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相似文献
 共查询到20条相似文献,搜索用时 31 毫秒
1.
用电象法解某些特殊边界条件下的静电场问题,可使问题大大简化,其优越性是人所共知的。 设在图一所示的二导体平面Ⅰ、Ⅱ所围成的角域内某处有一点电荷q0,导体上电位U为零。那么角域内的静电场能否用电象法求解呢?这就要解决如下两个问题: (1)在什么条件下,点电荷q0与导体平面所决定的角域内部的场可由q0及其有限个电象的场来代替? (2)在可以用有限个电象代替时,电象的位置及个数如何? 为此,我们查阅了一些有关的书籍和文献,但没有找到严格、完整的解答。因此我们将对此加以进一步的讨论。 首先分析一下求解这类问题的一般步骤:见图一,先对…  相似文献   

2.
光学一题     
如题图,光轴上O1、O2处各有一个单一折射球面,分隔着折射率分别为 n= 1. 0、 n0= 1. 3和n’=1.7的三种均匀透明介质.已知实物点S对此两球面相继的近轴折射像点位于 S’.试用作图法求定两个球面的中心C1、C2,以及此组合系统的像方主点H’、像方焦点F’.“光学一题”解答 题中只给出了球面顶点位置和两侧折射率数值,所以可利用通过球面顶点O的共轭光线满足折射定律这一特性来求解,如解图,O1为中任意长作单位,作出半径为1.0和1.39的圆弧N和N0.延长SO1交N于A,作过A的轴平行线交N0于B,则O1B是满足折射定律的与入射线SO1共轭的第一折射…  相似文献   

3.
利用矢量傅里叶变换和稳相法获得了相干点源位于光轴上任意位置时,消球差光学系统像场结构的积分表达式,详细研究了使用线偏振光照明时像平面上大物方孔径角对像场结构的影响.模拟计算表明,在像空间垂直于光轴的平面上,如果物方孔径角较大,磁场分布绕光轴旋转90°后不再与电场分布相同,电场能量密度、磁能量密度和玻印亭矢量分布的等高线始终近似为椭圆,并且物方孔径角是导致玻印亭矢量分布失去圆对称性的主要因素.同时当使用小像方孔径角时,电场能量密度分布形状的长轴方向垂直于物空间电场的振动方向;随着像方孔径角逐渐增大,电场能量密度分布形状的长轴方向将逐渐变为与物空间电场的振动方向相同.这些结论完全不同于以前理论所预测的结果. 关键词: 成像系统 像场结构 矢量傅里叶变换 稳相法  相似文献   

4.
讨论一电荷沿x轴以初速υ垂直射入一匀强电场E0中(图一中的z方向).取电场E0为s’(x’,y’,z’t’)静止坐标系,观察者站在电荷q(s系)上看,s’系相对于s系以速度(-υ)运动,这时观察者将观测到原来的电场E0不再是E0.由电磁场的变换公式,在o’与o重合,即t=0时刻,在s系测得的电磁场为:式中 但在s’系看:把(2)式中的各分量代入(1)的变换式中变得s系中电磁场的分量这样站在s系看电行q的运动方程应是:但同时电场E0以速度-υ向左匀速运动,它的运动方程为 x=-υt. 于是电荷q相对于E0的等效运动方程是 解之得电荷的轨道方程:是一抛物线,轨道向x轴上…  相似文献   

5.
通过测量HL-2M 装置环向场线圈指形接头及斜面接头上的若干个点的空间坐标,利用点到平面的距离最小二乘原则,对环向场线圈的外轮廓平面进行拟合。再利用各外轮廓平面与中心轴的空间位置关系,求解得出环向场线圈中心轴倾角。通过简化模型及数值模拟求解出在不同的空间点坐标测量标准差情况下的中心轴倾角。在空间点三维坐标低测量标准差的情况下(σ=0.05mm),拟合求得倾角的相对误差为0.10‰,相对标准偏差为 1.21‰。  相似文献   

6.
本文用基尔霍夫—菲涅耳积分计算圆孔轴上衍射光强,最后得出和半波带法相同的结果. 由基尔霍夫—菲涅耳理论,入射光垂直通过孔径s的衍射场分布为其中A是振幅函数,可近似认为是常数,已提出积分号外.k=2π/λ, 设衍射圆孔半径为a,选取如图一所示的坐标系,轴上观察点P与圆孔平面(xoy平面)相距z。由图可见积分面积元为 ds=ρdρdθ =γdγdθ圆孔轴线上p点的光场为 光强I正比于EE,E是光场E的共轭值.由于一般只考虑相对强度,所以可直接写成等式.P点的光强为 I—4 AZ sinZIM k(Ya‘十z‘一z) l =I。sinZIMk(Ya“十z“一z) l其中 I。一4 A…  相似文献   

7.
本文给出了入射到半无限光子晶体上的波的反射系数计算公式.对由普通材料、双负材料和单负材料组成的一维半无限光子晶体中光的反射进行了数值模拟计算.发现半无限光子晶体的反射率曲线与有限光子晶体相比变得平滑,是有限光子晶体迅速振荡的反射率平均的结果.TE波的反射取决于介电常数的差异,而TM波的反射取决于磁导率的差异.单负-单负材料中的场是倏逝场,存在一个通带使场无位相延迟的传播.当满足eB=-εA,μB=-μA和dA=dB条件时反射率变为零.  相似文献   

8.
我们先看一例题 ,一个电子在一匀强电场中的点 A受到 8× 10 -1 3 N的电场力作用 ,问该电场的场强是多少 ?如果电子在电场力的作用下沿电场力方向运动到 1cm远的点 B,问它的电势能有多大的变化 ?A、 B两点的电压是多少 ?题解需列出以下等式 :E=F/q=8× 10 -1 3 /1.6× 10 -1 9=  相似文献   

9.
为使两轴周视光电探测系统在三自由度扰动和大像旋条件下搜索并跟踪水面目标,在虚拟天际线焦平面像五自由度解析表达式基础上,推导出焦平面坐标系铅直轴的方向向量和该坐标系下海天出射平面法向量夹角的余弦表达式.该式求反余弦后减π/2,得到焦平面铅直坐标轴的方向向量和海天出射平面法向量小于π/2的夹角,该夹角的0.5倍作为俯仰反射镜的净作动量,目的是克服非线性像旋使包含目标信息的虚拟海天线的像线通过焦平面中心.该算法与方位补偿算法联动能够使目标像点始终逼近焦平面原点.通过数学模型仿真和真实工况试验都验证了俯仰机构位置环海天线向量角补偿算法的合理性.  相似文献   

10.
本文讨论了U(1)点磁荷场中零能费米子解的个数及其物理性质,特别是轴矢流部分守恒的反常源为磁荷,及电荷的有效分布集中在磁荷点的现象.本文又采用同步规范局部坐标系明显地将任意同位旋自旋(1/2)粒子在球对称 SU(2)无源场中的方程分离变量.证明了零能解仅有 J=0,|q|=(1/2);J=(1/2),|q|=1,0的情况,并且明显地求出了同位旋 I 为任意半整数及1时的解.  相似文献   

11.
两束离轴高斯光束干涉场中的横向光涡旋   总被引:4,自引:0,他引:4       下载免费PDF全文
研究了两束离轴高斯光束干涉场中的波前结构以及横向光涡旋.研究表明干涉场中的相位鞍点以及涡旋点的位置与光束的离轴参数、束腰宽度、相位以及相对振幅有关.相位鞍点既可位于涡旋点的内侧,也可以位于涡旋点的外侧,且控制参数取一定值时,相位鞍点将与涡旋点重合.对于离轴光束,XZ平面两侧的相位鞍点与涡旋点相遇时所对应的控制参数并不相同,且XZ平面上相位鞍点相遇时所对应x值,一般情况下与涡旋点相遇时所对应的x值不相同.  相似文献   

12.
在本杂志近期文章中[1],Dasgupta指出现行教材中未曾给出无限长螺线管外的磁场为零的充分证明.然后他直接从Biot-Savart定律导出场计算的结果.本文目的在于说明可以用简易方法得到更为普遍的结果,而无需进行复杂的角积分计算。代替圆截面的限制,本证明对于具有任意截面柱形螺线管同样成立,且其简明性使该证明可以为大学二年级学生所接受. 考虑一个无限长的任意截面密绕螺线管,或者面电流密度k=nI的等效柱形电流壳,其中n是沿轴(z),方向单位长度上的匝数,I是稳恒电流. 3根据Biot-Savart定律,(xy)平面内P点的磁场为式中R是从S上任意一电流…  相似文献   

13.
题目:(2010年普通高校高考全国I卷第26题) 如图1所示,在0≤x≤3a区域内存在与xy平面垂直的匀强磁场,磁感应强度的大小为B.在t=0 时刻,一位于坐标原点的粒子源在xOy平面内发射出大量同种带电粒子,所有粒子的初速度大小相同,方向与y轴正方向夹角分布在0~180°范围内.已知沿y轴正方向发射的粒子在t=t0时刻刚好从磁场边界上P(3a,a)点离开磁场.  相似文献   

14.
基于无穷远点与相机内参量关系,提出了一种相机内参量及像差系数与外参量解耦标定方法.首先,根据平面单应计算绝对二次曲线在像面的投影方程,线性求解相机内参量;然后,将重投影像点视为理想像点线性求解像差系数,并计算像点重投影误差;最后,将序列图像的平面单应作为待优化参量,以最小化像点重投影误差为目标函数,重复上述过程,输出最优的相机内参量和像差系数.在相同配置下,分别对本文方法和张正友平面靶板标定方法的标定准确度进行仿真与对比分析.基于不同姿态和位置的27幅棋盘格图片,分别利用这两种方法对相机内参量进行标定实验.实验结果表明:与张正友平面靶板标定方法相比,本文方法的标定准确度提高了至少1%;在实物实验中,张正友平面靶板标定方法和本文方法的重投影残差分别为0.064像素和0.008像素.  相似文献   

15.
基于无穷远点与相机内参量关系,提出了一种相机内参量及像差系数与外参量解耦标定方法.首先,根据平面单应计算绝对二次曲线在像面的投影方程,线性求解相机内参量;然后,将重投影像点视为理想像点线性求解像差系数,并计算像点重投影误差;最后,将序列图像的平面单应作为待优化参量,以最小化像点重投影误差为目标函数,重复上述过程,输出最优的相机内参量和像差系数.在相同配置下,分别对本文方法和张正友平面靶板标定方法的标定准确度进行仿真与对比分析.基于不同姿态和位置的27幅棋盘格图片,分别利用这两种方法对相机内参量进行标定实验.实验结果表明:与张正友平面靶板标定方法相比,本文方法的标定准确度提高了至少1%;在实物实验中,张正友平面靶板标定方法和本文方法的重投影残差分别为0.064像素和0.008像素.  相似文献   

16.
光栅-外腔光谱合成效率主要由激光器和外腔的耦合效率决定。从衍射积分方程出发,建立了存在离轴像差情况下耦合效率模型,分析了光谱合成系统参数对耦合效率的影响。结果表明:当离轴距离增加、横模阶次增大、模场半径减小、阵列平面或光栅平面偏离焦平面时,耦合效率随之下降;光栅倾角和光栅平面-耦合输出镜距离对耦合效率影响甚微。对采用焦距为500 mm的对称双球面透镜,长度为10 mm二极管激光阵列的系统,快轴方向模场半径应大于0.15 mm, 慢轴方向模场半径应大于 20 μm, 阵列平面位置误差应控制在±0.5 mm内,光栅平面位置误差应控制在±0.2 mm内。  相似文献   

17.
利用零场分裂参量与晶体结构之间的定量关系,研究了双掺杂晶体KCdF3∶Cr3+,Li+的局域结构.指出,对于 KCdF3∶Cr3+,Li+晶体,四角晶场的形成包含两个方面:(1)由于电荷补偿而产生的等效电荷形成的四角对称晶场;(2)Cr3+的局域结构发生晶格畸变而产生的四角对称晶场.事实上,当Cr3+和Li+掺入KCdF3晶体时,Cr3+代替了Cd2+离子;由于Cr3+离子与Cd2+离子的半径不同、电荷不同、质量不同,导致Cr3O+的局域结构发生晶格畸变,由此而产生四角对称晶场;由于电荷补偿,Li+ 离子取代了[001]方向与Cr3+离子邻近的Cd2+离子,由此产生的等效电荷而形成的四角晶场.这样,Cr3+的局域结构由Oh对称变为C4v点对称 .文中建立了ZFS参量和晶体结构之间的定量关系.在考虑晶格畸变和等效电荷的基础上,研究了KCd F 3∶Cr3+,Li+晶体的ZFS参量,理论结果和实验符合很好.得到了F-离子向中心离子分别移动为ΔR1=0.00268nm,ΔR2=0.001nm,ΔR3=0.00165nm .  相似文献   

18.
姜彦南  葛德彪 《物理学报》2008,57(10):6283-6289
应用二维时域有限差分方法分析层状介质中的目标散射时,在总场-散射场边界斜入射平面波源用常规方法难以引入,因为在总场-散射场边界处设置的入射波实际上包含了入射脉冲以及各分层界面的反射和多次反射.为解决这个问题,提出了斜入射平面波的混合引入方式,即对总场-散射场的四个边界面采取不同的处理方式.对于总场-散射场的纵向侧边界,用含有斜入射角度的修正一维时域有限差分方法,只要在自由空间位置加入入射脉冲就会自行产生由各分层界面形成的反射波,包括多次反射.同时,把纵向总场-散射场侧边界向下延伸,使得总场-散射场下边界位于完全匹配层内,这样透射波和散射波均为外向行波而被吸收.对于总场-散射场的上边界,由于完全位于自由空间中,边界上各点的入射波将是总场-散射场纵向边界角点处入射波的带有时间延迟的复制.数值模拟结果表明了本文所提出方法的正确性和有效性. 关键词: 时域有限差分 层状介质 斜入射平面波 修正一维麦克斯韦方程  相似文献   

19.
非傍轴平顶高斯光束M2因子两种定义的比较研究   总被引:1,自引:1,他引:0  
康小平  吕百达 《光子学报》2006,35(3):431-434
基于功率密度的二阶矩方法,推导出了非傍轴平顶高斯(FG)光束束宽和远场发散角的解析表达式.研究表明,当w0/λ→0时,远场发散角趋于渐近值θmax=63.435°,与阶数无关.使用非傍轴高斯光束代替傍轴高斯光束作为理想光束,研究了非傍轴FG光束的M2因子,并与传统定义的M2因子作了比较.在非傍轴范畴,非傍轴FG光束的M2因子不仅与阶数N有关,而且与w0/λ有关.按照定义,当w0/λ→0时,非傍轴FG光束的M2因子不等于0,对阶数N=1, 2, 3时,M2因子分别趋于0.913,0.882和0.886.当N→∞时,M2因子取最小值M2min=0.816.  相似文献   

20.
电容器并联过程中静电场能损失的具体计算   总被引:2,自引:0,他引:2  
用下面一个电容并联实例为代表,研究一下并联过程中静电场能的损失。 把带电Q1的电容器C1和带电Q2的电容器C2并联。假定V2>V2由于静电场是保守力场.共场能变化与中间过程无关,只与始末状态有关,所以场能损失为 能量是怎样损失的?答案自然是焦耳熟和电磁辐射。但C1和C2之间是短路连结的,不容易明显地看出焦耳热方面的损失。为了更具体地研究能量损失的过程,我们可以把短路连结用一个热电阻Rh与一个等效辐射电阻Rr来替代。总电阻就是 R=Rh+Rr. 这样,我们的问题就变为求解下图的等效电路。 t时刻,电路方程 以等效焦耳热的方式计算场能损…  相似文献   

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