Уравнения переноса изображения

Принципиальные результаты теоретических исследовании получены в работе [11]. На основании общего решения уравнения переноса изображения через среду с произвольной стратификацией ее оптических характеристик в работе показано, что при неоднородной трассе контраст изображения оказывается более высоким, если слои повышенной мутности располагаются вблизи приемника. Этот вывод не противоречит обсужденным выше экспериментальным данным.. Однако детальный анализ влияния положе- [c.81]

Фурье. Комплексное преобразование Фурье удобно применять для тел неограниченной протяженности, синус-преобразование Фурье следует использовать, когда на поверхности тела задано значение функции, т. е. имеют место граничные условия первого рода, а косинус-преобразование Фурье— когда решаются дифференциальные уравнения переноса при граничных условиях второго рода. Преобразование Ханкеля применяется в том случае, когда тело имеет осевую симметрию. Практическое применение названных интегральных преобразований после появления подробных таблиц изображения не вызывает особых затруднений. [c.55]

В общем случае многократного рассеяния теория переноса оптического излучения в дисперсных средах оказывается более сложной. Но только в этом случае можно рассчитывать на строгое физическое обоснование проблемы и получить для многих практически важных ситуаций необходимые уравнения для поля рассеянного излучения. Переход от этих уравнений к уравнениям измеряемых величин обеспечивает практическое использование последних в виде уравнения переноса энергии излучения, уравнения переноса оптического изображения, уравнения оптической локации. [c.43]

Таким образом, общее уравнение переноса оптического изображения через дисперсную среду можно записать в виде [c.77]

Условие пластичности (2) может быть представлено геометрически как уравнение поверхности в трехмерном пространстве, где ai, аа и служат координатами. Условие (3) показывает, что вид поверхности не меняется при переносе начала координат вдоль линии, составляющей равные углы с тремя осями. Отсюда следует, что поверхность (2) представляет собой цилиндр с осью, равнонаклоненной по отношению к трем осям координат. Чтобы задать форму цилиндра, достаточно задать контур сечения его плоскостью, перпендикулярной оси. Эта плоскость, отсекающая равные отрезки на осях координат aj, Оа, и стз, называется октаэдрической плоскостью. Таким образом, условие пластичности полностью определяется заданием геометрического образа уже не в пространстве, а на плоскости. Этого и следовало ожидать. Согласно выражению (5), функция от двух переменных изображается кривой на плоскости, причем это изображение можно осуществить разными способами. [c.54]

Если ядро преобразования К(р,х) берется в виде sinили os рх, то это интегральное преобразование соответственно называется синус-преобразованием Фурье или косинус-преобразованием Фурье. Если же ядром преобразования выбрана функция Бесселя К(р, x) = xJ px), то оно носит название преобразование Ханкеля. В частном случае, если пределы интегрирования изменяются от —оо до +оо, а ядро имеет вид К р, х) = мы получаем комплексное интегральное преобразование Фурье. Комплексное преобразование Фурье удобно применять для тел неограниченной протяженности синус-преобразование Фурье следует использовать, когда на поверхности тела задано значение функции, т. е. имеем граничные условия I рода, а косинус-преобразование Фурье — когда решаем дифференциальные уравнения переноса при граничных условиях II рода. Преобразование Ханкеля применяется в том случае, когда тело имеет осевую симметрию. Практическое применение названных интегральныхпреобразований после появления хороших таблиц изображения (Л. 28, 16] не вызывает осЪбых затруднений. [c.81]

Прошли десятилетия, прежде чем известная строгая теория рассеяния света на отдельных сферических частицах (теория Ми) была успешно использована (30-е годы) для интерпретации атмо-сферно-оптических явлений (Стрэттон и Хаутон, Хвостиков). В последующие vгoды теория рассеяния света малыми частицами различной формы стала основной при решении задач распространения оптических волн в атмосферном аэрозоле. Более того, в настоящее время рассеяние света атмосферным аэрозолем становится одним из важнейших разделов физической оптики, стимулирующим развитие теории рассеяния как отдельными частицами, так и системой частиц. В последнем случае речь идет фактически о теории переноса оптического излучения в дисперсных средах о выводе и строгом обосновании границ применимости уравнений переноса излучения, уравнений переноса оптического изображения, уравнений оптической локации. Совокупность перечисленных вопросов составляет современную теоретическую основу оптики дисперсных сред вообще и оптики атмосферного аэрозоля в частности. Первая часть монографии посвящена систематическому изложению этих теоретических основ. [c.5]

Рассеяние оптических волн в дисперсных средах приводит к энергетическому ослаблению прямого излучения и появлению фона рассеянного излучения, которые описываются уравнениями переноса излучения. Но при одновременной регистрации яркости прямого и рассеянного вперед излучения имеет место снижение яркостного контраста наблюдаемого источника излучения. Сложная зависимость яркости рассеянного вперед излучения от параметров пучка и свойств рассеиваюш,ей среды обусловливает сложную зависимость затухания яркостного контраста наблюдаемого объекта от этих параметров и свойств. Для количественного описания такой зависимости удается получить так называемые уравнения переноса оптического изображения (уравнения видения) в дисперсных средах. [c.72]

Исходные уравнения. Решение проблемы оптического видения через атмосферный аэрозоль, как и в дисперсных средах вообще, сводится к решению уравнения переноса оптического изображения, которое нами уже обсуждалось (см. гл. 2). Его строгое решение в настоящее время пока не получено, а при решении ураг-нения видения через атмосферный аэрозоль возникают дополнительные трудности, связанные с необходимостью учета рассеянного излучения от посторонних источников и прежде всего рассеянного и отраженного подстилающей поверхностью солнечного [c.153]

С учетом этого уравнения и производится определение числа оборачивающих систём, необходимых для переноса изображения. Обычно в длинных системах допускают значительное виньетирование и для кд, принимают значения 0,15- 0,2. Между объективами каждой из оборачивающих систем помещают в плоскостях действительных изобра> жений полевые линзы, фокусные расстояния которых определяют по формуле [c.366]

В плоском случае, то есть если в уравнении (2.7) устремить радиус капилляра к бесконечности, мы придем к фазовому портрету типа, изображенного на рис. 2.2 в, с той лищь разницей, что особая линия h = R переносится в бесконечность. При этом петля сепаратрисы, замыкающаяся в бесконечно-удаленной точке, описывает мениск в щели (Philip, 1977 Неймарк и Хейфец, 1981). Для плоского случая периодических решений не существует, однако одиночные капли и линзы, описываемые траекториями внутри сепаратрисы как слева от особой точки, так и справа от нее, соответственно, сосуществуют в неравновесных условиях, описанных выше. [c.45]

Из рис. 3 видно, что наклон прямых при увеличении анодного потенциала увеличивается. Поскольку Дф во всех случаях было одинаковым, из этого следует, что перенос через окисел облегчается при увеличении потенциала, что, скорее всего, связано с увеличением миграционного коэффициента. Из рис. 3 также видно, что при малых временах зависимость тока от времени уменьшается. В этих условиях прямые удается получить только в координатах I — что, согласно уравнению (7), указывает на смешанный контроль процесса. При еще меньших t зависимость от времени исчезает совсем. Таким образом, при заданном потенциале наблюдается описанное выше закономерное изменение контроля процесса во времени. По мере пассивации серебра при сдвиге в область более анодных потенциалов наблюдается уменьшение абсолютных значений тока. Контроль при этом постепенно становится смешанным, а на глубокопассивном серебре — чистоэлектрохимическим (рис. 4). Экстраполируя прямые, изображенные на рис. 4, на = О, получаем, согласно уравнению (8), токи, не искаженные концентрационной поляризацией, /а (Аф). На рис. 5 они даны в зависимости от потенциала. Сравнивая кривую I со стационарной потенциостати- [c.86]

Движущая сила процесса абсорбции для любого значения X и выбранной величины / будет выражаться разностью ординат У— У, изображенных вертикальными отрезками, соединяющими соответствующие точки рабочей линии и линии равновесия. Для всего абсорбера можно принять среднее значение АУ р, величина которого, например для линии ЛВ , изображена на рис. 16-2, д отрезком АУср Величина движущей силы будет тем больше, чем круче наклон рабочей линии и, следовательно, чем больше удельный расход абсорбента. При совпадении рабочей линии с вертикалью АУ р будет иметь максимальное значение, и, следовательно, размеры аппарата при этом минимальны [так как число единиц переноса Пу = (АУ — АУ )/АУ р, то при постоянстве АУ значения АУб и АУ р максимальны]. Удельный расход абсорбента при этом будет бесконечно большим, поскольку = Хд и знаменатель в уравнении (16.11) будет равен 0. [c.48]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...