Рассеяния плоскость

Рис. 2.16. К определению амплитуды рассеяния. Плоскости уг и YZ совпадают с плоскостью рассеяния.

Общие принципы инвариантности (инвариантность относительно вращений, пространственной инверсии, обращения времени и др.) существенно ограничивают возможный вид матричных элементов процессов и позволяют получить проверяемые на опыте соотношения. Напр., из инвариантности относительно вращений и пространств, инверсии, к-рым отвечают законы сохранения момента кол-ва движения и чётности, следует, что поляризация конечной ч-цы, возникающая при рассеянии неполяризованных ч-ц, направлена по нормали к плоскости рассеяния (плоскости, проходящей через нач. и конечный импульсы ч-цы). Т. о., измеряя направление вектора поляризации, можно выяснить, сохраняется ли чётность во вз-ствии, обусловливающем процесс. Изотопическая инвариантность сильного вз-ствия приводит к соотношениям между сечениями разл. процессов, а также к запрету нек-рых процессов. Напр., при столкновении двух дейтронов не могут образоваться а-ч-ца и л -мезон. Эксп. исследование этого процесса подтвердило справедливость изотопич. инвариантности. [c.622]

При оценке погрешностей фотоэлектрической пирометрии было найдено, что имеются источники погрешностей, связанные со способа.ми взаимодействия оптической системы и источника. Погрешности этой категории исследовать довольно трудно, так как они часто являются результатом сложных комбинаций различных эффектов. Один из наиболее важных эффектов такого рода связан с размером наблюдаемого источника и распределением яркости за пределами геометрически наблюдаемой площади. Для объекта конечного размера, находящегося в плоскости источника, поток излучения, прошедший плоскость диафрагмы, из-за дифракции меньше потока, который должен иметь место в соответствии с геометрической оптикой. Чтобы эти потери свести к нулю, нужно было бы увеличить размер источника так, чтобы в отверстии диафрагмы он стягивал угол 2л стерадиан. Таким образом, если пирометр измеряет по очереди два источника с разными размерами, сравнение будет содержать погрешность, обусловленную дифракцией. Дополнительная погрешность возникает в результате рассеяния на линзах объектива или на зеркале. Она также будет зависеть от размера источника, так как рассеяние пропорционально освещенности элементов объектива. [c.379]

Но кроме учета потерь света на поглощение, отражение или рассеяние нужно помнить о том, что те или иные приемники радиации регистрируют разные фотометрические характеристики излучения. Почернение фотопластинки пропорционально освещенности в фокальной плоскости кам( рного объектива спектрографа, а фотоумножитель, термопара и другие измеряют световой поток на выходе монохроматора. Поэтому, обсуждая светосилу спектрального прибора, нужно строго оговорить условия эксперимента. В частности, важно знать, исследуется ли источник, испускающий сплошной или линейчатый спектр, измеряется ли световой поток или освещенность и т.д. В качестве примера ограничимся кратким разбором светосилы спектрографа при исследовании монохроматического излучения. [c.326]

Предположим, что механическая энергия поступает непрерывно во времени из источника энергии и также непрерывно во времени возрастают сопротивления движению и увеличивается рассеяние энергии. В этом случае процессу самовозбуждения соответствуют спиралеобразные траектории изображающей точки на фазовой плоскости, асимптотически при /->-оо приближающиеся к некоторой замкнутой кривой, которая называется предельным циклом. Приближение к предельному циклу может происходить как из внутренних к нему точек, так и из внешних. Предельный [c.279]

При количественном описании голографирования удобно применять комплексную запись колебаний (см. 4), которой мы и воспользуемся. Поле, создаваемое в плоскости голограммы в результате рассеяния лазерного излучения объектом, можно записать в виде [c.245]

Коэффициент деполяризации в крыле линии Рэлея равен /, при возбуждении естественным светом и 1 при возбуждении линейно-поляризованным светом с электрическим вектором, перпендикулярным к плоскости рассеяния. При возбуждении таким линейно-поляризованным светом и при наблюдении спектра рассеянного света с электрическим вектором, лежащим в плоскости рассеяния, [c.597]

Рассмотренные выше процессы дисперсии и рассеяния света не исчерпывают, конечно, явлений, возникающих при взаимодействии света и вещества. Среди них чрезвычайно важное место и в принципиальном, и в практическом отношении занимает явление вращения плоскости поляризации света. Было обнаружено, что явление это имеет место в весьма разнообразных телах, получивших название естественно-активных. К числу таких тел принадлежат, например, сахар и ряд других органических веществ поэтому измерение вращения плоскости поляризации стало ходовым аналитическим методом в ряде промышленных областей. Исследования показали, что объяснение этого явления можно получить, рассматривая общую задачу взаимодействия поля световой волны с молекулами или атомами вещества, если только принять во внимание, конечные размеры молекул и их структуру. [c.607]

Нетрудно показать, что наличие третьей, четвертой и других плоскостей не меняет этого условия, а только приводит к сужению допустимых углов рассеяния и повышению контрастности между максимумами и минимумами. [c.245]

Согласно Фейнману, процесс электромагнитного взаимодействия между двумя зарядами ei и еа (например, рассеяние электрона на электроне) можно схематически изобразить на плоскости координата (л )—время ( ) в виде рис. 1. Здесь внешними изломанными линиями изображаются мировые линии взаимодействующих заряженных частиц до и после взаимодействия. В соответствии с законами сохранения лептонного и электрического зарядов внешние линии нигде не обрываются. Они выходят из —оо и уходят в Ч-оо. Наклоном линии относительно оси t можно характеризовать величину импульса электрона . Внутренней волнистой линией изображается виртуальный фотон. Сам процесс взаимодействия изображается [c.14]

Ясно, что для выявления хода столь большого числа фаз нужна весьма обширная экспериментальная информация. Ее получают из опытов по изучению тройного рассеяния при разных взаимных ориентациях плоскостей рассеяния и различных поляризациях пучка. При анализе результатов учитывается поляризация обоих нуклонов. Так, например, определение поляризации обоих нуклонов позволяет различать два сферически симметричных состояния so и которые отличаются взаимной ориентацией спинов антипараллельные для so-состояния и параллельные для ро). [c.82]

Известно, что в процессе нуклон-нуклонного рассеяния (благодаря спин-орбитальному взаимодействию) возникает поляризация спина рассеянного нуклона перпендикулярно к плоскости рассеяния (см. 6, п. 5). Эта поляризация обнаруживается при втором рассеянии по асимметрии рассеяния в плоскости первого рассеяния относительно направлений влево — вправо (рис. 136). [c.220]

К первому типу взаимодействия относят пропускание, отражение, рассеяние света, вращение плоскости поляризации и т. п. Сохранение энергии кванта света (фотона) означает, что при взаимодействии с твердым телом отсутствует эффект передачи энергии. [c.304]

Общие принципы инвариантности (инвариантность относительно вращений, пространственной инверсии, обращения времени и др.) существенно ограничивают воз-иожпый вид матричных элементов процессов и позволяют получить проверяемые на опыте соотношения. Напр., нз инвариантности относительно вращений и пространственной инверсии, к-рым отвечают законы сохранения углового (орбитального) момента п чётности, следует, что поляризация конечной частицы, возникающая при рассеянии неполяризов. частиц, направлена но нормали к плоскости рассеяния (плоскости, про- [c.271]

Пример некоппинеарная акустооптическая модуляция в одноосных КРИСТАЛЛАХ. Рассмотрим акустооптическое взаимодействие в одноосном кристалле (например, в LiNbOj), в котором плоскость рассеяния перпендикулярна с-оси. Конфигурация взаимодействия изображена на рис. 10.3, а. Предположим, что одноосный кристалл является отрицательным < Поскольку падающий свет линейно поляризован вдоль с-оси, он распространяется в необыкновенной моде кристалла с фазовой скоростью с/п . Дифрагированный свет предполагается линейно поляризованным в плоскости рассеяния (плоскости ху) и представляет собой обыкновенную моду кристалла с фазовой скоростью с/п . Углы падения и дифракции определяются выражениями (9.4.5) и (9.4.6), и их зависимость от Х/Л = = f/v представлена на рис. 9.5. Из рис. 9.6 можно видеть, что угол дифракции в в широком диапазоне звуковых частот остается почти постоянным, в то время как угол падения изменяется вблизи в = 0. Действительно, из выражений (9.4.5) и (9.4.6) следует, что Скорость изменения дифракционного угла О с Х/Л при в = О обра- [c.407]

РИС. 100. Зависимость интенсивности /(, ) рентгеновского излучения, рассеянного плоскостями fill пленки РЬ (20 А) с прослойками Ge (60 А), содержащей 355 слоев, от температуры [c.219]

Следует иметь в виду, что в этом случае рассеяние плоскостей 0002 , ЮТО и 1120 характеризует рассеяние кристаллографических осей <0001>, <1010> и <1120> относительно оси прутка, так как в случае гексагональных металлов индексы кристаллографических плоскостей и нормалей к ним совпадают [c.45]

Следует отметить, что поскольку зависимость от (р в (15.40) содержится только в общем фазовом множителе, то сечение обычного однократного рассеяния для неполяризованных частиц (или для продольно поляризованных частиц) не может зависеть от азимутального угла. В выражении для сечения двукратного рассеяния, которое получается, если возвести в квадрат модуль амплитуды (15.91), азимутальный угол ф не исчезает и, как правило, сечение двукратного рассеяния от азимутального угла зависит. Этому, разумеется, можно дать простое физическое объяснение. Если нет поперечной поляризации падающего пучка, то при обычном однократном рассеянии не существует никакого выделенного поперечного направления следовательно, сечение должно быть инвариантным относительно вращения вдоль направления падающего пучка. При двукратном рассеянии плоскость первого рассеяния задает некоторое направление, не совпадающее с направлением падения пучка на вторую мишень (если только, конечно, обе мишени расположены не коллинеарпо с направлением падающего пучка) следовательно, при втором рассеянии должна появиться азимутальная зависимость сечения от угла относительно соединяющей мишени линии. Все это возможно только в том случае, когда частицы обладают ненулевым спином и если первый рассеиватель вызывает поперечную поляризацию. В противном случае переносчик информации о положении плоскости первого рассеяния для второй мишени отсутствует. Таким образом, эксперименты с двукратным рассеянием позволяют изучить поперечную поляризацию, возникающую в результате первого рассеяния. [c.425]

Рис. 6. Голограммы, восстановленные белым светом, отличаются от других объемных голограмм в том,, что опорный луч и луч от объекта вводятся о противоположных сторон фотопластинки. В этом случае интерференционная картина, зарегистрированная в фотоэмульсии, будет иметь вид ряда плоскостей, почти параллельных поверхности эмульсии. ВЬсотановпение таких голограмм происходит опять-таки при выполнении условия Брэгга для образовавшихся после проявления, в эмульсии серебряных плоскостей. Однако из-за большого угла, при котором восстанавливающий луч отражается от серебряных плоскостей, между волнами, рассеянными плоскостями в обратном направлении, произойдет интерференция. В результате полученная голограмма отразит довольно узкий спектр длин волн, если ее осветить маленьким источником белого света.

Формулу, аналогичную (13.8) для углового распределения интенсивности, можно получить также в случае, когда падающий свет является не лнпенно-поляризованным, а естественным. Так как естественный свет можно разложить на две компоненты (рис. 13.4) со взаимно перпемдикулярньгми компонентами Е, (перпендикулярно плоскости наблюдения) и Еу (в плоскости наблюдения), то для углового распределения интенсивности рассеянного света [c.313]

Поляризация рассеянного света. Пусть имеем изотропную молекулу. Направим на нее естественный свет. Свяжем с ее центром декартову систему координат так, чтобы ось х совпала с первоначальным направлением падения света. Наблюдение будем производить на плоскости ху (рис. 13,4). Разложим электрический вектор падающего естественного света на две взаимно перпендикулярные составляющие но осям Z W у. Очевидно, что при наблюдении вдоль оси у, т. е. при величине угла рассеяния гр = 90", ввиду того что электрический вектор светового поля всегда колеблется перпендикулярно направлению наблюдения (из-за понеречности световых волн), до нас (до наблюдателя, смотрящего под углом ср = 90 ") дойдет лищь световой сигнал, обусловлегщый колебанием электрического вектора только в направлении вдоль оси 2. Колебание электрического вектора вдоль оси у не может вызвать распространение света в том же направлении (вдоль оси у). [c.315]

Пусть на такую молекулу, поляризуемость котолой отлична от нуля, только вдоль АВ (рис. 13.5) падает линейно-поляризованный свет, причем так, что электрический вектор падающего света, колеблющийся вдоль оси Z, составляет некоторый угол -ф с осью молекулы АВ. Положим, что АВ расположена в плоскости XZ. Из-за полной анизотропии молекулы возбуждение диполя под действием светового поля возможно только вдоль АВ, другими словами, вынужденное колебание будет вызываться вектором — составляющей вектора Ё вдоль АВ. Ввиду того что составляет отличный от 90" угол с направлениями ОХ и 0Z, вдоль оси (под углом 90° к первоначальному направлению падения света) распространяются световые волны с колебаниями электрического вектора как вдоль оси Z, так и вдоль оси X, т. е. происходит деполяризация рассеяшюго под углом 90° света. Линейная поляризация рассеянного света имела бы место, если бы рассеянный свет был обусловлен только колебанием электрического вектора вдоль оси 2, т. е. Ф О, Е- у. = 0. Поэтому в качестве количественной характеристики степени деполяризации удобно пользоваться отношением интенсивности рассеянного света /(. с колебанием электрического вектора вдоль оси X к интенсивности рассеянного света с колебанием электрического вектора [c.316]

Наиболее интересны результаты исследования поляризации рассеянного света. Оказывается, рассеянное излучение, распространяющееся перпендикулярно падающей неполяризоеанной волне, полностью поляризовано. Это также обусловлено направленностью излучения гармонического осциллятора, что и поясняет рис. 6.79. Вдоль оси Y распространяется неполяриаован-ный свет. Колебания вектора Е происходят в плоскости XZ, причем компоненты и совершенно некоррелированы. Рассеянный в направлении оси X свет полностью поляризован (Ерас направлено вдоль оси Z). [c.353]

Пространственная когерентность играет важную роль в образовании изображения в оптических системах (приборах). Вследствие таутохронизма оптических систем (см. 20) световые колебания в изображениях различных точек соответствуют одновременным колебаниям в источнике света, т. е. в изображаемом предмете. Вместе с тем, в результате дифракционных явлений и аберраций в каждую точку плоскости изображения приходят волны, испущенные разными точками предмета. Если предмет самосветящийся, то колебания в разных его точках некогерентны и в изображении можно складывать интенсивности от разных точек предмета, приходящие в данную точку плоскости изображения. Если же предмет несамо-светящийся, то разные его точки, вообще говоря, частично когерентны и складывать интенсивности нельзя. Действительно, неса-мосветящиеся предметы наблюдаются в результате рассеяния волн, падающих на предмет от постороннего источника света. Если им служит точечный источник света, то световые колебания во всех точках освещаемого предмета находятся в строго определенных фазовых соотношениях, т. е. полностью когерентны, и в изображении следует складывать не интенсивности, а амплитуды колебаний, приходящих от разных точек предмета в данную точку плоскости изображений. [c.105]

Пучки при достаточном наклоне к оси не дают стигматического изображения точки L. Пучок после преломления имеет вид, подобный показанному на рис. 12.6. Изображением точки L служат две ( )окальные линии. Одна из них (LsLs, см. рис. 13.5) образуется в результате преломления сагиттальных лучей и ориентирована в меридиональной плоскости другая LmL,r), получающаяся при преломлении меридиональных лучей, ориентирована в перпендикулярной плоскости. Фокальные плоскости (/ и III), в которых лежат эти два прямолинейных изображения, расположены на разных расстояниях от главной плоскости системы. Таким образом, и в этом случае точка L изображается кружком рассеяния, ( )орма которого зависит от положения экрана. В плоскости / ( )игура рассеяния имеет вид отрезка прямой, лежащей перпендикулярно к меридиональной плоскости в плоскости III ( )игура рассеяния вырождается в прямую, расположенную в меридиональной плос- [c.306]

Поляризация света при рассеянии. Если естественный свет падает на молекулу в направлении 0Y (рис. 29.6), то колебания его электрического вектора должны лежать в плоскости ZOX. Если наблюдать рассеянный свет в направлении ОХ, то в силу поперечности волн в этом направлении пойдут волны, обусловленные лишь той слагающей колебания электрического вектора, которая перпендикулярна к ОХ. Таким образом, в свете, рассеянном под щ)ямым углом к падающему, должны наблюдаться только колебания (электрического вектора), направленные вдоль OZ, т. е. свет должен быть полностью поляризован. [c.588]

Как было сказано, свет, рассеянный вследствие флуктуаций плотности, полностью линейно-полярпзован. Вектор электрического поля этой световой волны лежит в плоскости, перпендикулярной к плоскости рассеяния. Свет, рассеянный вследствие флуктуации анизотропии, деполяризован, причем коэффициент деполяри- [c.590]

Смесь света, рассеянного вследствие флуктуаций плотности и флуктуаций анизотропии, характеризуется некоторым коэффициентом деполяризации А (см. формулу (160.5)), который определяется относительными вкладами деполяризованного света и поляризованного света. Расчет интенсивности света, рассеянного вследствие флуктуаций анизотропии, встречает большие трудности, поскольку флуктуации анизотропии не могут быть вычислены таким же путем, как флуктуации плотности. Однако задача о расчете соответствующей интенсивности была решена феноменологически для определенной модели жидкости. Мы не будем воспроизводить здесь этот расчет, но учтем вклад света, рассеянного вследствие флуктуации анизотропии в общую интенсивность, пользуясь значениями коэффициентов деполяризации, как это сделано Кабаниом (1927). Пусть суммарная интенсивность рассеянного света есть У = / + 1, где / выражается формулой (160.2) для 0 = 90° (в дальнейшем будем обозначать ее /д ), а 1 есть интенсивность света, рассеянного вследствие флуктуаций анизотропии. Если принять, что падающий естественный свет распространяется вдоль оси У (рис. 29.8), наблюдение рассеянного света производится вдоль оси X, а ось Z перпендикулярна к плоскости рассеяния, то / = / и I = -Ь и, следовательно, [c.591]

Когда объект находится достаточно далеко от фотопластинки либо в фокусе линзы (рис. 13, 6), каждая точка объекта посылает на фотопластинку параллельный световой пучок, при этом связь между амплитудно-фазовыми распределениями объектной волны в плоскости голограммы и в плоскости объекта дается преобразованием Фурье или Фурье-образом, осуществляющим разложение оптического изображения объекта в двумерный спектр по пространственным частотам (более подробно о преобразовании Фурье мы поговорим в главе Голографические оптические. элементы ). Голограмма в. этом случае называется голограммой Фраунгофера. Если амплитудно-фазовые распределения объектной и опорной волн являются Фурье-образами и объекта, и опорного источника, то голограмму называют голограммой Фурье. При получении голограммы Фурье объект и опорный источник обычно располагают в фокусе линзы (рис. 13, в). В случае безлинзовой голограммы Фурье опорный источник располагают в плоскости объекта (рис. 13 г). При. этом фронт опорной во7шы и фронты. элементарных волн, рассеянных отдельными точками объекта, имеют одинаковую кривизну. В результате структура и свойства голограммы практически такие же, как у голограммы Фурье. Голограммы Френеля образуются в том случае, когда каждая точка объекта посылает на фотопластинку сферическую волну (рис. 13, <)). [c.47]

Полученный таким образом гол01-рафический цифровой кодирующий фильтр при его облучении в процессе измерения сигнальной волны, рассеянной объектом, восстановит в плоскости входного зрачка фото.электрического преобразователя световое изображение того кода, который соответствует результату измерения. [c.89]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...