Почти плоское поле

Невозможность формирования гауссовых пучков в резонаторе с плоскими зеркалами отнюдь не означает, что не могут образовываться вообще никакие стационарные пучки. В этом случае стационарные пучки также существуют, по распределение амплитуды по волновому фронту будет описываться для них не гауссовой, а иной функцией. И опыт, и расчеты показывают, что в резонаторах с плоскими зеркалами поле представляет собой стоячую волну с почти плоским волновым фронтом, а зависимость амплитуды от поперечных координат хорошо описывается произведением гармонических [c.804]

Радикальным решением проблемы улучшения электродинамического перемешивания металла в тигельной печи, правда, ценой значительного усложнения системы ее питания является осуществление одноконтурной циркуляции с помощью бегущего поля. В такой печи металл перемешивается во всем объеме ванны, а поверхность его остается почти плоской (рис. 14-19). Бегущее поле, оказывающее силовое воздействие на расплав, создается многофазным током низкой частоты (16 или 50 Гц), а энергия для нагрева передается в садку на более высокой частоте, т. е. печь является двухчастотной. Нагрев и перемешивание могут производиться одновременно или поочередно. В первом случае используются раздельные индукторы — однофазный для нагрева и многофазный для перемешивания, оборудованные фильтрами для защиты источника одной частоты от проникновения другой частоты. Во втором случае печь имеет один секционированный индуктор, подключаемый поочередно с соответствующими переключениями к различным источникам питания. [c.247]

Волновые пучки и лучи. Из набора плоских гармонич. В. в линейных средах можно сформировать любое распределение волнового поля. Суперпозиция плоских В. с к, близкими но направлениям, может дать локализованное в поперечном направлении поле — волновой пучок или луч с почти плоским волновым фронтом, причём поперечные размеры пучка d значительно превышают длину В., но малы по сравнению с его длиной. Величина d ограничена снизу пространственным соотношением неопределенности, связывающим пространственный масштаб любой ф-ции с шириной ее пространственного спектра [c.321]

Напомним, что разрешающие уравнения теории пологих оболочек, будь это действительная система (10.22.5) или комплексное уравнение (10.22.1), составлены в предположении, что оболочка отнесена к почти плоской системе координат, в которой коэффициенты первой квадратичной формы А- , должны удовлетворять сильному неравенству (10.21.1). В 10.21 были построены две такие системы почти декартова система координат, удобная для исследования пологих оболочек с прямоугольным планом, и почти полярная система координат, удобная для исследования пологих оболочек с круговым планом. Ими и ограничивается список почти плоских систем, применявшихся до сих пор. Поэтому можно условно говорить о двух вариантах теории поло-гих оболочек. В первом из них используется почти декартова система координат и в равенствах (10.22.4), (10.22.6), а также в расчетных формулах [c.145]

Спектры регистрируются детекторами с плоским полем, кото- рые располагаются почти нормально к среднему лучу пучка и под углом 30° к оптической оси в поле зрения 50 мм разрешение составляет 0,1 мм. [c.296]

Так происходит вплоть до того момента, который изображен на рис. 2.1 б, В дальнейшем, несмотря на продолжающееся ослабление фокусировки за счет кривизны зеркал, размеры сечения пучка перестают расти, и дифракционная расходимость почти не изменяется. Этому можно дать единственное объяснение добавляется какой-то новый фактор, противодействующий расширению пучка. Таким фактором здесь является краевая дифракция. По мере последующего приближения резонатора к плоскому поле на краю зеркал несколько возрастает, с ним растет и роль краевой дифракции. Наконец, в плоском резонаторе краевая дифракция остается единственной причиной того, что пучок не выбегает из системы и имеет не такие уж большие потери. Придерживаясь терминологии Вайнштейна, можно сказать, что поле в плоском резонаторе фиксируется не каустикой, как в устойчивых резонаторах, а краями зеркал (см. 2.4, а также [16], 2.2). [c.91]

Здесь А к,г) —амплитуда волны кЗ г) —фаза величина 5(г) называется эйконалом. Термин почти плоская волна оправдан тем, что в области порядка 2п/кп поле имеет вид (21.1). [c.219]

Пусть выделенная на заданном волновом фронте лучевая трубка при подходе к некоторой точке схлопывается, т, е. площадь трубки 5(т) становится равной нулю. При этом нулевой член лучевого разложения (21,23) становится бесконечно большим. Это означает, что структура поля локально не близка к плоской волне, В ряде случаев — каустика, фокус — переход к иным, не экспоненциальным, как при рассмотрении почти плоских волн, функциям позволяет построить асимптотические разложения, в которых уже нулевой член хорошо описывает поле. [c.225]

Получим уравнения для собственных волновых пучков. По полю ( ,1 ,0) на выходе линзы определим в параксиальном приближении (23. П) поле на расстоянии г = Ь, на входе следующей линзы. Затем используем идею о фазовой коррекции почти плоского диэлектрического тела при падении на него почти плоской волны (см. п. 12.1). Поле на входе в точке х, у L — й), где й — толщина линзы, равно полю на выходе х, у, Ц), отличаясь лишь набегом фазы ур (х, у) [c.266]

Из рассмотрения табл. 20 видно, что при соответственном подборе показателя преломления для плоско-параболической линзы можно добиться исправления дисторсии почти для поля зрения 120°. [c.229]

Это неравенство - не самое сильное условие применимости лучевой или геометрической оптики, законы которой мы ниже сформулируем. Представим поле световой волны в неоднородной среде в виде почти плоской волны [c.36]

Неравенство (1.3.2), при выполнении которого волну можно считать почти плоской, а среду почти однородной, является необходимым, но недостаточным условием применимости геометрической оптики. Достаточные же условия применимости должны тем или иным способом учитывать накапливающиеся погрешности, обусловленные тем, что поле нулевого приближения (1.3.3) не является точным решением волнового уравнения. Корректный учет такого рода погрешностей в общем виде представляет собой весьма трудную задачу, еще ждущую своего решения. Однако обобщая результаты многих работ, выполненных в указанном направлении, можно сформулировать некий эвристический критерий выполнимости геометрической оптики. Этот критерий требует, чтобы вблизи луча на расстоянии, много большем линейного размера первой зоны Френеля, не было резких изменений ни свойств среды, ни свойств поля. Если обозначить поперечный масштаб изменения этих свойств (точнее, наименьший из масштабов) через / , то условие применимости геометрической оптики запишется в виде неравенства [c.44]

Это условие намного более жесткое, чем условие (1.3.2) превышения масштабов среды и поля над длиной волны. Так, если волна почти плоская, [c.44]

Приведем формулы для нулевых членов и ра асимптотических разложений амплитуд и р. Обозначим через Ло и А о значения первого члена лучевого разложения поля (3.17) и его производной по л по фронту в точке у = х=0 (впрочем, поскольку волна почти плоская, эти величины постоянны вдоль луча, проходящего через эту точку). Тогда [c.74]

Поясним причину неприменимости лучевой картины вблизи каустик. Для того чтобы можно было представлять звуковое поле в виде совокупности лучевых трубок, вдоль которых, независимо от соседних трубок, бежит почти плоская волна, необходимо, во-первых, чтобы не происходило отражения вдоль трубки, и, во-вторых, чтобы стенки трубок можно было считать жесткими. Первое требование всегда удовлетворяется, если свойства среды меняются мало на длине волны. Второе требование удовлетворяется автоматически для лучей, падающих на слоисто-неоднородную среду по нормали, и для лучей, исходящих из монополя в однородной среде в обоих случаях звуковое поле симметрично относительно границ трубок и поэтому их можно заменить жесткими перегородками. Но для изогнутых лучей симметрия нарушается, независимость трубок делается только приближенной, и для того чтобы взаимодействие между трубками было мало, требуется, чтобы поперечные градиенты поля были малы. [c.303]

Вместо того, чтобы с помощью формулы (5.2.5) определять составляющие поперечных полей 113 и г )ф в полярной системе координат, получают составляющие поля г )а иг )2, в прямоугольной системе координат с помощью соотношений + г/ — г и у х tg ф. Затем обнаруживают, что объединение двух решений вызывает появление составляющих поля Ех и Ну, которые почти сходят на нет, когда изменение показателя преломления на границе сердцевина — оболочка мало. Также находят, что продольные составляющие Е и Н много меньше основных поперечных компонент и Я. Таким образом, существуют решения для почти плоско поляризованных поперечных электромагнитных волн. Они известны как линейно поляризованные моды вида Обычно [c.132]

Иногда приходится иметь дело с сушкой тонколистовых материалов— бумаги или ткани. В этом случае нагрев в плоском конденсаторе невозможен, так как почти все напряжение рабочего конденсатора придется на воздушный зазор, а напряженность электрического поля в материале будет очень низка (см. расчет поля в 16-2). Для нагрева тонких листов применяются гребенчатые электроды, показанные на рис. 16-6. Чередование полярности электродов приводит к тому, что значительная часть потока электрической индукции проходит вдоль нагреваемого листа. [c.304]

Сеть железных дорог в южной России была развита в то время недостаточно. Чтобы использовать водные пути от Черного и Каспийского морей для транспортировки нефти на север, Шухов примерно с 1885 г. начал строить первые русские танкеры (первый немецкий океанский танкер водоизмещением 3000 т был построен в 1886 г.). С учетом особенностей речного судоходства (течений, наличия мелей) и, как и прежде, на основании подробного расчетного анализа (1.11, 1.12) Шухов спроектировал баржи, которые имели наиболее приспособленную для течений форму, а также очень длинную и плоскую конструкцию корпуса (см. статью И. Черникова Нефтеналивные баржи конструкции Шухова ). Надстройки и перегородки выполняли несущие функции, растянутые элементы создавали дополнительную жесткость. Вначале длина танкера составляла -70 м(ширина -10 м, высота корпуса 1,5—2 м, водоизмещение 800 т), а впоследствии увеличилась более чем вдвое (150—170 м при водоизмещении -10 000 т) без существенного увеличения сечения несущих элементов. Монтаж осуществлялся точно запланированными этапами с использованием стандартизированных секций на верфях в Царицыне (Волгоград) и Саратове рабочие чертежи были изготовлены в Москве в масштабе 1 1. В судостроении фирма Бари вскоре также заняла на рынке ведущие позиции. В годы подъема волжского судостроения (до 1900 г.) было построено большинство русских танкеров, а кроме того, нефтяные резервуары почти на всех перевалочных пунктах вдоль Волги. Когда в 1886 г. в связи с созданием в Москве системы водопровода был объявлен конкурс, фирма Бари приняла в нем участие. Еще до этого Шухов, используя свой опыт в сооружении резервуаров и трубопроводов и применив новые модификации насосов, проложил водопровод в Тамбове. На основе обширных геологических исследований Шухов вместе со своими сотрудниками в течение трех лет составил проект новой системы водоснабжения Москвы (см. статью Н. Смуровой Вклад Шухова в водоснабжение Москвы ). Поскольку этот проект (1.4) среди всех представленных на конкурс оказался самым дешевым, Бари полу чил подряд от городских властей. Однако [c.10]

Циклотроны — простейшие и исторически первые У. цик-лич. типа (рис. 5). В совр. понимании циклотронами называются резонансные циклич. У., работающие при не меняющемся во времени ведущем магн. поле и при пост, частоте ускоряющего ВЧ-поля. В обычных циклотронах магн. поле обладает азимутальной симметрией и почти не зависит от радиуса траектории ускоряемых частиц имеют вид раскручивающихся спиралей. Обычные циклотроны применяют для ускорения тяжёлых нерелятивистских частиц—протонов и ионов. Вакуумная камера циклотронов ограничена внеш. стенкой цилиндрич. формы и двумя плоскими горизонтально расположенными крышками. Полюсы электромагнита обычных циклотронов создают в камере почти однородное (слегка спадающее к периферии) [c.248]

Уже отмечалось, что использование неоднородного магнитного поля с коэффициентом неоднородности 0,8— 0,9 позволяет увеличить дисперсию масс-спектрометра. Однако создание прибора, предназначенного для измерения изотопов тяжелых элементов, связано с большими трудностями. Например, при радиусе отклонения ионов г = 200 мм и коэффициенте неоднородности га = 0,9 для системы отклонения на 180° согласно уравнению (2.6) длина траектории пути ионного пучка равна - 2500 мм, что почти в четыре раза больше, чем у прибора с однородным полем. В этом примере источник и приемник ионов удалены от поля приблизительно на 1 м. Расширение пучка ионов в поле при угловой апертуре 2—3° составляет около 100 мм, следовательно, ширина плоской части трубы и полюсных наконечников, создающих поле, должна быть не менее 150 мм. Все это увеличивает габариты трубы и магнита спектрометра, а также сильно усложняет конструкцию вакуумной части прибора. Напомним, что повышение дисперсии и разрешающей силы прибора за счет увеличения длины траектории ионного пучка неизбежно приводит к ослаблению светосилы прибора, так как допустимая плотность ионного тока в пучке обратно пропорциональна квадрату длины ионного пути. [c.38]

Следует отметить, что это определение исходит из установившейся практики понимания средств, целей и задач голографии и не отражает точного смысла ее названия голография — полная запись . Полной была бы такая запись волнового фронта, в которой были бы отражены все характеристики волны направление распространения, амплитуда, фаза, плоскость поляризации, длина волны. Голография с такими полными и однозначными записью и восстановлением волн явилась бы действительно всеобъемлющей, и по отношению к ней фотография и другие известные способы создания плоского изображения, так же как и голография в определенном выше смысле, были бы всего лишь частными случаями записи световой информации об объекте. Частность фотографии, телевидения и других привычных методов передачи изображения заключается в том, что, записывая волновое поле только по интенсивности, в плоскости, в которой линза собирает расходящиеся от одной точки лучи почти в одну точку, мы теряем значительную часть информации об объекте. Частность голографии, в приведенном выше понимании, заключается ре только в том, что в ней нет действительно полной записи, но и в том, что в ней используется некоторый конкретный метод, который может быть не единственным методом более полной записи, чем, например, фотография. [c.10]

Возможности, заложенные как в самом методе Винера— Хопфа—Фока, так и в его обобщениях, упомянутых выше, к настоящему времени почти исчерпаны, если иметь в виду применение этих методов в чистом виде для строгого решения диффракционных задач. Действительно, осталось очень мало систем, поля в которых могут быть рассчитаны методом Винера—Хопфа—Фока и для которых это еще не сделано в основном это — системы с прозрачными пластинами и прозрачными цилиндрами, перечисленные в 65 и приводящие к довольно сложным соотношениям. Конечно, и для хорошо изученных систем, например для полубесконечного круглого волновода, можно тем же методом решать более сложные задачи, скажем, о падении плоской волны, о возбуждении системы точечным источником, находящимся на конечном расстоянии, и [c.391]

Полярные диаграммы при высоких частотах характеризуют почти равномерное давление в пределах освещенной части. В области геометрической тени возникают узкие участки минимума давления при 6=180°, т. е. по направлению распространения плоской волны, имеется острый пик, максимум которого соответствует давлению свободного поля. [c.290]

Почти плоское поле. В однородной (п = onst) среде простейшее решение волнового уравнения — плоская волна (см. п. 1.7) [c.218]

В рамках чисто лучевого описания интенсивность поля в точках пересечения лучей (фокусы) или их касания (каустики) обращается в бесконечность. На самом деле, в этих областях приближение геом. оптики неприменимо, и для уточнения волновой картины необходимо обращаться к исходным ур-ниям В., описывающим все детали волновой структуры. Часто, однако, достаточно ограничиться промежуточным приближением, считая, что поле представляет собой почти плоскую В. с медленным (в масштабе пространственных периодов) изменением комплексной амплитуды А А г). В результате, напр,, волновое ур-ние (5) (при /=0) сводится к ур-нию параболич. типа (Леонтовича ур-ние) < А у / д А д Л дх 2 01 ду > [c.321]

Иногда применимо приближение, не требующее, чтобы (е—1) было очень мало. Пусть тело достаточно плоское и перпендикулярно к этой плоскости падает почти плоская волна. Тогда поле внутри тела может быть записано в. виде произведения падающего поля на фазовый множитель, учитывающий набег фазы волны при распространении внутри тела. Если — поле, которое было бы в отсутствии тела на расстоянии г от передней поверхности тела, то и°ехр(г7гг) —поле на поверхности тела (здесь мы учли только набег фазы в вакууме). Теперь определим поле в точке внутри тела, но учтем т бег фазы при внесении диэлектрика ехр ( Аг)ехр (—гЛ V Подставив найденное приближенное выражение для поля под интеграл в (12.3), получим искомое поле [c.116]

Подобно тому, как из простейшего решения — плоской волны в однородной среде — было получено решение в виде лучевого разложения для почти плоских волн в плавно неоднородной среде, простое решение для поля вблизи плоской каустики в линейном слое подсказывает форму каустического разложения, в котором амплитуда перед произведением функции Эйри на экспоненту разлагается по обратным степеням к. Почти очевиден эвристический критерий применимости этого разложения масштаб изменения показателя преломление среды и параметров волны должен быть много больше характерного размера прикаустической зоны Л (21.58). [c.235]

Формулируя после вывода соотношения (4.2.20) принщш Гюйгенса, мы неявно использовали одно предположение. А именно, предполагалось, что поле в точке наблюдения образуется вторичными волнами, исходящими лишь с поверхности волнового фронта. При этом мы пренебрегли вторичными источниками на бесконечно удаленной поверхности, которая вместе с волновым фронтом должна образовывать замкнутую поверхность, фигурируюыхую в интегральной теореме Гельмгольца — Кирхгофа. Теперь мы покажем, что для весьма общего класса полей поверхностью на бесконечности действительно можно пренебречь. С этой целью рассмотрим замкнутую поверхность, состо-ящую из ограниченного почти плоского участка (не обязательно совпадающего с волновым фронтом) и части сферы А с центром в тот-ке наблюдения г и радиусом К > (рис. 4.7). Учет поверхности А приводит к следующему вкладу в и(г) [выражение (4.2.16)] [c.262]

Процесс распространения теплоты почти полностью зависит от тепловых потоков в плоскости yOz. Такое физическое представление о процессе распространения теплоты позволяет получить уравнение (6.42) другим, довольно наглядным способом. Точечный источник теплоты, проходя через плоскость / (рис. 6.13, а), выделяет на участке dx в течение времени dx/v количество теплоты Q = qdx/v. Эта теплота распространяется в по-лубесконечном плоском слое / —/ толщиной б = dx, и, следовательно, для описания процесса распространения теплоты можно использовать уравнение (6.6) для бесконечной пластины с учетом того, что слой / —/ представляет собой полу бесконечную пластину без теплоотдачи (6 = [c.181]

Более того, существует гладкая замена, переводящая исходнук> деформацию в семейство, отличающееся от выписанного автономного на добавок, плоский на окружности х=0, е = 0. Эта почти автономная деформация изучена мало зато подробно изучены получаемые отбрасыванием плоского добавка деформации ростков векторных полей в особой точке с ненулевой нильпотентной линейной частью на плоскости. Эти деформации описаны в п. 4.2 главы 1. [c.56]

Основные методы расчёта зон. Б первых расчётах зонной структуры использовались приближения слабой и сильной связи. В методе слабой связи в качестве нулевого приближения берутся волновые ф-цпи свободного электрона (плоские волны), а пери-одич. поле кристалла рассматривается как возмущение. В этой модели электронный спектр /с) почти во всём А -пространстве описывается той же ф-лой, что и для свободного электрона [c.91]

Эти полосы в виде стационарных линий сохранялись только до определенной высоты пластины. Они начинались от нижней кромки пластины и затем шли почти параллельно пластине, слегка расходясь по высоте в перпендикулярном направлении. Последнее связано с ростом толщины пограничного слоя. Интерференционная картина, представленная на рис. 3, дает представление о характере пограничного слоя в этой области. Обогреваемая пластина при этом выглядит в виде темной полосы. Вдоль боковой стороны пластины видна полоска бумаги с нанесенными на ней цифрами, которые указывают расстояние от нижнего края пластины в дюймах. Установленный с помощью интерференционных линий стационарный характер температурного поля показывает, что поток в этой области является полностью ламинарным. Легкая волнистость внешних интерференционных полос в верхней половине снимка обусловлена тем, что стекло интерферометра было не идеально плоским. На вполне определенном расстоянии от нижнего края пластины можно наблюдать возникновение временных колебаний интерференционных линий. Характер этих колебаний зависит от степени возмущенности воздуха Б опытном пространстве. [c.352]

Исходя из приведенных соображений, логичнее поменять местами положительные и отрицательные поверхности, т. е. развернуть мениски, но тогда в схеме было бы слишком много компенсирующих асферик. Очевидно, целесообразно разделить каждый мениск на две линзы плосковогнутую (отрицательную) и плосковыпуклую (положительную). Отрицательную линзу в этом случае можно поместить вплотную к предмету (и изображению— рассматриваем симметричный режим работы), тогда ее поверхности становятся апланатическими (или почти апла-натическими) и не нуждаются в компенсаторах. Такие линзы, являющиеся, по существу, корректорами кривизны поля, известны под названием линз Смита [45]. Положительные линзы объектива располагают таким образом, чтобы изображения центров сферических поверхностей совпали, тогда их можно компенсировать одной асферикой. Чтобы исключить влияние плоских поверхностей, положительные линзы объединяют в одну с концентрическими поверхностями (рис. 5.8). На рисунке изображен чисто теоретический вариант, в котором отрицатель- [c.178]

Решения для плоского напряженного состояния типа, обсуж денного в предодущем разделе, позволяют получать почти точные решения для большого числа практических задач о балках, эа исйлючением тех решений, которые обычно относятся к различным, но статически эквивалентным действительно действующим нагрузкам, приложенным на небольших участках поверхности балки. Согласно принципу Сен-Венана разница между напряжениями, вызванными действительным нагружением, и напряжениями, вызванными статически эквивалентным нагружением, представляет собой поле локальных напряжений, т. е. некоторое распредел ение локальных напряжений. [c.171]

Как мы уже говорили, решение данной задачи для малой окрестности любой точки гладкого фронта (рис. 42) можно считать не зависящим от координаты г, отсчитываемой вдоль фронта трещины (рис. 46). Самый общий случай полей деформаций и напряжений у кончина трещины могкио получить путем взаимного наложения напряжений следующих частных видов плоской и антнплоской деформаций (рис. 47). Вид 7 связан с отрывным смещением, при котором поверхности трещины прямо расходятся одна от другой во взаимно противоположных направлениях (так происходит при забивании клина). Вид 77 соответствует перемещениям, при которых поверхности трещины скользят друг по другу (так, например, снимает стружку резец токарного станка). Вид 777 связан с антиплоской деформацией (разрезание ножницами), при которой одна поверхность скользит по другой параллельно фронту трещины. Решения этих задач, очень сложные в математическом отношении, были получены в пятидесятые годы. Оказалось, что для любых задач теорий упругости поля напряжений и смещений вблизи вершины трещины имеют почти одинаковую структуру. Первыми поняли это английские ученые Дж. Ирвин и М. Вильямс, хотя строгое доказательство общности формул было дано позже. Сейчас мы приведем все формулы, описывающие распределение напряжений и смещений, прпчем многоточия в них ставятся вместо слагаемых, которые пренебрежимо малы по сравнению с выписанными. Мы приводим эти довольно громоздкие выражения совсем ие для того, чтобы лишний раз вызвать трепет перед механикой разрушения. Наша задача — обратить впимаипе на некоторые их общие свойства и постараться сделать для себя поучительные выводы. Все [c.76]

Это означает, что если фазовый предмет такого типа перекрывает все поле, то он создает очень серьезные искажения, так как 1эфф = 0,28. Этот результат показывает, что неравномерно прозрачная подложка, на которой находится предмет, даже если она невидима в обычный микроскоп, сделает самые контрастные или регулярно повторяющиеся детали предмета почти невидимыми. Поскольку кажется сомнительным, что в электронной микроскопии Можно будет найти либо оптически плоскую , либо по крайней мере приемлемую поддерживающую мембрану периодической структуры, то желательно применять такие мембраны, которые занимают лишь малую часть освещенного поля, либо обходиться вообще без них. [c.242]

Вид функции Ф (а) будет определяться конкретной системой фокусирования. Так, для радиально поляризованного излучателя из пьезоэлектрической керамики Ф (а) = 1. Для всех других типов фокусируюш их систем Ф (а) не есть постоянная величина. На рис. 7 показан ход лучей через выпуклую собирающую звуковую линзу, показатель преломления которой больше единицы, для простоты рассуждений входная ее поверхность принята плоской. Справа пунктиром показан образованный этой линзой сходящийся к фокусу сферический фронт. Энергия, заключенная в любом кольце шириной Ау, попадет внутрь полого конуса толщиной Аа. Отношение интенсивностей будет, таким образом, пропорционально отношению отрезков Ау и 2—2, а отношение давлений — корню квадратному из этой величины. Не входя в детали расчета, приведенного в работе [И], из рисунка можно заключить, что при углах, близких к нулю, размеры отрезков А]/ и 2—2 почти совпадают. По мере увеличения угла а отрезок Ау остается неизменным, тогда как отрезок 2—2 уменьшается, и отношение интенсивности в сходящейся волне 1а к интенсивности в падающей плоской волне растет. Расчет дает для функции распределения, в предположении, что прозрачность линзы для всех углов равна единице, следующее выражение [12] [c.160]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...