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| | == Difracción de apertura Círculo-Cuadrado. == |
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| | La ecuación <ref> Manuel Fernandez Guasti,''Analytic geometry of some rectilinear figures'',INT.J.MATH.EDUC.SCI.TECHNOL., 1992, VOL.23,No.6</ref> |
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| == 1. Apertura rectangular. ==
| | <center> |
| | | <math>x^{2}+y^{2}-\frac{s^{2}}{a^{2}}x^{2}y^{2}=a^{2}\qquad \qquad\qquad\qquad\qquad (1) |
| Consideramos la configuración de la Fig.1 en tres dimenciones la cual puede verse de una forma mas simple si rotamos los ejes y solo vemos el perfil del eje <math>y</math> como en Fig.2, en donde tenemos una onda plana monocromática que se propaga en el eje <math>x</math> e incide en una pantalla que contiene una[[Imagen:figdif2.jpg|right|thumb|400x400px|Fig.1]] [[Imagen:figdif1.jpg|right|thumb|400x400px|Fig.2]]
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| abertura de forma arbitraria .Deseamos calcular la distribución de la densidad de flujo correspondiente al campo lejano en un punto P distante arbitrario.
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| De acuerdo con el principio de Huygens-Fresnel un area diferencial <math>dS</math> de la apertura puede visualizarse como cubierta de fuentes puntuales secundarias coherentes.
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| Tomando que <math>dS</math> es mas pequeña que <math>\lambda</math> tal que todas las contribuciones en el punto
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| P permanecen en fase interfiriendo constructivamente.
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| * Si <math>\varepsilon _{A}</math> es la intensidad de la fuente
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| por unidad de área, suponiendo que es constante en toda la abertura
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| *La perturbación óptica en P debida a <math> dS</math> es
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| <center><math>
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| dE=\frac{\varepsilon _{A}}{r}e^{\imath(\omega t-kr)}dS
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| </math></center> | | </math></center> |
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| | * Representa un círculo en el plano <math>xy</math> de radio <math>a</math> si <math>s=0</math> |
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| La distancia de <math>dS</math> a <math>P</math> es
| | <center> |
| | | <math>x^{2}+y^{2}=a^{2}\qquad \qquad\qquad\qquad\qquad |
| <center><math>
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| r=[X^{2}+(Y-y)^{2}+(Z-z)^{2}]^{\frac{1}{2}}
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| </math></center> | | </math></center> |
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| Tomando en cuenta la Fig.1 y posteriormente una figura similar para el perfil del eje z
| | * Representa un cuadrado de lado <math>2a</math> si <math>s=1</math> [[Imagen:circcuadlisto.jpg |right|thumb|400x400px|Figura1. Solución para el cuadrado con las restricciones mencionadas]] |
| Como la condición de Fraunhofer se satisface para <math>r</math> muy grande, ademas si la abertura es muy pequeña remplazamos <math>r</math> por <math>R</math> y hacemos una aproximación para la fase
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| | | <center> |
| <center><math> | | <math>(1-\frac{x^{2}}{a^{2}})^{1/2}(1-\frac{y^{2}}{a^{2}})^{1/2}=0</math> |
| R=[X^{2}+Y^{2}+Z^{2}]^{\frac{1}{2}}
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| </math></center> | |
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| entonces
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| <center><math>
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| r=R[1+\frac{(y^{2}+z^{2})}{R^{2}}-\frac{2(Yy+Zz)^{2}}{R^{2}}]^{\frac{1}{2}}
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| </math></center>
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| Para el campo lejano <math>R</math> es muy grande comparado con las dimensiones
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| de la apertura y el termino <math>R=\frac{(y^{2}+z^{2})}{R^{2}}\simeq 0</math>
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| Por lo cual
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| <center><math>r=R[1-\frac{2(Yy+Zz)^{2}}{R^{2}}]^{\frac{1}{2}}
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| </math></center>
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| Y mediane una expansión binomial obtenemos.
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| <center><math>
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| r=R[1-\frac{(Yy+Zz)^{2}}{R^{2}}]
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| </math></center>
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| Por lo tanto la perturbación total que llega a <math>P</math> es
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| <center><math>
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| \tilde{E}=\frac{\varepsilon _{A}e^{\imath(\omega t-kR)}}{R}\int_{Abertura}\int e^{\imath k (Yy+Zz)/R} dS
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| </math></center>
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| Consideramos ahora la configuración de la fig.3 con lo cual la ecuación para el campo se puede escribir como [[Imagen:figdi3.jpg|right|thumb|500x500px|Fig.3]]
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| <center><math>
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| \tilde{E}=\frac{\varepsilon _{A}e^{\imath(\omega t-kR)}}{R}\int_{-b/2}^{b/2}e^{\imath k Yy/R}dy \int_{-a/2}^{a/2}e^{\imath k Zz/R} dz
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| </math></center>
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| Si definimos <math>\beta=\frac{kby}{2R},\qquad\alpha=\frac {kaz}{2R}</math> obtenemos
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| <center><math>
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| \int_{-b/2}^{b/2}e^{\imath k Yy/R}dy=\frac{R}{\imath kY}(e^{\imath kYb/2R}-e^{-\imath kYb/2R})=\frac{2R}{kY}\sin (\frac{bkY}{2R})=b\frac{\sin( \beta)}{\beta}
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| </math></center>
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| <center><math>
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| \int_{-a/2}^{a/2}e^{\imath k Zz/R}dz=\frac{R}{\imath kZ}(e^{\imath kZa/2R}-e^{-\imath kZa/2R})=\frac{2R}{kY}\sin (\frac{akZ}{2R})= a\frac{\sin\alpha}{\alpha}
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| </math></center>
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| Por lo tanto
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| <center><math>
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| \tilde{E}=\frac{\varepsilon _{A}e^{\imath(\omega t-kR)}}{R}A(\frac{\sin \beta}{\beta})(\frac{\sin\alpha}{\alpha})
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| </math></center>
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| Como <math>I=<(Re)\tilde{E}>_{T}</math>
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| <center><math>
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| I(Y,Z)=I(0)(\frac{\sin \beta}{\beta})(\frac{\sin\alpha}{\alpha})
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| </math></center>
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| Donde <math>I(0)</math> es la Irradiancia en <math>P_{0}</math>
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| En valores de Y,Z tales que <math>\alpha, \beta</math> sean cero <math>I(Y,Z)</math> adquiere la forma de la difracción de una rendija
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| == 2. Apertura circular. ==
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| *Ahora consideramos nuevamente la Fig.1 solo que en esta ocacion la apertura es circular.
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| *Las aberturas circulares son muy importantes para el estudio de la instrumentación óptica.
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| *Retomando nuevamente la expresión de la perturbación óptica en P para la abertura arbitraria en el caso del campo lejano
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| <center><math>
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| \tilde{E}=\frac{\varepsilon _{A}e^{\imath(\omega t-kR)}}{R}\int_{Abertura}\int e^{\imath k (Yy+Zz)/R} dS (1)
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| </math></center>
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| La simetría del problema sugiere el uso de coordenadas esféricas tanto en el plano de la apertura como en el plano de observación
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| <center><math>
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| z=\rho \cos \varphi, Z=q\cos \phi
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| </math></center>
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| <center><math>
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| y=\rho \sin \varphi, Y=q\sin \phi
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| </math></center>
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| Entonces sustitullendo en la expresión de la rendija arbitraria
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| <center><math>
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| \tilde{E}=\frac{\varepsilon _{A}e^{\imath(\omega t-kR)}}{R}\int_{\rho=0}^{a}\int _{\varphi=0}^{2\pi}e^{(\imath k \rho q/R)\cos (\varphi-\phi)}\rho d\rho d\varphi
| |
| </math></center>
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| Por la simetría axial la solución es independiente de <math>\phi</math>
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| <center><math>
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| \int _{\varphi=0}^{2\pi}e^{(\imath k \rho q/R)\cos (\varphi)} d\varphi
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| </math></center>
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| Esta ultima ecuación es una función única que no puede reducirse otra forma más corriente, como funciones hiperbólicas exponenciales o trigonometricas
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| La cantidad
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| <center><math>
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| J_{0}(u)=\frac{1}{2\pi}\int _{0}^{2\pi}e^{\imath u\cos v} dv
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| </math></center>
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| Se denomina función de Bessel de primera especie y orden cero
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| En general
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| <center><math>
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| J_{m}(u)=\frac{\imath ^{-m}}{2\pi }\int _{0}^{2\pi}e^{\imath( mv+u\cos v)} dv
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| </math></center>
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| Representa la función de Bessel de orden m
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| Si
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| <center><math>u=\frac {k\rho q}{R}</math>
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| </center> | | </center> |
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| Podemos escribir
| | Debido a que las variables están restringidas a valores mas pequeños o iguales a <math>a</math> tenemos |
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| <center><math>
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| \tilde{E}=\frac{\varepsilon _{A} e^{\imath(\omega t-kR)}}{R}\int_{0}^{a}J_{0}(\frac{k\rho q}{R})\rho d\rho
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| </math></center>
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| Otra propiedad de la funciones de Bessel es la relación de recurrencia
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| <center><math>
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| \frac{d}{du}[u^{m}J_{m}(u)]=u^{m}J_{m-1}(u)
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| </math></center> | |
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| Con <math>m=1</math>
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| <center><math>
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| \int_{0}^{u}u\prime J_{0}(u\prime)du\prime =uJ_{1}(u)
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| </math></center>
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| Entonces si nombramos
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| <center> | | <center> |
| <math> w=\frac{k\rho q}{R}</math> , <math>dw=\frac{kq}{R}d\rho</math>, <math>d\rho=\frac{R}{kq}dw</math>, y <math>\rho =\frac{wR}{kq}</math> | | <math>a^{2}\geq x^{2},y^{2}</math> |
| </center>
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| Mediante la regla de recurrencia tenemos
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| <center><math>
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| \tilde{E}=\frac{\varepsilon _{A}e^{\imath(\omega t-kR)}}{R} 2\pi a^{2}(\frac{R}{kaq})J_{1}(\frac{k a q}{R})
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| </math></center>
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| Y la irradiancia en P es <math>\frac{1}{2}\tilde{E}\tilde{E}^{*}</math>
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| <center><math>
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| I=2(\frac{\varepsilon _{A}}{R}A)^{2}[\frac{J_{1}(\frac{k a q}{R})}{\frac{k a q}{R}}]^{2}
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| </math></center>
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| Para calcular la irradiancia en el centro ponemos <math>q=0</math>
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| Y usando la ley de recurrencia.
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| Verificamos que
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| <center><math>
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| \lim_{u\rightarrow 0}\frac{J_{1}(u)}{u}=\frac{1}{2}
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| </math></center>
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| La irradiancia en <math>P_{0}</math> es
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| <center><math>I(0)=\frac{\varepsilon _{A}^{2}}{2R^{2}}A^{2}</math>
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| </center> | | </center> |
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| | Por lo tanto obtenemos la Fig6. |
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| Que es el mismo resultado que la apertura rectangular
| | La ecuación (1) representa una figura intermedia con esquinas redondeadas que escribiéndola en coordenadas polares <math>(r,\varphi)</math> |
| Como <math>\sin \theta =q/r</math>, la irradiancia se puede escribir como función de <math>\theta </math>
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| <center><math>I=I(0)[\frac{2J_{1}(ka\sin \theta)}{k a\sin \theta }]^{2}
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| </math></center> | |
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| El máximo central corresponde e llamado disco de Airy
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| si hacemos
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| <center><math>\frac{dI}{dq}=-2I(0)u/q[\frac{J_{1}(u)}{u}][\frac{J_{2}(u)}{u}]=0
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| </math></center>
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| El primer mínimo corresponde al primer cero de la función <math>J_{1}(0)</math>, con <math>u=3.83</math>
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| <center> | | <center> |
| <math>\frac{kaq}{R}=3.83</math>,<math>q_{1}=\frac{1.22 R\lambda}{D}</math>
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| </center>
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| Los máximos secundarios ocurren para <math>J_{2}=0</math>
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| == 3. Métodos de Fourier. ==
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| -La transformada de Fourier aporta una percepción de diferente del mecanismo de difracción de Fraunhofer
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| Partimos de la ecuación
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| <math>\tilde{E}(Y,Z)=\frac{\varepsilon _{A}e^{\imath(\omega t-kR)}}{R}\int_{Abertura}\int e^{\imath k (Yy+Zz)/R} dS
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| </math>
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| * La cantidad R es la distancia del centro de la apertura
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| * si nos limitamos a una pequeña región <math>R</math> puede conciderarse constante
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| <math>\varepsilon_{A} </math> no es necesariamente invariante
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| * Las variaciones en <math>\varepsilon_{A}</math> y la constante multlipicativa pueden combinarse en una sola cantidad compleja
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| <math>\mathcal{A}(y,z)=\mathcal{A}_{0}(y,z)e^{\imath \phi (y,z)}</math>
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| Denominada función de abertura
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| -Con esto podemos reformular la ecuación anterior
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| <math>\tilde{E}(Y,Z)=\int\int_{-\infty}^{\infty}\mathcal{A}(y,z) e^{\imath k (Yy+Zz)/R} dydz
| |
| </math>
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| Donde los limites de la integral pueden extenderse hasta <math>\pm \infty</math> por que la función de la abertura
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| es no nula únicamente en la region de la abertura
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| -Definimos la frecuencias espaciales
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| <math>
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| K_{y}=kY/R=k\sin \phi =k\cos \beta \quad
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| K_{z}=kZ/R=k\sin \theta =k\cos \gamma</math>
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| El campo difractado puede ahora escribirse como
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| <math>\tilde{E}(K_{y},K_{z})=\int\int_{-\infty}^{\infty}\mathcal{A}(y,z) e^{\imath k (K_{y}y+K_{z}z)/R} dydz
| |
| </math>
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| Ahora tenemos que "la distribución del campo en la figura de difracción de Fraunhofer es la transformada de Fourier de la distribución
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| del campo sobre la abertura"
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| -Simbolicamente
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| <math>E(K_{y},K_{z})=\mathcal{F}{\mathcal{A}(y,z)}
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| </math>
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| La distribucion del campo en el plano imagen es el espectro de frecuencia espacial de la función de la abertura.
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| Entonces
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| <math>\mathcal{A}(y,z)=\frac{1}{(2\pi)^{2}}\int\int_{-\infty}^{\infty}E(K_{y},K_{z}) e^{\imath k (K_{y}y+K_{z}z)/R} dydz
| |
| </math>
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| o
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| <math>\mathcal{A}(y,z)=\mathcal{F}^{-1}E(K_{y},K_{z})
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| </math>
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| == 4. Difracción de apertura circulo-cuadrado. ==
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| La ecuación
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| <math>x^{2}+y^{2}-\frac{s^{2}}{a^{2}}x^{2}y{2}=a^{2}
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| </math>
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| * Representa un circulo en el plano <math>xy</math> de radio <math>a</math> si <math>s=0</math>
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| * Representa un cuadrado de lado <math>2a</math> si <math>s=1</math>
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| Debido a que las variables estan restringidas a valores mas pequeños o iguales a <math>a</math>
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| <math>a^{2}\geq x^{2},y^{2}</math>
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| La ecuación (3) representa una figura intermedia con esquinas redondeadas
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| Escribimos en coordenadas Polares <math>(r,\varphi)</math>
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| <math>[\frac{s^{2}}{4}\sin ^{2}2\varphi]r^{4}-a^{2}r^{2}+a^{2}=0 | | <math>[\frac{s^{2}}{4}\sin ^{2}2\varphi]r^{4}-a^{2}r^{2}+a^{2}=0 |
| </math> | | </math> |
| | </center> |
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| | Encontramos que tiene solución |
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| Con solución
| | <center> |
| | |
| <math>r(a,\varphi)=\{[2a^{2}\frac{1-[1-s^{2}\sin ^{2}(2\varphi)]^{1/2}}{s^{2}\sin ^{2}(2\varphi)}\}^{1/2} | | <math>r(a,\varphi)=\{[2a^{2}\frac{1-[1-s^{2}\sin ^{2}(2\varphi)]^{1/2}}{s^{2}\sin ^{2}(2\varphi)}\}^{1/2} |
| </math> | | </math></center> |
|
| |
|
| -Puede demostrarse que el signo negativo en la expresión implica una y solo una posible solución que cumple la condición <math>r^{2}\leq 2a^{2}</math>
| | Puede demostrarse que el signo negativo en la expresión implica una y solo una posible solución que cumple la condición <math>r^{2}\leq 2a^{2}</math> |
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| La transformada de Fourier para una apertura es
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| | La transformada de Fourier para una apertura arbitraria es como dijimos antes |
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| | <center> |
| <math>E(k_{q},K_{\phi})=\int_{0}^{\infty}\rho \int_{0}^{2\pi}\mathcal{A}(\rho,\varphi)e^{\imath (kq\rho/R) \cos(\varphi-\phi)}\rho d\rho d\varphi</math> | | <math>E(k_{q},K_{\phi})=\int_{0}^{\infty}\rho \int_{0}^{2\pi}\mathcal{A}(\rho,\varphi)e^{\imath (kq\rho/R) \cos(\varphi-\phi)}\rho d\rho d\varphi</math> |
| | </center> |
|
| |
|
| | La función de apertura para este caso particular es |
|
| |
|
| La función de apertura es.
| | <center> |
| | | <math>\mathcal{A}(\rho,\varphi)=\{ ^{1\quad para \quad \rho < r(a,\varphi)}_{0 \quad para\quad \rho >r(a,\varphi)} |
| | </math></center> |
|
| |
|
| <math>\mathcal{A}(\rho,\varphi)=\{ ^{1\quad para \quad \rho < r(a,\varphi)}_{0 \quad para\quad \rho >r(a,\varphi)}
| | Si reescribimos esta función como el producto de una parte radial y una angular entonces |
| </math>
| |
|
| |
|
| Reescribimos esta función como el producto de una parte radial y una angular entonces
| | <math>r(a,\varphi)=aM_{s}(\varphi)</math> |
| <math>r(a,\varphi)=aM_{s}(\varphi)</math> | |
|
| |
|
| | con |
|
| |
|
| | <center> |
| <math>M_{s}(\varphi)=[2\frac{1-[1-s^{2}\sin ^{2}(2\varphi)]^{1/2}}{s^{2}\sin ^{2}(2\varphi)}]^{1/2} | | <math>M_{s}(\varphi)=[2\frac{1-[1-s^{2}\sin ^{2}(2\varphi)]^{1/2}}{s^{2}\sin ^{2}(2\varphi)}]^{1/2} |
| </math> | | </math></center> |
|
| |
|
| Esta función tiene fronteras entre <math>1\leq M_{s}(\varphi)\leq \sqrt 2 </math> | | Esta función tiene fronteras entre |
|
| |
|
| Y puede verse que en el limite cuando <math>s\longrightarrow 0</math> <math>M_{s}(\varphi)\longrightarrow 1</math>
| | <math> \quad 1\leq M_{s}(\varphi)\leq \sqrt 2 </math> |
|
| |
|
| Si reescribimos la variable radial a
| | Y puede verse que en el limite cuando <math>s\longrightarrow 0, \qquad M_{s}(\varphi)\longrightarrow 1</math> |
|
| |
|
| | Si reescribimos la variable radial |
|
| |
|
| <math>\rho = \rho \prime M_{s}(\varphi)\quad | | <center> <math>\rho = \rho \prime M_{s}(\varphi)\quad |
| d\rho =d\rho \prime M_{s}(\varphi) | | d\rho =d\rho \prime M_{s}(\varphi) |
| </math> | | </math></center> |
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| Entonces la ecuación de la función de apertura puede ser escrita independiente del angulo $\varphi$ | | Entonces la ecuación de la función de apertura puede ser escrita independiente del ángulo <math>\varphi</math> |
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| |
|
| | <center> |
| <math>U(\rho\prime)=\{ ^{1\quad para \quad \rho\prime < a}_{0 \quad para\quad \rho\prime >a} | | <math>U(\rho\prime)=\{ ^{1\quad para \quad \rho\prime < a}_{0 \quad para\quad \rho\prime >a} |
| </math> | | </math></center> |
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| Tal que | | Tal que |
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| <math>\mathcal{A}(a,\varphi)=\mathcal{A}(\rho\prime,\varphi)=U(\rho\prime)U(phi)=U(\rho\prime)$</math> <math>\varphi</math> | | <center> |
| | <math>\mathcal{A}(a,\varphi)=\mathcal{A}(\rho\prime,\varphi)=U(\rho\prime)U(\phi)=U(\rho\prime)</math> <math>\varphi</math> |
| | </center> |
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| Entonces la transformada de Fourier de un circulo-cuadrado es | | Entonces la transformada de Fourier de un circulo-cuadrado es<ref> M. Fernandez Guasti y M. de la Cruz Heredia,''Difracction pattern of a circle/square aperture'', JOURNAL OF MODERN OPTICS, 1993, VOL.40,No.6</ref> |
|
| |
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| | <center> |
| <math>E(k_{q},K_{\phi})=\int_{0}^{\infty}\rho \prime U(\rho\prime)\int_{0}^{2\pi}M_{s}^{2}(\varphi) | | <math>E(k_{q},K_{\phi})=\int_{0}^{\infty}\rho \prime U(\rho\prime)\int_{0}^{2\pi}M_{s}^{2}(\varphi) |
| e^{\imath (kq\rho \prime M_{s}(\varphi)/R) \cos(\varphi-\phi)}d\rho\prime d\varphi | | e^{\imath (kq\rho \prime M_{s}(\varphi)/R) \cos(\varphi-\phi)}d\rho\prime d\varphi |
| </math>\ | | </math>\</center> |
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| == 5. circulo. ==
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| | == Círculo == |
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| Si ponemos <math>s=0</math> entonces <math>M_{s}(\varphi)=1</math> y obtenemos | | Si ponemos <math>s=0</math> entonces <math>M_{s}(\varphi)=1</math> y obtenemos |
Línea 426: |
Línea 113: |
| Y recobramos el resultado ya presentado | | Y recobramos el resultado ya presentado |
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| == 5. cuadrado. == | | == Cuadrado == |
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| Obtenemos un cuadro para <math>s=1</math> | | Obtenemos un cuadrado para <math>s=1</math> |
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| Por consideraciones de simetria y tomando la parte real de la transformada de Fourier para el circulo-cuadrado obtenemos | | Por consideraciones de simetría y tomando la parte real de la transformada de Fourier para el circulo-cuadrado obtenemos |
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| <math>E(k_{q},K_{\phi})=\int_{0}^{a}\rho \prime \int_{-\pi/4}^{3\pi /4}M_{s}^{2}(\varphi) | | <math>E(k_{q},K_{\phi})=\int_{0}^{a}\rho \prime \int_{-\pi/4}^{3\pi /4}M_{s}^{2}(\varphi) |
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| como | | como |
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| <math>z=\rho \cos \varphi, Z=q\cos \phi | | <math>z=\rho \cos \varphi, Z=q\cos \phi</math> |
| </math> | | |
| | <math>y=\rho \sin \varphi, Y=q\sin \phi</math> |
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| | Obtenemos finalmente |
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| | <center> <math>E(k_{q},k_{\phi})=4a^{2}\mathrm{sinc}[(ka/R)\quad Y]\mathrm{sinc}[(ka/R)\quad Z]</math></center> |
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| | Que es la ecuación para el campo de un cuadrado. |
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| | == Valores Intermedios de $\mathit{S}$ == |
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| | [[Imagen:anipic.gif|right|thumb|300x300px|Figura2. Variación de s para la ecuación del círculo-cuadrado]] |
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| | Las soluciones para los valores intermedios de la ecuación (1) pueden observarse en la Fig7. en donde se realizo una simulación para valores de <math>s</math> entre <math>0</math> y <math>1</math>. Podemos ver como poco a poco pasamos de un círculo a un cuadrado. |
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| | La distribución para la amplitud del campo se realizo calculando primeramente la integral angular para la transformada de Fourier y se hizo una animación variando el parametro <math>S</math> como se presenta en la Fig8. |
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| | [[Imagen:irrapic1.gif|left|thumb|360px292px|Figura9. Variación de s para la distribucion de l campo]] |
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| <math>y=\rho \sin \varphi, Y=q\sin \phi | | En las figuras subsecuentes se muestra la distribución del campo para varios valores de <math>S</math> asi como la curva de nivel del campo. |
| </math> | | <br><br><br><br><br><br><br><br><br><br><br><br><br><br> |
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| <math>E(k_{q},K_{\phi})=4a^{2} \mathrm{sinc}(ka/R Y)\mathrm{sinc}(ka/R Z) | | <center> |
| </math> | | <gallery caption="parámetro de cuadradez" widths="200px" heights="200px" perrow="2"> |
| | c-c-1.jpg|left|thumb|400x400px|<math>s=1</math> |
| | cnivel1.jpg|right|thumb|300x300px|<math>s=1</math> |
| | c-c-999.jpg|left|thumb|400x400px|<math>s=0.99</math> |
| | cnivel99.jpg|right|thumb|300x300px|<math>s=.99</math> |
| | c-c-95.jpg|left|thumb|400x400px|<math>s=0.95</math> |
| | c-c-95.jpg|left|thumb|400x400px|<math>s=0.95</math> |
| | c-c-8.jpg|left|thumb|400x400px|<math>s=0.8</math> |
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| | cnivel0.jpg|right|thumb|300x300px|<math>s=0</math> |
| | </gallery> |
| | </center> |
| | <!-- |
| | [[Imagen:c-c-1.jpg|left|thumb|400x400px|<math>s=1</math>]] |
| | [[Imagen:cnivel1.jpg|right|thumb|300x300px|<math>s=1</math>]] |
| | [[Imagen:c-c-999.jpg|left|thumb|400x400px|<math>s=0.99</math>]] |
| | [[Imagen:cnivel99.jpg|right|thumb|300x300px|<math>s=1</math>]] |
| | [[Imagen:c-c-95.jpg|left|thumb|400x400px|<math>s=0.95</math>]] |
| | [[Imagen:c-c-8.jpg|left|thumb|400x400px|<math>s=0.8</math>]] |
| | [[Imagen:cnivel8.jpg|right|thumb|300x300px|<math>s=1</math>]] |
| | [[Imagen:c-c-6.jpg|left|thumb|400x400px|<math>s=0.6</math>]] |
| | [[Imagen:cnivel6.jpg|right|thumb|300x300px|<math>s=1</math>]] |
| | [[Imagen:c-c-cero.jpg|left|thumb|400x400px|<math>s=0</math>]] |
| | [[Imagen:cnivel0.jpg|right|thumb|300x300px|<math>s=1</math>]] |
| | --> |
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| | == Variación con el parámetro de cuadradez $\mathit{S}$ == |
| | Aqui se muestra una serie de imágenes con distintos párametros de cuadradez. El eje vertical representa intensidad, mientras que los otros dos ejes ortogonales representan posición bidimensional. |
| | <!-- comentario --> |
| | <gallery caption="galería" mode="slideshow" heights="300px" > |
| | c-c-1.jpg|<math>s=1</math> |
| | c-c-999.jpg|<math>s=0.99</math> |
| | c-c-95.jpg|<math>s=0.95</math> |
| | c-c-8.jpg|<math>s=0.8</math> |
| | c-c-6.jpg|<math>s=0.6</math> |
| | c-c-cero.jpg|<math>s=0.0</math> |
| | </gallery> |
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| | <references/> |
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| | [[Usuario:Mfgwi|Mfgwi]] ([[Usuario discusión:Mfgwi|discusión]]) 13:43 6 dic 2019 (CST) |
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| | [[Usuario:Carlos A.Z.|CAZ]] 16:32 29 ago 2008 (CDT) |
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| --[[Usuario:Carlos A.Z.|CAZ]] 00:20 19 ago 2008 (CDT)
| | [[Category:optica]] |
| --[[Usuario:Carlos A.Z.|CAZ]] 16:28 19 ago 2008 (CDT)
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Difracción de apertura Círculo-Cuadrado.
La ecuación [1]
- Representa un círculo en el plano de radio si
Debido a que las variables están restringidas a valores mas pequeños o iguales a tenemos
Por lo tanto obtenemos la Fig6.
La ecuación (1) representa una figura intermedia con esquinas redondeadas que escribiéndola en coordenadas polares
Encontramos que tiene solución
Puede demostrarse que el signo negativo en la expresión implica una y solo una posible solución que cumple la condición
La transformada de Fourier para una apertura arbitraria es como dijimos antes
La función de apertura para este caso particular es
Si reescribimos esta función como el producto de una parte radial y una angular entonces
con
Esta función tiene fronteras entre
Y puede verse que en el limite cuando
Si reescribimos la variable radial
Entonces la ecuación de la función de apertura puede ser escrita independiente del ángulo
Tal que
Entonces la transformada de Fourier de un circulo-cuadrado es[2]
\
Círculo
Si ponemos entonces y obtenemos
Y recobramos el resultado ya presentado
Cuadrado
Obtenemos un cuadrado para
Por consideraciones de simetría y tomando la parte real de la transformada de Fourier para el circulo-cuadrado obtenemos
Tomando en cuenta que la función angular del cuadrado es
Tenemos entonces que
Nombramos la primera de la ecuación ,y la segunda parte quedando
Haciendo las integrales angulares
Integrando nuevamente
Sumando tenemos
como
Obtenemos finalmente
Que es la ecuación para el campo de un cuadrado.
Valores Intermedios de $\mathit{S}$
Figura2. Variación de s para la ecuación del círculo-cuadrado
Las soluciones para los valores intermedios de la ecuación (1) pueden observarse en la Fig7. en donde se realizo una simulación para valores de entre y . Podemos ver como poco a poco pasamos de un círculo a un cuadrado.
La distribución para la amplitud del campo se realizo calculando primeramente la integral angular para la transformada de Fourier y se hizo una animación variando el parametro como se presenta en la Fig8.
Figura9. Variación de s para la distribucion de l campo
En las figuras subsecuentes se muestra la distribución del campo para varios valores de asi como la curva de nivel del campo.
- parámetro de cuadradez
Variación con el parámetro de cuadradez $\mathit{S}$
Aqui se muestra una serie de imágenes con distintos párametros de cuadradez. El eje vertical representa intensidad, mientras que los otros dos ejes ortogonales representan posición bidimensional.
- galería
- ↑ Manuel Fernandez Guasti,Analytic geometry of some rectilinear figures,INT.J.MATH.EDUC.SCI.TECHNOL., 1992, VOL.23,No.6
- ↑ M. Fernandez Guasti y M. de la Cruz Heredia,Difracction pattern of a circle/square aperture, JOURNAL OF MODERN OPTICS, 1993, VOL.40,No.6
Mfgwi (discusión) 13:43 6 dic 2019 (CST)
CAZ 16:32 29 ago 2008 (CDT)