Обратное рассеяние рассеивателей

Заметим, что при таком расчете учитывается только однократное отражение от стенок канала и предполагается, что излучение покидает рассеиватель в той же области, где входит в него. Когда эти предположения недостаточно справедливы, следует уточнить расчеты учетом второго отражения и размытия источников обратно рассеянного излучения по поверхности отражателя. [c.142]

Для контроля толщины покрытий выгодно, чтобы зависимость интенсивности обратно-рассеянного излучения от атомного номера z рассеивателя N = N z) шла бы как моя но круче. Ход этой зависимости обусловлен геометрическими факторами, толщиной поглотителя на пути излучения к регистрирующему устройству и типом регистрирующего устройства. [c.227]

При любом угле падения первичного потока fi-частиц на рассеиватель Б большей степени зависит от z та часть обратно-рассеянного потока, которая идет нормально к поверхности рассеивателя. Если отсутствует поглотитель на пути обратно-рассеянного излучения, то для этих част.1Ц N z) z i . С уменьшением угла рассеяния показатель 2/3 уменьшается, и для самых малых углов оп близок к 0. [c.227]

В процессе обратного рассеяния частицы теряют часть своей. энергии. Эта потеря тем больше, чем меньше г рассеивателя н больше угол к его поверхности. Для очень малых углов рассеяния потери энергии для всех [c.227]

Анализ разл. характеристик рассеянного звукового ноля позволяет определять разл. характеристики самих рассеивателей. Так, напр., по обратному рассеянию звука на турбулентных неоднородностях в ат.чос-фере находят пространственный спектр пульсаций показателя преломления. Наличие Р. з. на неоднородностях и дефектах в твёрдых телах лежит в основе ультразвуковой дефектоскопии. [c.270]

Поток р-частиц, двигаясь в какой-либо среде, меняет начальное направление своего движения. По мере увеличения толщины вероятность движения частицы в обратном направлении возрастает и плотность потока обратно-рассеянного р-излучения увеличивается. Но наряду с этим растет и вероятность потери энергии и поглощения частицы веществом. Поэтому с ростом толщины увеличение потока замедляется и достигает предельного значения, называемого толщиной насыщения (1 ). Значение толщины насыщения зависит от порядкового номера атомов среды. Для рассеивателей с большим г она мала, при малых г она возрастает. [c.617]

Если рассеиватель имеет толщину, заведомо большую, чем 1 , то независимо от его толщины поток обратно-рассеянного излучения при данной активности источника будет постоянным. Если на этот рассеиватель нанести тонкое покрытие I < /н) из вещества 2п, то в рассеивании будут участвовать как атомы основы (2о), так и атомы покрытия (гц). Когда толщина покрытия достигнет толщины насыщения, обратное излучение и при дальнейшем увеличении толщины покрытия меняться не будет. В общем случае плотность потока, соответствующая толщине покрытия, будет определяться разностью между числом р-частиц, рассеянных от покрытия (при толщине покрытия менее толщины /нп)- и числом р-частиц, рассеянных от основы (при толщине основы, превышающей /но). [c.618]

Из (7.4) следует, что для сферической волны эффект усиления обратного рассеяния имеет место не только в случае точечного 24] рассеивателя, но и при отражении от зеркала, размеры которого значительно превышают радиус первой зоны Френеля ( 2г- 1) [1, 26, 47, 48]. При этом фактор усиления оказывается таким же, как и в случае точечного отражателя. [c.166]

Эта величина выражает полную интенсивность внутри слоя, которая зависит только от сечения поглощения Од и не зависит от сечения рассеяния а . В частности, в случае непоглощающих рассеивателей сечение Оа равно нулю, и полная интенсивность постоянна внутри слоя. Этого и следовало ожидать, поскольку если пренебречь обратным рассеянием, то полная мощность должна сохраняться. [c.24]

В данной главе мы прежде всего приведем основные уравнения. Затем мы обсудим корреляционную функцию, угловой спектр и частотный спектр для случая, когда размеры частиц сравнимы с длиной волны или больше ее, дадим общие решения и рассмотрим в качестве примера падение плоской волны. После этого будут рассмотрены ограничения, налагаемые на разрешение изображения при наличии случайных рассеивателей. Наконец, мы проанализируем обратное рассеяние и распространение импульсов в областях с сильными флуктуациями и опишем полезные универсальные характеристики распространяющихся импульсов. [c.48]

Обратное рассеяние от случайно распределенных рассеивателей [c.62]

Рис. 15.3. Обратное рассеяние на облаке случайно распределенных рассеивателей. Интенсивность для 0 > (й )) дается выражением (15.73), а интенсивность для 0 < (кО) — выражением (15.76).

Сечение обратного рассеяния а на единицу поверхности содержащего рассеиватели слоя толщины с1 определяется выражением [c.66]

Решение. Так как /г //, а диаграммы направленности излучателя и рассеивателя узкие, то в (2.14) после интегрирования по вертикальной координате с учетом (1), (9.3), а = - 3, р /Н 1 ( — поперечная координата) имеем для интенсивности обратного рассеяния [c.255]

Выполненные по формуле (1.73) расчеты показывают, что поправочный коэффициент, обратная величина которого определяет отношение коэффициентов рассеяния при различных расстояниях между рассеивателями, сложным образом зависит от размеров сфер, их показателей преломления, расстояния между сферами и принимает значения больше или меньше единицы. Интерпретация рассеянных полей в ближней зоне (при малом / ) приводит, как видно из (1.73), к осциллирующей зависимости коэффициента рассеяния от расстояния между рассеивателями. Амплитуда осцилляций коэффициента рассеяния для двух малых частиц существенно зависит от расстояний между ними. При плотном расположении сфер поправочный коэффициент может отличаться от единицы в несколько раз. При расстоянии между сферами более двух их диаметров отличие не превышает десятков процентов. [c.38]

Относительная дисперсия интенсивности оптического пучка, рассеянного в обратном направлении точечным рассеивателем, в случае слабых флуктуаций представляется в виде [11, 14] [c.174]

Оптика атмосферы в значительной мере определяется рассеянием света на молекулах и частицах [27]. При решении задач теории рассеяния света аэрозолями принято считать, что в любом локальном объеме воздуха при нормальных условиях их можно представить как систему однородных сферических частиц различного размера. В связи с этим в пределах настоящей главы излагаются теория и численные методы решения обратных задач светорассеяния полидисперсными системами сферических частиц. Разумеется, указанная система частиц рассматривается не более как морфологическая модель (если акцентировать внимание на форме рассеивателей, играющих важную роль в подобных задачах) реальной дисперсной рассеивающей среды. Оптическое соответствие модели и среды требует надлежащей проверки, о чем подробно говорится в заключительном разделе главы. В основе аналитических построений излагаемой ниже теории лежит понятие оператора перехода, осуществляющего преобразование одного элемента матрицы полидисперсного рассеяния в другой. В результате для матрицы Мюллера, адекватно описывающей прямые задачи светорассеяния системами частиц, удается построить матрицу интегральных (матричных) операторов взаимного преобразования ее элементов. [c.14]

Во втором томе (части П1, IV и V) приводится большое количество новых результатов, полученных в последнее время в теории распространения и рассеяния волн в случайных средах. Часть П1 посвящена теории многократного рассеяния волн в случайных облаках рассеивателей. Часть IV охватывает теорию слабых и сильных флуктуаций волн в сплошных случайных средах и в турбулентности. В части V даны основы теории рассеяния волн на шероховатой поверхности и дистанционного зондирования свойств случайных сред, включая некоторые важные вопросы решения обратных задач. [c.8]

Таким образом, /(0, 1) 1 РД - Рассеяние на малой частице, обладающее указанным свойством, обычно, называют рэлеевским рассеянием. Сечение поглощения Оа малого рассеивателя обратно пропорционально длине волны и прямо пропорционально его объему. Сравнивая с геометрическим сечением [см. (2,21) и (2.32)], имеем [c.21]

Определив в результате решения двух обратных задача рассеяния эффективные рассеиватели на двух частотах [c.319]

Доказать, что обратная задача рассеяния на неоднородностях скорости звука и плотности при зондировании рассеивателя на одной частоте имеет бесчисленно много решений. [c.319]

Вообще произвольный рассеиватель дает одновременно и монопольное, и дипольное рассеяние. Сечения рассея-, ния для обоих типов аддитивны вследствие ортогональности полей монопольного и дипольного типа р1 ир . В самом деле, характеристика направленности монополя сферически-симметрична, а характеристика диполя меняет знак при перемене направления на обратное. Поэтому в симметричных относительно рассеивателя точках давления в рассеянном поле будут соответственно Р1 + Р2 ч Р1 — Рг- В выражения для потоков мощности члены с произведением давлений войдут с разными знаками и в сумме уничтожатся, так что останутся только квадраты давлений, отвечающие обоим типам рассеяния в отдельности. В частности, для несжимаемой закрепленной сферы найдем > [c.362]

Метод опирается на утверждение, что рассеивающий потенциал в (17.33) можно построить, зная коэффициент отражения для волн, приходящих из ж = -[- оо, и располагая некоторой информацией о точечном спектре. Это обратная задача рассеяния в первоначальной постановке задача состояла в определении неизвестного рассеивателя по его отражательным свойствам. В данном контексте необходимая информация о решениях я] определяется не из эксперимента, а из второго уравнения (17.34). Для определенности рассмотрим задачу о нахождении и (х, ), > О по заданной функции и (х, 0). Процедура состоит в следующем. Для данной функции и (х, 0) сначала решаем задачу на собственные значения (17.33) и определяем дискретные собственные значения = гк , соответствующие собственные функции я]5 и коэффициент отражения Р для падающих волн. Собственные функции [c.561]

При решении задачи любой геометрии вычисляют вклад в точку детектирования Р излучения от элементарного источника дЗ, рассеянного от элементарного участка рассеивающей поверхности /5рас, затем интегрированием по всей поверхности источника, видимой из элемента дЗрас и по всей поверхности рассеивателя рас, видимой нз точки детектирования, определяют полную компоненту обратно рассеянного излучения. [c.141]

Зависимость обратно-рассеянного (i-излучення от природы п толщины рассеивателя позволяет использовать это явление для контроля толщины разнообразных покрытий с высокой точностью без разрушения изделия и покрытия. [c.227]

Если В качестве регистратора обратно-рассеянного излучения применена ионизациониая камера, то на ходе зависимости тока от z рассеивателя скажутся размеры камеры. При достаточно больших ее размерах частицы полностью израсходуют свою энергию на образование ионов. А так как при больших Z рассеивателя и число и энергия обратно-рассеянных [c.228]

На рис. 1 дана зависим мость ионизационного тока от толщ ины фильтра для обратно-рассеянного излучения при различных рассеивателях. Некоторое возрастание тока при малой тол-ш ине фильтра вызнано тем, что фильтр (алюминиевая фольга) препятствует утечке ионов из камеры, том большой, чем меньше z рассеивателя (верхняя часть рис. 1). Из рис. 1 видно, что не очень толстый фильтр, уменьшая абсолютное значение токов, мало меняет разницу между токами, вызванными частицами, рассеянными веш зствами с разными Z. Это обстоятельство, связанное с преимущественным поглош епием частиц, идущих от рассеивателей с малым z (см. верхнюю часть рис. 1), имеет большое практическое значение, позволяя уменьшать абсолютные величины измеряемых токов, поскольку разница между ними, определяющая чувствительность измерения толщины покрытия, остается почти неизменной. [c.228]

Экспериментально было установлено, что изменение чистоты обработки и кривизны поверхности детали, изменяя абсолютное значение иптенспв-ностн обратно-рассеянного излучения, не влияет на ход кривой I = I d). Резкое изменение площади рассеивателя (с 1 до 15—20 см ) несколько изменяет характер кривой. [c.229]

При решении многих научных и практических задач необходимо знать свойства флуктуационных характеристик рассеянного излучения не только для рассмотренного выше случая малых углов рассеяния, но и для широкого диапазона значений углов рассеяния, включая случай обратного рассеяния. Формулы для корреляционных функций однократно рассеянного излучения при малых углах рассеяния в предположении независимого броуновского движения рассеивателей с нормальным распределением смендения получены в работах [27, 30, 34] и имеют вид [c.218]

Примера рассмотрим обратное рассеяние импульса от тонкого слоя рассеивателей. Для простоты будем считать, что излучатель изотропен (Gt = onst рис. 5.7). Тогда, замечая, что dV = = г dr df dz, получаем [c.125]

Временная изменчивость рассеивателей ириводит к расширению частотного спектра рассеянного поля, Tипuчны ( примером может служить Р, з. на взволнованной морской поверхности и внутр. волнах в атмосфере и океане. Ряд особенностей имеет Р. з. на дне океана. В мелководных районах Р, з, обусловлено гл, обр, флуктуациями показателя преломления и плотности в толще подводных осадков, В широком диапазоне частот (1—100 кГц] а, для рассеяния в обратном направлении не зависит от частоты звука, его угл. зависимость близка к закону Лом.меля — Зеелигера соз0. В глубоком океане осн. вклад в Р. з. дают неровности донного рельефа. [c.270]

Анализ поляризации нейтронов из наблюдений азимутальной асимметрии рассеяния имеет ряд специфич. особенностей. Использование в качестве анализаторов С и О неудобно, т. к. в области энергии неск. Мэе эти ядра обладают развитой структурой уровней и ноляризация рассеянных на них нейтронов меняется не монотонно. Существенным недостатком методов, в ]ч -рых в качестве анализаторов используются ядра и 0 , япляется также значительный фон (до 80%) нейтронов, попадающих из мишени в детектор, минуя анализатор. Поэтому Д.ПЯ анализа поляризации нейтронов был предложен поляриметр, в котором рассеивателем служат ядра Не. Для Не Рг — плавно зависящая от энергии величина, значения к-рой известны в широкой области энергий (1—40 Мэе). Второе преимущество данной методики связано с возможностью регистрации ядер отдачи Не. Гелиевый нейтронный поляриметр состоит из пропорциональных счетчиков направленного действие. Прибор неносредственно регистрирует ядра отдачи Не, а не рассеянные нейтроны. Это позволяет снизить уровень фона до 15% и ниже. Другой тип анализаторов поляризации нел-тронов представляют сцинтилляционная гелиевая камера высокого давления (Не + 10%Хе — при 150—200 атм) и гелиевый жидкостный поляриметр. Применение гелиевых пол яриметров позволяет изучать поляризацию частиц в реакция , соответствующих образованию конечного ядра не только в основном, по и в возбужденном состоянии. Для уменьшения ошибок в измерении поляризации, связанных с неточностями мехапич. юстировок, вместо вращения детектора на 180° (переход от ф = О к ф = л и обратно) можно вращать вектор поляризации магнитным полем соленоида. [c.156]

Отметим, что сечение рассеяния обратно пропорционально четвертой степени длины волны и прямо пропорционально квадрату объема рассеивателя. Эти два свойства малых расЬеявате-лей были получены Рэлеем из теории размернрстей (каК то показано в разд. 2.1). [c.28]

Для простоты рассмотрим два рассеивателя Л и Б, лежащие на прямой, параллельной направлению падения первичной волны. Разность фаз рассеянного поля в какой-либо точке наблюдения М., обусловленная только длиной пробега волны, равна к АВ + + ВМ — АМ). Для рассеяния точно вперед (точка наблюдения М1) разность фаз равна нулю насколько первичной волне дольше бежать до рассеивателя, настолько же рассеянной волне меньше бежать от рассеивателя до точки наблюдения. Для рассеяния в обратном направлении (точка наблюдения. УИ 2) разность фаз равна 2кАВ добавочная длина пробега равна двойному расстоянию между рассеивателями. Для рассеяния в каком-либо другом направлении разность фаз будет иметь промежуточное значение. Если расстояние точки наблюдения от рассеивателей велико по сравнению с расстоянием между рассеивателями (точка наблюдения во фраунгоферовой зоне по отношению к рассеивателям), то разность фаз будет зависеть от угла наблюдения как кАВ (1 — С08 0) и будет, монотонно возрастать при увеличении угла 0. 1 [c.378]

При большой корреляции флуктуаций в направлении вперед синфазно будут складываться поля от больших участков рассеивающей среды (порядка радиуса корреляции). Рассеянное поле будет велико. В обратном же направлении участок, дающий вклад одного знака, будет только порядка четверти длины волны знакоперемен-ность величин, складывающихся в интеграле (114.4), будет более частой. В результате рассеянное поле будет мало. В других направлениях будет наблюдаться промежуточная картина. Чем больше радиус корреляции по сравнению с длиной волны, тем больше будет заостряться характеристика направленности, вытягиваясь вдоль направления падения волны. Никакого сходства с характеристикой направленности отдельных рассеивателей не останется. [c.379]

Константу О можно найти в справочных таблицах спектральных величин либо для ее определения следует выполнить ряд калибровочных температурных измерений. Оптическую толщину поглощения в каждом случае можно определить с помощью лидара дифференциального поглощения. При этом необходимо использовать третий лазерный импульс с длиной волны Хз, выбранной вблизи длин волн Л] и Я,г и не пересекающейся ни с одной линией поглощения исследуемой компоненты атмосферы. Такие измерения можно осуществить, применяя либо топографические мищени в качестве независимых рассеивателей в обратном направлении, либо рассеиватели в виде аэрозолей, обеспечивающие рэлеевское и ми-рассеяние. В последнем случае можно получить оценки спектрального поглощения для отдельных участков атмосферы, в случае топографической мищени результаты измерений следует усреднить по всей длине траектории лазерного луча. Пользуясь уравнением (7.25), запишем выражение для оптической толщины поглощения света [c.380]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...