Лучевая интенсивность обратная

При изучении обратного рассеяния удобно разделить лучевую интенсивность на прямую лучевую интенсивность /+(г, z) и обратную лучевую интенсивность/-(г, s) [184] [c.62]

Уравнения (15.65) и (15.66) являются основными уравнениями для прямой и обратной лучевых интенсивностей первого приближения. [c.63]

Выражения (11.37) —(11.42) дают лучевую интенсивность и прямой и обратный потоки в точке т. Из -них легко вычислить отраженные и прошедшие лучевые интенсивности и потоки црн [c.235]

Графики рис. 3.2 позволяют определить граничные значения интенсивности Штреля и лучевых критериев, за которые можно принять значения соответствующих критериев, обеспечивающие в 90% случаев относительную энергию в диске Эйри Е 8) 0,73. Справедливо и обратное утверждение, что при Е 6) = [c.100]

Интенсивность на поверхности сходящегося волнового фронта растет обратно пропорционально уменьшающейся поверхности фронта, что дает для сферы закон 1/г , а для цилиндра 1/г, где г— радиальная координата, отсчитываемая от центра фокальной области или соответственно от фокальной оси. При г О как первое, так и второе выражения стремятся к бесконечности, что, естественно, лишено физического смысла. Происходит это вследствие того, что в окрестности фокуса неприменима лучевая (геометрическая) трактовка, из которой вытекают указанные соотношения. Для определения поля вблизи фокуса требуется решить задачу в ее дифракционной постановке. Классическая трактовка осесимметричного случая для длиннофокусных систем изложена у Рэлея [6]. Исследования короткофокусных сферических, а также цилиндрических систем были выполнены позднее, на базе работ Дебая [7] и Зоммерфельда [11], в основном силами сотрудников Акустического института. Некоторые из этих работ, непосредственно относящиеся к фокусирующим ультразвуковым излучателям, легли в основу настоящей части книги. [c.153]

Отражение от сферы. Лучевое приближение особенно удобно применять при расчете акустического тракта для отражателей криволинейной формы, используя построения, известные из геометрической оптики. Отраженная от выпуклой сферической поверхности (рис. 2.16, а) волна расходится так, как будто она излучается источником, расположенным в точке В. Интенсивность ее убывает обратно пропорционально квадрату расстояния в результате на расстоянии / от точки А интенсивность уменьшится в с 1 г Л-с) раз. Таким образом, используя формулу (2.9) для интенсивности поля падающей волны и учитывая интенсивность отраженной волны, получают [c.114]

В геометрическом приближении, пренебрегая дифракцией, мы можем считать, что поле от предмета вплоть до изображения распространяется по законам лучевой геометрической оптики, нигде не выходя за пределы бесконечно узких световых трубок, образованных лучами. Рассмотрим на выходе из системы такую световую трубку, образованную лучами, идущими от точки предмета (рис. 2.11). На этом рисунке (18 р и йЗ л — площадки, вырезаемые световой трубкой на зрачке (выходной сфере) и изображении соответственно. Интенсивность в точке Л пятна рассеяния, очевидно, пропорциональна площади й8р и коэффициенту пропускания т (р), а также обратно пропорциональна площади 8а- Причем (18а и (18р в соответствии с предыдущим разделом параграфа должны быть выражены в обобщенных координатах с1х и ф. Нормируя весь поток к единице, получим выражение для нормированной ФРТ [c.42]

А.7) и (10А.8). Следует заметить, что для полностью диффузной волны это предположение не справедливо. Как уже указывалось в гл. 9, диффузная лучевая интенсивность должна иметь несколько большее значение в направлении вперед, чем в обратном направлении. В обозначениях данной главы более точное выражение для лучевой интенснвиости можно записать в виде [c.223]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...