Dq и D. При помощи схемы сравнения получается отношение /(со)//о(ш). В записывающем устройстве координате у соответствует коэффициент пропускания, а координата л пропорциональна частоте. Коэффициент поглощения определяется по формуле =

Для квазимонохроматического света величины у12(т) и ф являются медленно изменяющимися функциями по сравнению с os сот, как это следует из анализа интерференционных картин (см. 26, 27). Поэтому максимумы и минимумы интенсивности в (30.18) достигаются при значениях os (сот — ф), равных +и видимость интерференционной картины равна [c.193]

Когда ширина спектра Лш мала по сравнению со средней частотой ( )о(А(о<Сшо), излучение называют квазимонохроматическим. Излучение в виде достаточно длинного цуга синусоидальных волн или в виде хаотической последовательности таких цугов дает пример квазимонохроматического излучения. Отдельные спектральные линии в излучении разреженных газов представляют собой квазимонохроматический свет. Такой свет можно также выделить из излучения источников, дающих непрерывный спектр (Солнце, раскаленные тела), с помощью монохроматоров — приборов, осуществляющих спектральное разложение. Наибольшей степенью монохроматичности (характеризуемой отношением ыо/Ам или Ко/ Х) обладает излучение стабилизированных по частоте газовых лазеров. [c.52]

Классическая модель оптического излучения возбужденного атома (см. 1.5) -также дает пример квазимонохроматического света. Напряженность поля в волне, испускаемой затухающим осциллятором, изменяется по закону [c.52]

Рассмотренными здесь примерами линейно поляризованного и естественного квазимонохроматического света не исчерпываются все возможные случаи. Линейно поляризованный квазимонохроматический свет, как и монохроматический, можно с помощью определенных устройств превратить в эллиптически поляризованный (в частном случае в циркулярно поляризованный). Кроме того, возможен частично поляризованный свет, который можно рассматривать как смесь естественного света с поляризованным. [c.61]

Формулу (5.20) можно использовать для оценки длины когерентности и в случае более сложной формы контура спектральной линии квазимонохроматического света, понимая под дк (или бЯ,) полуширину контура (т.е. ширину на половине высоты). Длине когерентности соответствует максимально возможный порядок интерференции Штах Я,/бЯ.= (0/б(0. [c.223]

В интерференционных экспериментах пучок квазимонохроматического света расщепляется на два, которые затем вновь встречаются в некоторой точке наблюдения Р. Будем для простоты считать, что интенсивности этих пучков одинаковы. Поскольку оптические пути пучков от места разделения до точки Р различаются на А, колебания в одном из них происходят с запаздыванием на время т=Д/с. Поэтому результирующее колебание в Р описывается функцией [c.228]

Точнее, усредненной за время, большое по сравнению с периодом оптических колебаний, ио малое по сравнению с характерным временным масштабом изменения амплитуды а(/) квазимонохроматического света [см. (5.18)]. [c.232]

Для типичных источников квазимонохроматического света, атомы которых излучают независимо друг от друга, флуктуации интенсивности порядка самой интенсивности I и С(0) 2. Это легко понять в рамках модели излучения в виде хаотической последовательности одинаковых волновых цугов. Пусть п — число атомов источника, волновые цуги от которых достигают в данный момент приемника. Сложение п колебаний одинаковой амплитуды а со случайными фазами дает колебание, квадрат амплитуды которого а = по, поэтому 1 с = п(й и <п)0. Для полностью независимых атомов флуктуация числа п атомов, излучающих в данных — ) > = <п>, откуда [c.233]

Р2)=/ и квазимонохроматического света интерферограмма имеет вид [c.181]

Если принять в расчет явление затухающей волны, то можно показать, что в случае распространяющейся волны когерентность должна существовать в пределах линейного размера, превышающего по крайней мере длину волны. В случае квазимонохроматического света взаимная интенсивность, наилучшим образом аппроксимирующая некогерентность, но соответствующая еще распространяющейся волне, дается выражением [5.11] [c.199]

Ограничившись случаем квазимонохроматического света, мы показали выше, что взаимная интенсивность распространяется в соответствии с законом [c.201]

Как показано на рис. 5.5з, в интерференционном опыте Юнга в контакте с экраном, в котором имеются два малых отверстия, находится собирающая линза с фокусным расстоянием В случае квазимонохроматического света наличие линзы можно учесть с помощью амплитудного коэффициента пропускания, имеющего в параксиальном приближении вид [c.221]

Ранее мы видели (гл. 5, 2), что в случае квазимонохроматического света комплексный коэффициент когерентности >112 света, падающего в две точки Р и Р2 пространства, можно измерить, проведя интерференционный опыт Юнга. Световые волны, достигающие точек Р и Р2, разделяются при помощи двух малых отверстий. После прохождения через эти отверстия две составляющие света распространяются как сферические волны, перекрываясь в конечном счете на экране наблюдения или на непрерывном фотоприемнике, таком, например, как фотографическая пленка. Обе волны складываются по амплитуде, а затем регистрируются фотоприемником, чувствительным к интенсивности, т. е. квадратичным детектором. Такой процесс регистрации характеризуется большой постоянной времени, что приводит к усреднению. Пространственное распределение усредненной по времени интенсивности представляет собой синусоидальную интерферограмму, видность которой несет информацию о модуле комплексного коэффициента когерентности 112 , а пространственное расположение — информацию о фазе величины Ц12. [c.258]

В случае когда среда обладает пространственной и частотной дисперсией, член Е (90/Э/) нельзя интерпретировать как производную по времени от плотности энергии. Действительно, эта величина по своему должна определяться локальным мгновенным значением поля. Однако если рассматривать линейную среду и квазимонохроматический свет с пространственным распределением, аналогичным плоской волне, то первые два члена в правой части уравнения (1.6.2) можно преобразовать к сумме двух вкладов, представляющих обратимый и необратимый переход энергии в среду (или из среды). Покажем это на примере узкого пучка, направленного вдоль волнового вектора к, который в общем случае является комплексным. Этот узкий пучок можно записать в виде [c.48]

Назовем свет, удовлетворяющий этому условию, квазимонохроматическим светом ). [c.249]

Таким образом, полосы в квазимонохроматическом свете имеют вид эквидистантных прямых линий, параллельных ребру клина между пластинками. Угловое расстояние между соседними светлыми полосами пропорционально показателю преломления пластинок и обратно пропорционально их толщине и углу между ннми. Эти полосы впервые наблюдались Брюстером и называются полосами Брюстера. [c.285]

Так как предполагается, что наш источник излучает квазимонохроматический свет, модуль qj (ш) для каждого / заметно отличается от нуля только в узком [c.357]

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]

Пример распознавание образов по корреляции энергетического спектра. На схеме, представленной на рис. 5.19, транспарант Tj освещается плоской волной квазимонохроматического света. Комплексная амплитуда последнего может быть обозначена а фурье-преобразование от нее в фокальной плоскости линзы Lj-соответственно F . Здесь для простоты снова используется одномерное представление. Рассеиватель в плоскости преобразования разрушает когерентность и создает некогерентное распределение интенсивности, в сущности подобное самосве-тящемуся , которое пропорционально величине Fx являющейся энергетическим спектром (ср. разд. 4.7.1). [c.119]

Главным элементом в устройствах восстановления (визуализации) голограмм является источник света (рис. 3.7, б). Для восстановления голограмм Фурье или Френеля необходим точечный источник квазимонохроматического света. Существующие лазеры для этой цели использовать невыгодно из-за их чрезмерной мо-лохроматичности, с которой связано появление шума диффузности ва восстановленном изображении. Для сохранения четкости восстановленного изображения относительная полоса частот источника света должна определяться соотношением [c.62]

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]

Когда 1т(т) = 1, интерференция квазимонохроматического света с хаотически изменяющимися амплитудой и фазой осуществляется так же, как и в случае регулярных строго монохроматических волн. Поэтому при у(т) = 1 говорят о полной когерентности интерферирующих пучков. При у(т)=0 происходит простое сложение иитенсив-иостен пучков /=2/о. В этом случае интерференции нет и колебания называют некогерентными. Если 0< у(т) <1, то говорят о частичной когерентности интерферирующих пучков. Можно представить себе частично когерентный свет как бы состоящим из полностью когерентной и некогерентной частей, причем доля когерентного света в этой смеси равна у(т) . В самом деле, формулу (5.33) можно записать в виде [c.229]

Для пучков строго постоянной интенсивности Д/ =Д/г = 0 и С(т)=1. Но для квазимонохроматического света мгновенная интенсивность, пропорциональная квадрату медленно изменяющейся амплитуды а(1) в (5.28), представляет собой случайную функцию времени. При т = 0 (детекторы на одинаковом расстоянии от разделительного зеркала) изменения интенсивности света на обоих ФЭУ происходят одинаково / (0=/2(0= (0- Поэтому С(0)= // > 1. С увеличением времени задержки т корреляция между измeнeн ями интенсивностей на приемниках уменьшается и исчезает совсем, когда т превосходит время когерентности, т. е. эффективную длительность волновых цугов исследуемого излучения <Д/ ( —т)Д/г(0)- "0 при т>Тког и С(т)->-1. Характерный вид зависи- [c.232]

Каким образом из наблюдения полос двухлучевой интерференционной картины можно получить информацию о спектральном составе излучения I Сопоставьте спектральный и временной подходы к объяснению исчезновения полос в квазимонохроматическом свете при большой разности хода. Что называется степенью временной когерентности колебаний В каком случае говорят о частичной когерентности интерферирующих пучков Как степень когерентности связана с видностью интерференционных полос I I Как найтн степень когерентности, если известен спектральный состав излучения [c.233]

Полезную формулу для взаимной интенсивности, относящуюся к случаю полностью когерентного квазимонохроматического света, можно получить, если выразить комплексные огибающие А(Р], t) и А(Р2, о через комплексную огибающую А(Ро, t) в заранее выбранной точке отсчета Ро. Определим не зависящие от времени фазорные амплитуды А (Pi) и А(Рд) через комплексную огибающую в точке Pq следующим образом [c.198]

Плоское зеркало М с наружным отражающим серебряным слоем освещалось нормально падающим параллельным пучком квазимонохроматического света. Тонкий слой Р (толщиной меньше 1/20 длины волиы света) прозрачной фотографической эмульсии, нанесенный на плоскую поверхность стеклянной пластинки С, помещался перед зеркалом М под малым углом к его поверхности. [c.261]

Применение стоячих световых волн лежит в основе способа цветной фотографии, разработанного Липпма-ноы [15]. Пластинка, покрытал прозрачной мелкозернистой фотоэмульсией, экспонируется в камере так, что эмульсия обращена в сторону, противоположную падающему свету. Непосредствеппо к эмульсии прилегает отражающий слой ртути (рис. 7.19). Предполол<им для простоты, что пластинка освещается падающим нормально квазимонохроматическим светом с длиной волны А,о. Так как фотохимическое действие максимально в пучностях электрического поля (см. уравнение (116)), то в проявленной пластинке серебро образует систему эквидистантных слоев, параллельных поверхности эмуль-расстоянием между ними, равным кJ2. Если теперь падающим белым светом нормально к ес поверхности. [c.262]

Интерференция в тонких пленках интерферометр Физо. Допустим, что прозрачная пленка с плоскими, но не обязательно параллельными отражающими поверхностями освещается точечным источником 5 квазимонохроматического света. Два луча ), исходящие от 5, а имешю ЗЛР и ЗВСОР (рис. 7.24), приходят в какую-нибудь точку Р с той же сторотл пленки, где находится и Л следовательно, в этой области интерференционная картина не локализована. Оптическая разность хода между двумя путями от 5 до Я равна [c.266]

При параллельных зеркалах Мх и М полосы в квазимонохроматическом -свете имеют внд окружностей и локализованы в бесконечности. Они отличаются от полос равного наклона, рассмотренных в п. 7.5.1, только тем, что здесь нет многократных отражений, и, значит, распределение интенсивности находится в полном согласии с (7.2.15). Если М, приближается к М , полосы стягиваются по направлению к центру, а угловой масштаб картины возрастает до тех пор, пока Мг не совпадет с М при этом освещенность поля зрения становится равномерной и ее уровень зависит от ф. Тогда говорят, что зеркала М, и М находятся в оптическом контакте. Когда Мг и М близки и образуют клин с небольшим углом, полосы локализуются либо на поверхпости клина, либо вблизи нее. При достаточно малом расстоянии между А1г и М они являются полосами равной толщины и, следовательно, имеют вид эквидистантных прямых линий, параллельных ребру клина. При увеличении расстояния диапазон углов падения, соответствующих каждой точке поля зрения, и вариации среднего угла падения по полю зре1шя перестают быть незначительными, видность полос уменьшается, и они искривляются, обращаясь выпуклостью в сторону ребра клина. [c.279]

Интерферометр Тваймана — Грина и другие аналогичные приборы. Если интерферометр Майкельсона освещается точечным источником 5 квазимонохроматического света, находящимся в фокусе хорошо скорректированной линзы а выходящий из интерферометра свет собирается второй такой же хорошей линзой то такой прибор становится эквивалентным интерферометру Физо, но в отличие от последнего здесь пути световых пучков полностью разделены (рис. 7.40). Пусть Wl— плоский волновой фронт пучка, отраженного от Мг, Ш г— соответствующий плоский волновой фронт пучка, отраженного от Мц, и — виртуальный плоский волповой фронт, распространяющийся от Ма, который должен был бы выйти из делителя пучка совпадающим и синфазным с 1 1. Оптическая разность хода между выходящими после делителя лучами, имеющими виртуальное пересечение в точке Р на равна [c.280]

О и была наклонена относителыю G и Л1з на некоторый небольшой угол. В квазимонохроматическом свете будут видны параллел1гные эквидистантные полосы nd М2 и G, перпендикулярные к одному из краев G (рис. 7.43,6). Длина калибра G определяется методом дробных частей порядка, как и в случае уже описанного интерферометра английской Национальной физической лаборатории (см. п. 7.5.2). Совершеп-но очевидно, что между этими двумя приборами существует большое сходство ). [c.283]

Соотвегствующие точки на а, и являются изображениями одних и тех же точек источника и поэтому ведут себя как взаимно когерентные вторичные источники. Прибор юстируют таким образом, чтобы эти точки совпали. В отсутствие предмета оптические длины путей предметного пучка и пучка сравнения в любой точке Р на П равны и, пренебрегая небольшой разностью фаз, вызванной различием в отражениях на серебреных поверхностях, находим, что оорядок интерференини на всем изображении П будет нулевым. Это можно проверить в белом свете. В присутствии предмета в О оптическая длина пути предметного пучка до Р увеличивается приблизительно на (я — п)1, где я — показатель преломления предмета, I — его толщина в точке Р, сотгряженной с Р, п — показатель преломления окружающей среды. Вариации я и / по предмету влекут за собой, таким образом, вариации интенсивности по П в квазимонохроматическом свете или изменение цвета в белом свете. При движении нижней пластинки Ох нормально к ребру клина и оптической оси длина оптического пути пучка сравнения изменяется, и таким способом можно компенсировать изменение длины оптического пути предметного пучка. Проградуировав такое перемещение Сп в монохроматическом свете и зная п и /, можно определить (я — я) /, а значит, и [c.288]

Применение интерферометра Фабри — Перо для изучения тонкой структуры спектральных линий. При освещении ипгерфорометра Фабри--Перо квазимонохроматическим светом, не удовлетворяющим условиям (23), распределение интенсивности в прошедшем свете отличается от даваелюго [c.305]

Многолучевые полосы, получающиеся с двумя плоскопараллельньши пластинками, а. Полосы в монохроматическом и квазимонохроматическом свете. две плоскопараллельные пластинки с хорошо отражающими поверхностями, [c.330]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...