Коэффициент пропускания

Чтобы получить уравнения, позволяющие рассчитать профиль температуры и потоки при радиационном обмене в системе, необходимо предварительно рассмотреть две вспомогательные задачи о переносе излучения в системе из трех полупрозрачных плоскостей, каждая из которых характеризуется коэффициентами пропускания и отражения г,-, п (i= 1, 2,3). [c.162]

Очевидное различие между излучением, испущенным вольфрамовой лентой, и излучением черного тела связано с зависимостью излучательной способности вольфрама от длины волны (рис. 7.17). Соответственно спектральная яркостная температура оказывается функцией длины волн. Спектральная яркостная температура 7д ленты, имеющей излучательную способность е(к, Т) и наблюдаемой через стекло с коэффициентом пропускания определяется формулой [c.350]

Принцип действия оптического пирометра с исчезающей нитью прост и иллюстрируется на рис. 7.30 а. Линза объектива формирует изображение источника, температура которого измеряется в плоскости раскаленной нити миниатюрной лампы. Наблюдатель через окуляр и красный стеклянный фильтр видит нить и совмещенное изображение источника. Ток через лампу регулируют до тех пор, пока визуальная яркость нити не станет точно такой же, как яркость изображения источника. Если оптическая система сконструирована правильно, в этот момент нить на изображении источника исчезает. Пирометр градуируется в значениях тока, проходящего через миниатюрную лампу. Так как детектором равенства яркостей является глаз человека, то доступная непосредственно для измерений область температур ограничена с одной стороны границей приемлемой яркости, с другой — яркостью, слишком слабой для наблюдения. Нижний предел зависит от апертуры оптической системы и составляет примерно 700°С, верхний предел равен примерно 1250°С. Для измерения более высоких температур между линзой объектива и нитью помещается нейтральный стеклянный фильтр (С на рис. 7.30а), понижающий яркость изображения источников. Плотность фильтра выбирается такой, чтобы обеспечить небольшое перекрытие областей. Например, току лампы, эквивалентному, скажем 700 °С на шкале без фильтра, на следующей шкале, с фильтром, будет соответствовать температура 1100°С. Таким образом, с помощью одного прибора температурные измерения могут быть расширены до любой желаемой максимальной температуры. Коэффициент пропускания фильтра т, который требуется для того, чтобы понизить яркость источника от температуры Т до температуры, например точки золота Гди, можно найти, используя приближение Вина, по формуле [c.365]

Предположим, что имеется идеальный нейтральный фильтр с коэффициентом пропускания т (практическую реализацию такого фильтра рассмотрим позднее) и можно измерить отношение R(Tau, Т) = 1/х следующим образом. Выбрав подходящий детектор со спектральной характеристикой s X), через оптическую систему, которая включает узкополосный фильтр со спектральным коэффициентом пропускания t X), наблюдаем по очереди черные тела при температурах Гди и Т. Температура второго черного тела Т регулируется до тех пор, пока сигнал от детектора, регистрирующего излучение черного тела в точке золота, не станет равен сигналу, возникающему при наблюдении второго черного тела через нейтральный фильтр. При этих условиях можно записать [c.369]

Рис. 5.33 иллюстрирует результаты просветления двух сортов стекла (легкий крон и тяжелый флинт). Приведенные на нем кривые показывают зависимость коэффициента пропускания от длины волны при прохождении света через 10 поверхностей крона или флинта до просвет.иения и после нанесения просветляющей однослойной пленки из диоксида кремния. [c.218]

Полученные результаты справедливы для решеток с равномерным пропусканием по щели. Если амплитудный коэффициент пропускания т непостоянен, то формула (6.49) может иметь другой вид. Так, например, интересный результат получается при дифракции света нй решетке с гармоническим пропусканием (рис. 6.38). [c.297]

При любом спектральном исследовании происходит значительная потеря света. Обычно диспергирующий элемент (или весь прибор в целом) характеризуют коэффициентом пропускания [c.325]

В предыдущих параграфах этой главы рассматривалась одномерная задача дифракции плоской волны на правильной структуре из N параллельных щелей. При расчете коэффициента пропускания дифракционной решетки учитывалась зависимость лишь от одной переменной величины (текущей координаты х). Считалось, что ось X, лежащая в плоскости решетки, направлена перпендикулярно образующим щелей. При перемещении приемника параллельно оси У никаких интерференционных эффектов не наблюдалось — вдоль щели интенсивности складывались. Перейдем к исследованию дифракции в более сложных слу- [c.344]

Предполагается, что световые волны не могут проходить сквозь площадку 6S. Коэффициент пропускания для нее равен нулю. [c.402]

Если R обозначает коэффициент отражения, т. е. долю интенсивности отраженного пучка от интенсивности падающего, а Т — коэффициент пропускания, то распределение интенсивности в полосах выразится Ф зависимости от ф формулой [c.137]

Действительно, до точки Р с течением времени доходят возбуждения от участков, коэффициенты пропускания которых меняются [c.222]

В 4 мы видели, что любая функция времени может быть представлена как совокупность синусоидальных функций времени с различными периодами, амплитудами и фазами. Аналогично, любую пространственную структуру, свойства которой, например коэффициент пропускания, есть функция пространственных координат, можно представить как совокупность синусоидальных структур (теорема Фурье). В частности, если коэффициент пропускания структуры зависит только от одной координаты, например х, то коэффициент пропускания отдельных синусоидальных структур [c.224]

Остальные значения ш = 1, 2,. .. отвечают дополнительным волнам, которых не было среди исходных волн (см. рис. 11.3, ). Как известно, отношение интенсивности дифрагировавших волн, отвечающих различным значениям порядка т, определяется законом, по которому изменяется коэффициент пропускания решетки на протяжении ее периода (см. 46, 48). Если пропускание подчиняется синусоидальному закону, то образуются волны т = 0, (решетка Рэлея см. 51). В нашем случае распределение освещенности фотопластинки было синусоидальным, однако пропускание проявленной пластинки не вполне синусоидальное, и дополнительные волны поэтому существуют, хотя, как правило, они сравнительно мало интенсивны. Исключение составляет волна ш= 1, у которой интенсивность такая же как у волны т = —1. [c.238]

Допустим, что мы изготовили позитивную фотографию интерференционной картины, а фотоматериал и режим проявления выбрали таким образом, что коэффициент пропускания голограммы Т (р) пропорционален освещенности / (р), т. е. Т (р) = Тц/ (р). В этих условиях описание второго этапа голографирования сводится к следующему. Просвечивающая волна, идентичная опорной, проходит голограмму и оказывается промодулированной в соответствии с распределением освещенности в интерференционной картине. Обозначая через S (р) освещающее поле на выходе из голограммы, т. е. на ее выходной поверхности, находим [c.246]

Если ф + it = л/2, то / 1 = о, /г о и л = 100%, т. е. отраженный свет полностью поляризован, причем электрический вектор перпендикулярен к плоскости падения (закон Брюстера). Коэффициенты пропускания t , t не обращаются в нуль ни при каком значении угла падения ф, т. е. полная поляризация проходящего света невозможна. Однако всегда Ea 11 Eai, т. е. Id Idi и Л 0. Это означает, что имеет место частичная поляризация, и притом такая, что преимущественное направление колебаний лежит в плоскости падения. [c.480]

Указание (см. рис. 14). Пусть на границе /—II амплитудный коэффициент отражения равен р, коэффициент пропускания т (для амплитуд), а на границе//—/— соответственно р и т. [c.870]

Указание. Полагая коэффициент отражения для амплитуды равным р, а коэффициент пропускания — т (коэффициент поглощения предполагается равным нулю, а = 0), так что 7 =р и Т = тА и 7 + ч-Г= 1, найдем амплитуды проходящих [c.871]

В зависимости от того, каким способом зарегистрирована интерференционная структура на светочувствительном материале, а именно в виде вариации коэффициента пропускания (отражения) света или в виде вариации коэффициента преломления (толщины рельефа) светочувствительного материала, принято также различать амплитудные и фазовые голограммы. Первые называются так потому, что при восстановлении волнового фронта модулируют амплитуду освещающей волны, а вторые — потому, что модулируют фазу освещающей волны. Часто одновременно осуществляются фазовая и амплитудная модуляции. Например, обычная фотопластинка регистрирует интерференционную структуру в виде вариации почернения, показателя преломления и рельефа. После процесса отбеливания проявленной фотопластинки остается только фазовая модуляция. [c.22]

Существуют разные оптические схемы параметрических генераторов света. Одна из них показана на рис. 9.13, а. Оба зеркала резонатора (/ и 2) прозрачны на частоте накачки W. Для более низких частот зеркало 1 является полностью отражающим, а зеркало 2 характеризуется некоторым коэффициентом пропускания. Существуют параметрические генераторы света, где генерируется только одна световая волна, например волна на частоте Wi. Чтобы [c.237]

Величина А = д/ пад называется коэффициентом п о г л о щ е н и я, / = ,/ fnaA — коэффициентом отражен и я,0 = д/ пад — коэффициентом пропускания. [c.90]

Измерение отношений методом вращающихся секторных дисков подробно описано Куинном и Фордом [71]. Сами диски сделаны с отверстиями вблизи периферии, образованными радиальными парами ножевых кромок. Ось вращения дисков расположена параллельно пучку излучения, который проходит через отверстия и может прерываться. Средняя яркость источника, наблюдаемая через отверстия вращающегося секторного диска, выражается в соответствии с законом Тальбота произведением яркости источника на коэффициент пропускания диска, т. е. на долю времени, в течение которого излучение может проходить через отверстия. Эта доля равна отношению полного угла, занимаемого центрами всех отверстий, к 2я. Тщательно сделанный диск, имеющий, например, коэффициент пропускания 1,25 /о. позволяет получить погрешность измерения коэффициента пропускания до 0,01 %. Коэффициент пропускания может быть измерен либо механически — прямым измерением положения кромок ножей, либо хронометрированием светового пучка, проходящего через отверстие, когда диск вращается in situ. Для того чтобы выполнялся закон Тальбота и была полностью реализована указанная возможная точность в измерении отношения, жалюзийный фотоумножитель (например, EMI 9558) нуждается в низком уровне освещения катода. Средний анодный ток не должен превышать примерно 0,1 мкА, а потенциалы динодов должны быть стабильными. [c.373]

Требования к интерференционному фильтру, который определяет ширину полосы фотоэлектрического пирометра, достаточно жестки. В частности, коэффициент пропускания при длине волны далеко за пределами основного пика должен быть меньше примерно в Ю раз, чем в максимуме. Если это не выполняется, то вычисление температуры по уравнению (7.69) существенно зависит от пропускания за пределами пика, и это ведет, вероятно, к погрещ-ностям. Если используется один из приближенных методов решения уравнения (7.69), становится очень трудно учесть пропускание за пределами пика и ошибка, несомненно, возрастет. На рис. 7.35 показаны кривые пропускания трех типичных фильтров, исследованных в работе [25]. Фильтры I VI 2 можно считать пригодными для фотоэлектрического пирометра высокого разрешения, а фильтр 3 нельзя из-за того, что его пропускание за пределами пика слишком высоко. Быстрое спадание чувствительности фотокатода 5-20 с длиной волны за пределами 700 нм удобно для компенсации длинноволнового пропускания фильтров, которое в противном случае было бы непреодолимым ввиду экспоненциалыгого возрастания спектральной яркости черного тела в этой области. [c.378]

Если предположить, что коэффициент пропускания фотопластинки по амплитуде линейно зависит от интенсивности падающего на нее света, то полученная система полос, как следует из формулы (8.1), будет иметь синусоидальное расиределеиие пропускания. [c.207]

На рис. 2.12 представлена исследованная зависимость Л и от угла падения ф. Там же приведены кривые для коэффициентов пропускания и , , которые (без учета потерь на поглощение) должны дополнять значения соответственно R ц и (Rx до единицы. Но естественный свет, падающий на границу раздела, представляет сумму двух не скоррелированных по фазе взаимно перпендикулярных волн ц и Е . Тогда для суммарной интенсивности отраженного света, измеренной без учета его поляризации, находим [c.87]

Коэффициент пропускания снета для крона и флинта как функция длины волны до просветления однослойной пленкой (кривые /, 2) и после просветления (кри-Е ые 3, 4) [c.218]

Зивисимость от длины волны коэффициента пропускания света системой до (кривая I) и после просветления двухслойной (кри-ная 2), трехслойной (кривая. 4) пленками [c.219]

В предыдущих 40—42 и гл. VIII распределение освещенности, возникающее в результате дифракционных явлений, вычислялось для таких условий, когда амплитуда волнового фронта остается постоянной на протяжении всего отверстия, ограничивающего размеры волнового фронта. Во многих случаях это условие не выполняется. Например, можно получить изменение амплитуды вдоль волнового фронта, если на пути волны поместить пластинку с переменным коэффициентом пропускания. Разумеется, общие свойства дифракционных явлений (такие, как порядок величины угла дифракции) останутся прежними. Однако целый ряд важных деталей испытывает существенные изменения. [c.184]

Гораздо шире распространен случай, когда кoэфq зициeнт пропускания пластинки, располагаемой в световом пучке, меняется не вдоль одного направления, а по всей поверхности нашей пластинки. Примером может служить пластинка беспорядочно запыленного стекла или окно, покрытое узорами мороза. Ясно, что такое изменение коэффициента пропускания можно охарактеризовать как изменение по двум координатам нашей поверхности, так что рассматриваемая структура будет двумерной. В простейшем случае это будет двумерная периодическая структура (двумерная решетка), в общем — совокупность многих двумерных решеток. [c.225]

Рассмотрим картину в плоскости голограммы Я, возникающую в результате интерференции опорной волны и волны от какой-либо точки 5 объекта. Интерференционные картины такого рода, подробно обсужденные Б гл. IV, имеют вид последовательности периодических полос ширина (период) полос равна отношению длины волны к углу, под которым виден участок 05 из точки голограммы Я, для которой вычисляется период. Таким образом, в схеме рис. 11.10 каждой точке объекта соответствует гармоническое распределение интенсивности в плоскости Я ). Амплитуда ее изменения пропорциональна коэффициенту пропускания объекта в точ1се 5, а период тем меньше, чем дальше точка 5 от источника опорной волны О. [c.254]

Так как спектры только первого порядка получ.аются в случае дифракции на решетке Рэлея (см. 51 и упражнение 76). При иаблюдеиин соответствующего объекта глазом мы можем судить только о илавиом измеиеиии коэффициента пропускания эффект же, связанный с обращением фазы, ускользает от непосредственного наблюдения. [c.352]

До снх пор мы интересовались конфигурацией поля внутри резонатора. Характеристики пучка, выщедшего из лазера, можно найти, решая дифракционную задачу и принимая в качестве исхо,л-ного распределение поля на внешней стороне зеркала, отличающееся на коэффициент пропускания зеркала от поля на внутренней его поверхности. [c.807]

Ответ При изменении порядка расположения сред коэ(1х )ициеит отражения остается неизменным по величине и меняется по знаку, р = —р (фаза изменяется на я). Коэффициент пропускания изменяется т = (1 — (А)1х. То обстоятельство, что порядок расположения сред меняет т при неизменном р, есть результат изменения сечения пучка при преломлении. Из закона сохранения энергии нетрудно показать, что при I р I = I р 1 должно быть тт = (1 — р-) (ср. также упражнение 191). [c.870]

Вывести выражение для освещенности, даваемой любой оптической системой на расстоянии I, в форме Е = KBSIP (формула Манжена), где К — коэффициент пропускания оптической системы, S — площадь выходного зрачка системы, В — яркость источника. [c.890]

Указание. Представить в комплексном виде падающую волну А exp(ifeja), волну внутри эталона В ехр (ikz) -Ь С ехр (—ikz) и волну, прошедщую через него, D ехр (ikiz). Если обозначить через ij, ij и Pi, Pj амплитудные коэффициенты пропускания и отражения зеркал эталона, то система уравнений для нахождения амплитуд В, С, D имеет вид [c.908]

Коэффициент пропускания т, Т—величина, определяемая отношением прошедшего потока излучения к падающему потоку из [учепия [c.190]

Теплотехника (1991) -- [ c.90 ]

Лазерная термометрия твердых тел (2001) -- [ c.20 ]

Оптика (1985) -- [ c.108 , c.171 , c.251 ]

Основы физики и ультразвука (1980) -- [ c.0 ]

Осветительные установки железнодорожных территорий (1987) -- [ c.202 ]

Общий курс физики Оптика Т 4 (0) -- [ c.410 ]

Инженерный справочник по космической технике Издание 2 (1977) -- [ c.355 , c.361 ]

Ультразвук и его применение в науке и технике Изд.2 (1957) -- [ c.20 ]

Лазерное дистанционное зондирование (1987) -- [ c.38 ]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...