Рассеяние в направлении вперед

Для рассеяния в направлении вперед (Р=0) вычисляем интеграл в (1.66) и получаем [c.33]

Оптическая теорема утверждает, что полное сечение ст/ связано с мнимой частью амплитуды рассеяния в направлении вперед 1(1, 1), и эта связь имеет вид [c.23]

Следующий член по степеням х приводит также к нарушению симметрии релеевского дифференциального сечения по отношению к рассеянию вперед и назад в сторону увеличения сечения рассеяния в направлении вперед. [c.62]

Рассеяние на малые углы при х > 1 и п — 1 < 1 рассматривается почти так же, как и рассеяние в направлении вперед, т. е. путем суммирования рассеяний на бесконечно малых дисках. Единственное отличие от (3.41) состоит в том, что в этом случае, как и в теории Релея — Ганса, появляется [c.74]

Радиация ультрафиолетовая (УФ) солнечная 14 Радиус электрона классический 42 Рассеяние в направлении вперед 61 --- назад (обратное) 53 [c.547]

Более того, даже в случае, когда поглощательная способность вещества частицы равна единице, такая частица вследствие дифракционных явлений также обладает сильным рассеянным излучением, направленным вперед по ходу луча. [c.41]

Интенсивность рассеянного света в направлении вперед согласно (7.156) максимальна. [c.268]

Как видно из (1.55), индикатриса рассеяния для производных лучей не зависит от размеров рассеивающей частицы. Следовательно, в той же мере это относится и к суммарной индикатрисе. Результаты расчета суммарной индикатрисы для сферической частицы приведены на рис. 1.8 [5]. Как видно из рисунка, индикатриса рассеяния имеет большую асимметрию и рассеянное излучение сосредоточено в направлении вперед (более 90 % внутри [c.28]

При больших углах рассеяния функция 0 11) меньше 1 и имеет ряд минимумов и максимумов. С увеличением параметра р рассеянное излучение концентрируется в направлении вперед, возрастает количество минимумов в узкой области малых углов и картина рассеяния становится похожей (но не тождественной) на картину дифракции Фраунгофера. [c.30]

Второе направление исследований связано с законами затухания оптического излучения в аэрозольных образованиях, основная особенность которых состоит в том, что наряду с ослаблением прямого излучения в большинстве практических случаев по экспоненциальному закону (закону Бугера) в направлении вперед распространяется и часть рассеянного излучения. В общем случае учет последнего возможен путем решения уравнения пере- [c.148]

Полное сечение а описывает полные потери мощности в падающей волне, обусловленные рассеянием и поглощением волны в частице. Эти потери тесно связаны с поведением рассеянной волны в направлении вперед, и соответствующее общее соотношение является содержанием оптической теоремы, или теоремы о рассеянии вперед. [c.23]

Волна с частотой СО2 рождается от уровня спонтанных шумов, т.е. стоксовых фотонов, порожденных спонтанным комбинационным рассеянием волны накачки. При превышении порога ВКР интенсивность волны С02 быстро нарастает до уровня, сравнимого с интенсивностью накачки, что приводит к истощению последней. Стоксова компонента ВКР обладает всеми характеристиками лазерной волны когерентностью, направленностью (условия усиления для стоксовой волны реализуются вдоль пути распространения волны накачки в направлениях вперед и назад), большой интенсивностью. Если стоксова волна сама достигает порогового значения интенсивности, то она порождает при ВКР вторую стоксову компоненту и т.д. Это обстоятельство позволяет использовать стоксово ВКР для преобразования частоты лазерного излучения в длинноволновую область. Силь- [c.224]

Видимый свет рассеивается каплями диаметром а) 10" см, б) 10 см и в) 10 см. Предположим, что сечение рассеяния является по существу изотропным, если не считать острого дифракционного максимума в направлении вперед. Оценить, во сколько раз (самое меньшее) сечение для рассеяния вперед должно быть больше среднего в случаях а — в . [c.38]

Таким образом, если отвлечься от дифракции в направлении вперед, то рассеяние на большой идеально отражающей сфере является изотропным. [c.81]

В то же самое время формула (5.30а) является предельным случаем выражений (5.30) для очень больших значений энергии в системе центра масс, за исключением углов 0, близких к п (рассеяние назад). В этом пределе все частицы (кроме тех, которые в системе центра масс рассеиваются в небольшой телесный угол в направлении назад) в лабораторной системе координат движутся в небольшом телесном угле в направлении вперед. Величины обоих телесных углов обратно пропорциональны полной энергии в системе центра масс. [c.134]

Отметим, что если m2 < mi, то tg А-> О и рассеяние всегда происходит в телесный угол в направлении вперед, т. е. й -< /zn. Частица не может отразиться назад при столкновении с более легкой частицей. Максимальный угол рассеяния в лабораторной системе отсчета как в релятивистском, так и в нерелятивистском случаях определяется выражением [c.134]

Одной из характерных особенностей рассеяния при высоких энергиях является то, что оно имеет тенденцию концентрироваться в направлении вперед. Физически это очевидно. В этом же можно убедиться с помощью количественной оценки, если заметить, что угол отклонения классической частицы, имеющей импульс р, при передаче ей мишенью импульса Ар в хорошем приближении дается формулой [c.521]

Согласно общему правилу, изложенному в разд. 7.11, интенсивность в направлении вперед является в точности интенсивностью релеевского рассеяния, так как 0(0) = 1. При малых л рассеяние назад несколько меньше рассеяния вперед с увеличением X эта асимметрия делается все более и более заметной. Для х=2,25 при 9 = 180° появляется минимум, соответствующий первому корню О [и). При последующем увеличении л этот минимум превращается в темное кольцо, которое постепенно сдвигается к малым углам. При х=3,87 появляется новый минимум при 9=180° и т. д. Для больших значений с концентрация света в направлении 9=0° увеличивается настолько и в области малых О оказывается так много минимумов, что картина рассеяния [c.108]

Металлические частицы с гладкой поверхностью. Отражение является зеркальным, но частичным. Преломленный свет поглощается, так что он не искажает диаграммы рассеяния. В разд. 12.44 показано, что для шаров отраженный свет имеет плоский максимум в направлении вперед, т. е. 0 = 0° (дифрагированный свет имеет очень резкий максимум в том же направлении). Имеют место эффекты поляризации. Все результаты непосредственно применимы к выпуклым частицам других форм. [c.134]

Рассмотрим теперь цилиндр большой, по конечной длины. Не очень существенно, будут ли концы прямыми или круглыми. По-прежнему предполагается, что направление распространения падающего излучения перпендикулярно оси. Такой цилиндр является телом конечных размеров, так что к нему должны быть применимы определения и теоремы гл. 4. Для исследования рассеяния и ослабления подобными длинными иглами или полосами необходимо связать теорию частиц конечных размеров [с амплитудной функцией 5(ф,0)] с теорией бесконечно длинных цилиндров [с амплитудной функцией Г 0)]. Для удобства мы сразу рассмотрим поле в направлении вперед, т. е. в направлении распространения падающего света, и вблизи него. Пусть I — длина цилиндра, а а — постоянная порядка его ширины при ширине, большей Х, или порядка X при ширине, меньшей X. Тогда в трех различных зонах (рис. 65) волны будут вести себя по-разному. [c.353]

Следует отметить, что рассеяние, изотропное в системе центра инерции, анизотропно в лабораторной системе оно имеет максимум в направлении вперед. Этот эффект незначителен для тяжелых ядер, ио очень существен для легких. Поэтому можно заключить, что в лабораторной системе анизотропия наиболее ярко проявляется при рассеянии быстрых нейтронов на любых ядрах и нейтронов всех энергий на легких ядрах. Таким образом, анизотропное упругое рассеяние существенно з быстрых реакторах и в тепловых системах с водяным замедлителем. [c.42]

Рассеянный свет может наблюдаться в направлениях вперед и назад (рис. Ю1). Свет, рассеянный назад, проходил через возбужденный рубин, усиливался в нем и часть рассеянного света отражалась от 8р1 а другая —большая часть — снова фокусировалась внутрь рассеивающего вещества. Усиленная стоксова компонента была настолько интенсивна, что сама могла вызвать вынужденное рассеяние в жидкости. Возникала новая стоксова компонента, отстоящая от несмещенной линии на расстояние, равное удвоенному расстоянию до первой стоксовой компоненты. Эта новая стоксова линия, пройдя через рубин, снова усиливалась и, будучи направленной в жидкость, могла возбудить свою стоксову линию и т. д. Такой механизм последовательного рассеяния приводит к тому, что на интерферограмме наблюдается несколько эквидистантных линий (рис. XI), которые однако не являются гармониками нелинейного процесса в обычном смысле. [c.414]

Таким образом, с точки зрения этого механизма в с. ц. и. (и тем более в л. с. к.) должно наблюдаться резко направленное вперед рассеяние нейтронов и совсем не должно быть нейтронов, рассеянных в с. ц. и. назад (0 > 90°). [c.528]

Другого рода неожиданность обнаружилась при изучении нейтрон-протонного рассеяния при энергиях в несколько сотен МэВ. Оказалось, что в этом случае угловое распределение уже не изотропно, но не смещено вперед, а симметрично относительно угла 90°. Типичный график такого углового распределения приведен на рис. 5.5. Левая часть этого графика в какой-то мере соответствует выводам, сделанным в п. 2 сечение имеет максимум в направлении [c.184]

Коническая, направленная вперед индикатриса рассеяния (рис. 5-1,в) описывается уравнениями [c.148]

По мере увеличения параметра р дифракционно рассеянный свет все более концентрируется в узком пучке, направленном вперед вдоль падающего луча. [c.41]

Так как вся энергия, рассеянная большими частицами, сконцентрирована в узком пучке, направленном вперед, она из основного потока не вычитается, а ослабление при достаточно больших концентрациях или толщинах слоя происходит главным образом за счет многократного поглощения на частицах, расположенных на пути пучка. [c.161]

По мере увеличения параметра р дифракционно-рассеянный свет все более концентрируется в узком пучке, направленном вперед по ходу распространения падающего излучения. В пределе, при р- оо, излучение, рассеянное частицей в этом узком пучке, становится равным излучению, рассеянному частицей во всех направлениях по законам геометрической оптики, что приводит к удвоению фактора ослабления для частиц больших размеров. Даже абсолютно черные частицы вследствие указанных выше дифракционных явлений также обладают сильным рассеянием вперед по ходу луча. [c.53]

При значениях р > 1 почти все рассеянное излучение концентрируется в узком телесном угле, направленном вперед по ходу распространения падающего излучения. Физическая природа этого явления была рассмотрена в предыдущем параграфе. [c.56]

Приведем в качестве примера соответствующие ураъ-нения для случая симметричной в направлении вперед— назад индикатрисы рассеяния [c.81]

Максимальное рассеяние наблюдается в направлениях 0 = 180° и 0 = О (вперед-назад). В плоскости, перпендикулярной направлению распространения падающего излучения, частица малых размеров рассеивает в два раза меньше энергии, чем в направлениях вперед или назад. Для системы независимых частиц (монодисиерсной) рассеяние во всех направлениях увеличивается пропорционально числовой концентрации частиц Nq. [c.56]

Вследствие всегда суш,ествуюш,ей кривизны дисперсионной кривой d qldp Ф 0) значение А<7 = О не может быть достигнуто при рассеянии вперед, при котором, вообще говоря, могут получаться лишь значения фазовой когерентной длины 1к порядка Ю"" м. Они в большинстве случаев недостаточны для достижения наблюдаемого вынужденного антйстоксова излучения в направлении вперед. Если же при расчете не ограничиваться волнами, рассеянными вперед, и допустить произвольные углы между q.ifs) и q.ifb) или между q. A) и q.ifb), то требование бесконечно больших длин усиления приводит к общему соотношению [c.214]

Под углами X/2R к рассеянным полям г1)г добавляется нефлуктуирующее падающее поле, а фазы рассеянных полей группируются около нуля. Под этими углами суммарное рассеянное поле становится некруговым гауссовым полем, но все статистические характеристики этого поля могут быть также записаны в аналитическом виде. При этом дисперсия интенсивности в направлении вперед равна нулю. По мере увеличения угла рассеяния она увеличивается и приближается к единице. [c.228]

Далее, эта задержка характеризуется энергией, которая удаляется из первоначального пучка, движущегося в направлении вперед, в единицу времени в результате интерференции с рассеянным излучением, так называемым теневым рассеянием. Вследствие сохранения полной энергии электромагнитного поля указанная величина должна быть равна сумме полной рассеян1юй (в единицу времени) энергии и полной поглощенной энергии ), [c.30]

Определение комплексной амплитудной функции 5(9, ф), описывающей амплитуду и фазу рассеянной скалярной волны, дано в разд. 4.1. Амплитудаая функция в направлении вперед (9=0) есть 5(0). Ее значение определяет ослабление, что показано двумя путями в разд. 4.2 для случая отдельной частицы и в разд. 4.3 для среды в целом. В последнем случае получена также фазовая скорость в среде. [c.41]

Для больщинства частиц, имеющих простую геометрическую форму, множитель ф) можно найти простым интегрированием. При 9 = 0° мы имеем Я = 1 таким образом, в направлении вперед сохраняется релеевское рассеяние. В других направлениях / <1. Общий результат дает картину с нанбольщей яркостью в направлении малых углов. [c.106]

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]

Интенсивность рассеянного света, вычисленная по (7.152), олинаковя как в направлении падающего света (вперед) (0==О), так и в [c.267]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...