Трубка лучей

От анода А рентгеновской трубки лучи падают на кристалл К широко расходящимся пучком. Лучи разной длины волны отражаются на фотопластинку РР под разными углами. [c.410]

Возбуждаемые в фокусе трубки лучи распространяются во все стороны поэтому трубку помещают в специальный свинцовый кожух, который не пропускает лучи в неиспользуемых направлениях. [c.305]

Рентгеновские лучи возникают в рентгеновской трубке при торможении ускоренных электронов на вольфрамовом или молибденовом аноде. Место торможения электронов на аноде, являющееся также местом преимущественного излучения рентгеновских лучей, называется фокусом рентгеновской трубки. Из фокуса рентгеновской трубки лучи распространяются прямолинейно во все стороны. [c.525]

Высвечивание знаков и обозначений может быть произведено с использованием растровой развертки, так же как и при высвечивании линий чертежа. Иногда применяют специальные электронно-лучевые трубки с масками, несущими на себе изображения знаков. Такая электронно-лучевая трубка изображена на рис. 6-4. В этой трубке луч электронов 7 с катода 1 перед прохождением мимо основной отклоняющей системы 6 фокусируется полем катушки 4, проходит через маску 3 с изображениями знаков. Выбор нужного знака осуществляется дополнительной отклоняющей системой 2, установленной перед маской 3. После прохождения маски 3 луч вновь центрируется пластинами 5 и после этого попадает под воздействие отклоняющей системы 6, направляющей его в требуемое место экрана 8. [c.84]

Рассматривая лучи, лежащие в меридиональной плоскости, мы легко можем установить, что ход этих лучей подобен ходу луча между двумя параллельными плоскими зеркалами поэтому всякий луч, лежащий в меридиональной плоскости, попадая в зеркальную цилиндрическую трубку, выйдет из нее или под тем же самым углом к оси трубки, что будет иметь место при четном числе отражений, или при нечетном числе отражений угол выходящего из трубки луча с ее осью [c.322]

Пусть 55 — небольшая часть волнового фронта, соответствующего какому-то определенному элементу источника. Через 55 проходят трубки лучей, исходящих от каждого элемента источника, центральные лучи этих трубок запол-няют конус с телесным углом (рис. 3.4). Если угол раствора конуса достаточ- [c.125]

Фундаментальные исследования, показывающие, почему в этом предельном случае лучи играют важную роль, излагаются в гл. 4, однако в этой главе правилу разд. 1.И, определяющему амплитуды в геометрической акустике исходя из постоянства потока энергии вдоль трубки лучей, будет дана критическая оценка как одному из аспектов распространения волн в трубах и каналах. Затем будет предпринято расширенное исследование условия линейности и изучены некоторые замечательные явления, связанные с нарушением этого условия. [c.116]

Этот раздел, посвященный некоторым примерам, следует, вероятно, закончить простым напоминанием о том, что к одномерным волнам в трубах или каналах относятся не только те длинные волны в открытых каналах или эластичных трубах, которые здесь обсуждались довольно пространно, но также -чрезвычайно важный случай обычных звуковых волн в абстрактно определенных трубках лучей или в реальных трубах с пренебрежимо малой растяжимостью. [c.128]

Другой особый случай простого правила (91) — это один из принципов геометрической акустики изменение амплитуды вдоль трубки лучей с постепенно меняющимся поперечным сечением определять исходя из постоянства потока энергии. Например, изменение амплитуды звука, излучаемого сферой достаточно большого радиуса а , в однородную невозмущенную жидкость, как было установлено в разд. 1.11, содержит мне- [c.155]

Подобно введению в линейную теорию звука (гл. 1), настоящее введение в линейную теорию одномерных волн в жидкости заканчивается обсуждением диссипации волновой энергии и ее последствий к ним относятся ослабление волны (постепенное экспоненциальное уменьшение потока энергии бегущей волны) и некоторые связанные с ним явления в разветвленных и резонирующих системах. Возможно, что механизмы диссипации энергии, описанные в разд. 1.13, могут быть вполне действенными для одномерных волн в жидкости в самом деле, если эта идея используется для описания распространения волны вдоль абстрактной трубки лучей, то указанные механизмы будут единственными. Однако в трубках или каналах с твердыми стенками значительно большая степень диссипации энергии и, следовательно, ослабления волны может быть, кроме того, вызвана трением. [c.162]

Изменение акустической амплитуды вдоль трубки лучей было исследовано на основе линейной теории в разд. 2.6 поток энергии остается постоянным в процессе прохождения волны вдоль трубки (которая физически не существует и поэтому не может вызывать какое-либо ослабление потока энергии за счет трения о стенки как в разд. 2.7). Из этого следует (уравнение (91)), что [c.238]

При таком подходе к нелинейной геометрической акустике представляет интерес исследование потока энергии вдоль трубки лучей после той точки, где формирование ударной волны вызывает диссипацию. Мы, однако, проведем здесь эти вычисления только для совершенного газа с постоянными удельными теплоемкостями и в асимптотическом предельном случае, когда равенства (259) и (260) справедливы. Для этих равенств соотношение (245) между ж и позволяет записать [c.239]

Умножив (268) на невозмущенную температуру Тд х), где с Тд (х) = с1 х) [у (7 — 1)], получим диссипацию энергии за счет ударной волны на единицу массы жидкости умножив эту величину на массу рд х)Ад х), приходящуюся на единицу. длины трубки лучей, получим диссипацию волновой энергии [c.240]

В изотермической атмосфере невозмуш енная скорость звука является постоянной, что упрощает формулы, приведенные выше, не только потому, что Сц х) может быть заменена постоянной Со, но и потому, что в этом случае все лучи являются прямыми линиями. Для прямых лучей распределение площади сечения тонкой трубки лучей с необходимостью подчиняется простому квадратичному закону [c.241]

Таким образом, получаем интересный закон асимптотического затухания цилиндрических ударных волн, согласно которому интенсивность ударной волны обратно пропорциональна расстоянию в степени три четверти. (Заметим, что здесь не рассматривается особый случай, Л = / = О, когда лучи локально параллельны, поскольку, как установлено в разд. 1.12, геомет-трическая акустика неприменима асимптотически, если площадь трубки лучей не увеличивается.) [c.242]

В более общем случае / > О, когда площадь трубки лучей увеличивается с расстоянием квадратично (как, например, при распространении сферического импульса), интеграл в (271) растет только логарифмически при больших х и продолжительность импульса р (пропорциональная квадратному корню из этого интеграла) увеличивается поэтому очень медленно нелинейные искажения формы волнового профиля накапливаются весьма медленно, потому что скорость искажения непрерывно и существенно уменьшается при сферическом затухании. Аналогично, в соответствии с (272), скорость затухания ударной волны выше скорости затухания сигналов, даваемой линейной теорией, благодаря множителю Я/(со р), убывающему очень медленно (обратно пропорционально квадратному корню из логарифма расстояния). [c.242]

Заметим, что лучи, испущенные в каждый момент времени, заполняют раскрытый вперед конус с полууглом (279), имеющий своей осью траекторию источника. Лучи всех таких конусов (каждый из которых соответствует некоторому моменту времени) заполняют все пространство где бы ни был наблюдатель, он должен быть на одном таком луче. Этот луч и все близкие к нему лучи образуют трубку лучей , площадь поперечного сечения которой Ад увеличивается линейно, прямо пропорционально расстоянию от траектории источника. Это означает, что в уравнении (270) / = 0 отсюда следует, что в однородной атмосфере интенсивность звукового удара падает обратно пропорционально расстоянию в степени три четверти, как в уравнении (274). [c.245]

Если Го в этом выражении является начальным значением г в дальнем поле источников, так что при г > Гд применима геометрическая акустика, то при площади сечения трубки лучей, пропорциональной г, можно заменить уравнение (270) на [c.246]

Физически это выражает сохранение энергии, проходящей вдоль трубки, через вариации плотности волновой энергии W, величины скорости распространения энергии U и площади сечения трубки лучей А. [c.390]

Для недиспергирующих систем этот метод упрощается тем, что трубки лучей одинаковы для всех частот. Например, для звуковых волн, удовлетворяющих (88) при с , являющемся функцией координат уравнения (106) и (107) для лучей принимают вид [c.390]

Выделим из пучка трубку лучей, которые при повороте испытывают п отражений. Из простых геометрических соображений следует, что среди этих лучей имеется только один (с углом скольжения 0 = ф/2/г), который повернется точно на угол ф. Все остальные лучи при выходе из зеркала будут составлять с ним некоторый угол 60, причем 60 будет наибольшим для лучей на краях трубки 60 = 0п- Таким образом, первоначально параллельные лучи, испытав п отражений от поворотного зеркала, будут иметь на выходе угловой разброс А0 = 20 = tp/n. Следовательно, после отражения от цилиндрического зеркала у плоскопараллельного пучка диаметром d появляется угловой разброс А0 = 20шах = 2 т/2d/ro, который можно уменьшить за счет увеличения радиуса кривизны зеркала. [c.132]

В сканирующей электронной микроскопии исследуемую поверхность сканируют фокусированным пучком электронов, а контролируют интенсивность потока вторичных электронов. Сигнал детектора вторичных электронов моделирует растр электроннолучевой трубки, луч которой развертывается синхронно с фокусированным пучком электронов. Каждая точка растра (т. е. поверх-ностл, формирующей изображение) электронно-лучевой трубки (фактически телевизионной трубки) соответствует некоторой точке на поверхности образца. [c.63]

Рис. 2.13. Главные плоскости и центры кривизны волнового фронта трубки лучей, рас-пространяющегося в однородной среде. 1 — центры кривизны 2 — главные сечения

Фотометрией называется раздел оптики, связанный с измерениями световых потоков, Строго говоря, фотометрия не относится к геометрической оптике, однако во многих практических приложениях приближенная геометрическая картина электромагнитного поля служит при фотометрических исследованиях достаточно хорошей основой, и поэтому целесообразно включить в настоящую главу краткое рассмотрение этого раздела. Ограничимся простой геометрической моделью, согласножоторой свет представляет собой поток лучистой энергии, распространяющийся вдоль геометрических лучей и подчиняющийся закону сохранения энергии. Последний состоит в том (см. уравнение (3.1.31)), что энергия, протекающая в единицу времени через любое поперечное сечение трубки лучей, остаегся постоянной. [c.177]

Окружающий нас мир полон движущихся объектов. Их движение, в широком смысле, можно разделить на два класса в зависимости от того, остается ли объект вблизи некоторого среднего положения или такого положения нет. Примерами движений первого класса являются колебания маятника, вибрация струны скрипки, колебания уровня воды в чашке, движение электронов в атомах, свет, многократно отражающийся от зеркал лазера. В качестве примеров движений второго класса можно указать на скольжение хоккейной шайбы, движение импульса по длинному тросу при дергании за конец троса, волны океана, катящиеся к берегу, пучок электронов в телевизионной трубке, луч света, испущенный звездой и принятый нашим глазом. Иногда одно и то же движение можно отнести к любому из этих классов в зависимости от точки зрения на явление так, волны океана движутся к берегу, но вода (и утка, сидящая на поверхности) совершает движение вверх и вниз, а также вперед и назад относительно некоторого среднего положения. Точно так же импульс смещения бежит по канату, но вещество каната колеблется относительно среднего положения. [c.17]

Для частного случая пульсирующей сферы мы кратко оста-новилпсь на весьма интересных результатах для высокочастотного предельного случая, наводящих на мысль о важности лут ей звука , которые напоминают изучаемые в геометрической оптике лучи света. Флуктуации давления в некоторой точке Р передаются вдоль луча , определяемого как кратчайший путь от поверхности тела до точки Р. Если представить себе трубку лучей , образованную пучком таких лучей, идущих к точке Р и другим близким к ней точкам, то в такой трубке движения поверхности сферы будут создавать те же самые флуктуации давления, что и одномерные волны, генерируемые поршнем в прямой трубе, но уменьшенные при rla на множитель ajr, необходимый для того, чтобы поток энергии вдоль трубки лучей распределялся по площади поперечного сечения, увеличивающейся как г . [c.90]

ПЛОСКОЙ волны, причем уменьшение амплитуды с расстоянием будет описываться произведением двух членов экспоненциальным членом, учитываюш им потери энергии так же, как в плоской волне, и множителем который позволяет учесть распределение энергии по площади, увеличивающейся как Аналогично любые волны, рассматриваемые в геометрическо акустике, при распространении вдоль трубок лучей обладают свойствами плоских волн на каждой длине волны, т. е. изменение их амплитуд описывается про113ведением той же самой экспоненциальной функции от расстояния и геометрического множителя, который учитывает распределение акустической энергии но меняющейся площади поперечного сечения трубки лучей. [c.101]

Представляет интерес выяснить, при каких обстоятельствах постоянство потока энергии может быть нарушено продольной неоднородностью поперечного сечения трубки лучей (или даже плотности и температуры жидкости, через которую она проходит), что делает возможным отражение части акустической энергии вдобаво к ее диссипации, рассмотренной вразд. 1.13. В настоящей главе содержится общее исследование [c.116]

Теории продольных волн как в абстрактных трубках лучей , так и в твердостенных трубах, построенные с учетом или без учета неоднородностей, нелинейности или же вызванной трением диссипации, основаны на допущении, что изменения избыточного давления [c.119]

Если свойства жидкости постепенно изменяются, то лучи снова могут оказаться другими например, в гл. 4 будет показано, что изменения волновой скорости с вызывают рефракцию (преломление) лучей, так же как и в геометрической оптике, в сущности потому, что они изменяют условие стационарности фазы. С другой стороны, поток энергии вдоль трубки лучей, а именно произведение площади ее поперечного сечения А на акустическую интенсивность / = р11роС, сохраняется постоянным тогда и только тогда, когда р изменяется как ( /рос) 2 = у-1/2 опять как в (91). Эти соображения усиливают важность (91) как подходящего правила для определения распределения амплитуд во всех задачах геометрической акустики, как только лучевые трубки найдены. [c.156]

Отметим дальнейшие упрощения, возможные в случае эффективно постоянной невозмущенной плотности. Крайний случай этих упрощений возникает, когда, кроме того, / = О, что дает линейный закон расширения площади сечения трубки лучей (см. (270)). Это характерно для распространения 1 ылмм5/ мческого. импульса, например импульса, который может быть порожден взрывающейся проволочкой. Продолжительность асимпто- [c.241]

В такпх случаях метод трубок лучей для колебаний с фиксированной частотой со принимает особенно простую форму, так как сечения трубки лучей любой горизонтальной плоскостью имеют одну и ту же площадь. Это следует из того, что решения уравнений (123) с произвольными начальными значениями х , Уо на высоте z пмеют вид [c.392]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...