Частные случаи поля излучения

Частные случаи поля излучения [c.303]

Уравнения (20.186) и (20.187) могут быть использованы в общем случае при исследовании переноса тепла в плоском слое теплопроводной и движущейся среды. В частном случае, когда рассматривается только излучение (соленоидальное поле), плотность полусферического результирующего излучения в слое постоянна, а ее производная по h, т. е. плотность объемного результирующего излучения, тождественно равна нулю. В связи с этим задача [c.542]

В ряде практических ситуаций важно обнаружить и выделить из шумов полезный сигнал, являющийся некогерентным (например, при приеме многомодового излучения лазера, прошедшего турбулентную атмосферу при обнаружении ретранслированного и несущего информацию или отраженного от цели когерентного излучения оптически шероховатой отражающей поверхностью и т. д.). Поскольку некогерентный сигнал и шумовое поле имеют гауссовское распределение амплитуд и описываются гауссовскими весовыми функциями (плотность распределения вероятностей комплексной амплитуды), то и весовая функция, соответствующая суперпозиционному полю также является гауссовской. В частном случае при выделении некогерентного сигнала и медленно флуктуирующих шумов при близких частотах сигнала й шума и медленных флуктуациях сигнала распределение вероятностей потока фотоэлектронов характеризуется законом Бозе—Эйнштейна (10 а) 1 табл. 1.1). Однако в общем случае присутствие шумового поля вызывает изменение распределений при этом спектрально — корреляционные характеристики шумового поля, величина смещения центральной частоты шума относительно центральной частоты сигнала и время наблюдения Т существенно изменяют вид получающихся распределений. [c.48]

Знание оптических характеристик аэрозолей в поле мощных лазеров является основой для построения модели нелинейного распространения света через мутные среды. Коэффициенты аэрозольного ослабления, поглощения, рассеяния, индикатриса рассеяния, компоненты матрицы рассеяния, прозрачность при нелинейном взаимодействии излучения с аэрозольной средой становятся функциями вида ф(А., /, а, t), где а — параметр, характеризующий свойства аэрозоля (концентрацию, параметры функции распределения, комплексный показатель преломления). Вид этой зависимости, за исключением частных случаев, удается определить только из специально поставленных экспериментов. [c.121]

Частные случаи. 1) Если интенсивность не зависит от координат то поле излучения называют однородным. [c.14]

Решение линейного уравнения второго порядка с постоянными коэффициентами слагается из общего решения однородного уравнения и частного решения неоднородного уравнения. Поскольку свободное слагаемое представляет собой экспоненту, частное решение ищем в виде такой же экспоненты с другим множителем. Решениями однородного уравнения также являются экспоненты > О, где показатель к = у (1 —Л)(3 —ЛЖ1). В случае полубесконечной атмосферы растущую экспоненту следует отбросить, так как поле излучения в задаче об отражении ослабевает с глубиной. Коэффициент перед убывающей экспонентой определяется из граничного условия, которое имеет вид первого равенства в (47), Что характерно для метода Эддингтона. В результате решение получается в форме суммы двух слагаемых [c.59]

Матрица рассеяния а// содержит наиболее полную информацию о рассеянном частицами световом поле. В общем случае она может состоять из 16 ненулевых компонент. В частных случаях в зависимости от природы рассеивающих объектов (о чем пойдет речь далее) и свойств симметрии рассеивающего объема число независимых компонент сокращается. В скалярном случае угловое распределение рассеянного излучения адекватно описывается индикатрисой рассеяния [c.11]

Звуковое давление в дальнем поле. Приведенные выше выражения для функции Грина могут быть использованы и для решения задачи излучения звука источниками, находящимися на стенках клина. В качестве примера рассмотрим излучение звука пульсирующими источниками, расположенными на стенках системы двугранных углов, изображенных на рис. 3.12 [27]. Все грани имеют конечную длину. Нормальная составляющая колебательной скорости V (г) одинакова на всех гранях. Таким образом, мы имеем периодическую систему источников с периодом а = 2я-/Л/ по углу ip, где М - количество полуплоскостей. Заметим, что в частном случае М = 1 мы получаем задачу об излучении звука полосой шириной а, при Ж = 2 — ту же задачу при ширине полосы 2а. [c.176]

Точные аналитические решения интегральных уравнений ( 17-10) получены лишь применительно к (отдельным) частным задачам [Л. 163]. В общем случае прибегают к различным приближенным методам решения [Л. 1, 163, 178]. К одному из них относится метод последовательных приближений (итераций). Рассмотрим этот метод для произвольной геометрической замкнутой системы серых тел с заданным полем распределения температуры и оптических свойств на ее граничной поверхности. Требуется найти потоки различных видов излучения. [c.406]

В типичном случае возмущения связанных состояний атомов в поле лазерного излучения видимого диапазона частот возмущение высоковозбужденных состояний соответствует указанному выше частному случаю при субатомной напряженности поля. Сдвиг основного состояния, для которого излучение является низкочастотным, аналогичен статической поляризации атома — он имеет отрицательный знак. Таким образом, потенциал ионизации атома, одетого полем , больше, чем потенциал ионизации невозмущенного атома (см. рис. 1.5). [c.108]

Важная деталь, которую прояснили П. Т. Ландсберг и Ж. Тонге в своём обзоре и которая не была достаточно оценена предыдущими исследователями, — это разница между температурами потоков и яркостными температурами, первые из которых не являются абсолютными термодинамическими температурами (т. е. частной производной энергии по энтропии при постоянном объёме). В любом случае, правая часть полученного ими неравенства (1.50) представляет собой коэффициент полезного действия цикла Карно , вычисление которого требует определения энтропии, унесённой неравновесным излучением поля. П. Т. Ландсберг и Ж. Тонге утверждают, что эта энтропия описывается обычным равновесным выражением, а именно, интегралом от числа занятых фотонов по всем модам, входящим в спектральную ширину излучения, по области телесных углов и по направлениям поляризации излучения. Заметим, что плотность потока флуоресцентной энергии может быть записана как интеграл по тем же числам заполнения фотонов. Тогда, исходя из данных спектра флуоресценции, величина энтропии может быть соотнесена к величине энергии, так, что Тр в конечном счёте выражается только в терминах эмиссионной интенсивности. Этот анализ неявно предполагает, что Тр [c.41]

Используя прием, примененный выше при исследовании короткого сплошного цилиндра, можно рассмотреть и более сложную задачу излучения звука коротким отрезком трубы. Излучатели такой конфигурации обладают рядом интересных свойств и уже рассматривались в литературе f5l, 62, 200, 205]. Например, в работе [205] отрезок трубы аппроксимирован тором и решение задачи о его излучении звука строилось на основе использования известного представления волновых функций в тороидальной системе координат. Однако указанная аппроксимация позволяет получить удовлетворительные данные о создаваемом звуковом поле только для случаев, когда диаметр трубы намного больше ее высоты, а толщина стенки равна высоте. В работе [62] изучалось поле, создаваемое полым сферическим экваториальным поясом. Задача излучения решалась вариационным методом в сферической системе координат для случая осесимметричного распределения колебательной скорости по поверхности пояса. Поскольку геометрия такого пояса близка к геометрии короткого отрезка трубы, полученные в работе [62] результаты позволяют более точно определить звуковое поле последнего. Однако данные работ [62 и 205] можно использовать применительно к частному случаю осесимметричного распределения колебательной скорости по поверхности трубы, а кро.ме того, в них не учитывались механические свойства трубы. Ниже на основе модели сферического экваториального пояса выполнено приближенное решение задачи об излучении короткого отрезка трубы с учетом его механических свойств и без ограничений, связанных с характером распределения колебательной скорости по его поверхности. [c.136]

Была показана возможность динамического равновесия поля Е с полем вторичного излучения осцилляторов — диполей и их колебаниями. Отметим, что подобная же возможность равновесия при наличии неоднородных волн (для частного случая полного внутреннего отражения) была показана также в работе Сотского и Федорова [6]. Вытекающая из изложенных теорий и расчетов комплексность п может быть учтена, как в гл. 1, введением комплексного угла % при сохранении неизменного вида формул Френеля или же записью этих уравнений в явно комплексном виде. Поскольку в данном случае мнимая часть весьма мала, второй способ удобнее для [c.117]

Ограничимся частным случаем, когда стенка цилиндра отражает излучение изотропно и независимо от положения точки на его поверхности. В этом случае может быть введено альбедо стенки как постоянная, зависягцая только от частоты излучения v (и не зависягцая от направления падаюгцего и отраженного излучения и от положения точки на границе цилиндра). Связь величины с полем излучения определяется равенством [c.728]

Поляризация световых волн определяется вектором электрического поля Е(г, /) в фиксированной точке пространства г в момент времени t. Поскольку вектор электрического поля монохроматической волны Е изменяется во времени по синусоидальному закону, колебания электрического поля должны происходить с определенной частотой. Если предположить, что свет распространяется в направлении оси Z, то вектор электрического поля будет располагаться в плоскости XJ. Поскольку X- и/-составляющая вектора поля могут колебаться независимо с определенной частотой, сначала следует рассмотреть эффекты, связанные с векторным сложением этих двух осциллирующих ортогональных составляющих. Задача о сложении двух независимых ортогональных колебаний с некоторой частотой хорошо известна и полностью аналогична задаче о классическом движении двумерного гармонического осциллятора. В общем случае такой осциллятор движется по эллипсу, который отвечает не-сфазированным колебаниям х- и -составляющих. Существует, конечно, много частных случаев, имеющих больщое значение в оптике. Мы начнем с рассмотрения общих свойств излучения с эллиптической поляризацией, а затем обсудим ряд частных случаев. [c.64]

Рис. 22. Вывод частных случаев голографии на основе явления отображения объекта объемной картиной стоячих волн. Первичное явление, на котором основаны все методы голографин, можно определить, как свойство материальной модели безграничной объемной картины стоячих волн, окружающих объект, на который падает излучение, воспроизводить волновое поле излучения рассеянного этим объектом. Такая картина обладает свойством делиться без ущерба для целостности восстановленного голограммой изображения. В частности, ограниченный объем этой картины воспроизводит пространственную конфигурацию волнового поля й его спектральный состав, вследствие этого восстанавливается единственное цветное пространственное изображение объекта О. Достаточно точная запись волнового поля содержится и в плоских сечениях картины стоя.чих волц, иапример в сеченин S, однако такая запись все же существенно обеднена — она неоднозначна, о чем свидетельствует появление ложного изобра.Ж12Ния О, и, кроме того, не воспроизводит спектральный

Обобщая рассмотрение случаев двумерной и трехмерной залиси голограммы, можно сказать, что наиболее полный а-бор сведений о волновом поле объекта несет вся окружающая его безграничная объемная картина стоячих волн (рис. 22). С помощью фотографической модели этой картины можно восстановить практически все параметры волнового поля излучения, рассеянного объектом, — амплитуду, фазу, а также спектральный состав. Именно это свойство объемной картины стоячих волн и представляет собою первичное явление голографии, из которого, как частные случаи, следуют все остальные методы. Такая всеобщая связь методов голографии обусловлена замечательным свойством объемной картины стоячих волн делиться без ущерба для целостности восстановленного голограммой изображения. Оказывается, что полное изображение объекта несет не только вся объемная картина стоячих волн, но и ее отдельные фрагменты, в частности, ограниченная часть объема этой картины 62 [c.62]

Сильный кольцевой постоянный магнит создает в узком кольцевом зазоре равномерное магнитное поле. В зазоре помещена обмотка на легком кольцевом каркасе — так называемая подвижная катушка преобразователя. Она подвешена на гибком воротнике или растяжках так, что, колеблясь вдоль своей образующей (вдоль зазора), она не касается магнитной системы. Если к подвижной катушке подвести переменный ток, то, взаимодействуя с магнитным полем постоянного магнита, он вызовет механическую силу, которая будет колебать подвил ную катушку. Если к подвижной катушке подсоединена какая-либо нагрузка (например, легкий поршень 1ли диафрагма, излучающая звук в окружающий воздух), то такой преобразователь будет совершать механическую работу, преодолевая активное механическое сопротивление подвеса катушки и сопротивление излучения звука в воздух. Электрическая энергия, г одводимая к катушке, частично перейдет в механическую, а частно рассеется в виде джоулева тепла. Полезный эффект в данном случае — это излученный звук. Мы не будем сейчас рассматривать, как именно излучается звук, будем просто считать, что кадушка, двигаясь, преодолевает некоторое механическое сопротивление. [c.49]

Экспериментальное определение сдвига уровней в поле лазерного излучения. Существует несколько методов наблюдения и измерения сдвига уровней в переменном поле [2], 6.2, [4]. Для всех этих методов общим является то обстоятельство, что наблю-даемаи величина представляет собой энергию перехода между какой-либо фиксированной парой уровней. Очевидно, что изменение энергии перехода во внешнем поле определиется сдвигом обоих уровней. При этом лишь в некоторых частных случаях может реализоваться такай ситуация, когда независимо от измерений можно утверждать, что сдвиг одного из двух состояний доминирует. В качестве конкретного примера можно указать тот случай, когда для одного нз состояний в бесконечной сумме (2) какой-либо член является квазирезонансным, т. е. выполняется [c.36]

Оценки упрощаются при применении метода к частному случаю, когда время усреднения для стационарного сигнала выбирается больщим по сравнению с корреляционным временем, а для импульсного излучения оно принимается равным полной длительности сигнала (во втором случае величину т следует изменять от импульса к импульсу). Тогда выходной сигнал зависит еще лищь от т. Из функции Ф(т) можно непосредственно определить время корреляции излучения, а тем самым и обратную величину — щирину линии А/ . Таким образом, рассматриваемый частный случай аналогичен обычному процессу измерения, выполняемому с двухлучевым интерферометром, например интерферометром Майкельсона с интегрирующим приемником (корреляционное время много меньше времени интегрирования). Мы приходим к выводу, что описанное устрой-ство позволяет измерить корреляционную функцию 6(0 ( + т) электромагнитного излучения с напряженностью поля (0- Достигаемая в рассматриваемом частном случае разрешающая способность в значительной мере задается стабильностью интерферометра, существенно зависящей от длины пути запаздывания тс. (Для того чтобы в действительности при помощи описанного метода получить разрешение порядка нескольких герц, потребовалось бы, чтобы длина пути запаздывания была порядка 10 м и поддерживалась во время измерения постоянной с точностью до ) [c.54]

При расчете температурных полей в растущих оптических монокристаллах существенным является вопрос о проводимости в прозрачных и полупрозрачных средах. Известно, что в общем случае тепловой поток, обусловленный передачей тепла излучением, может быть представлен интегральным соотношением, т. е. закон Фурье не является справедливым, и для расчета температурных полей в прозрачных средах не могут быть применены обычные уравнения теплопроводности. В этом случае имеет смысл говорить только об эффективном значении теплопроводности, которая не является константой вещества, а зависит от размеров системы и свойств границ системы. Только в частном случае, когда аЬ , где а — коэффициент поглощения среды L — размер системы, возможно градиентное представление для теплового потока, обусловленного теплопередЗ чей излучением, т. е. [c.270]

Например, в течение текущего столетия физика обогатилась такими областями науки, как специальная и общая теория относительности, квантовая механика, квантовая радиофизика, ядерная физика, физика элементарных частиц. В основе этих областей наук лежат теоретические представления, отличные от классической физики. К ним относятся корпускулярно-волновой дуализм вещества и поля, дискретность физических величин и другие. Однако эти принципы новой физики до последнего времени органически не входили особенно в школьный курс физики, а представляли собой приложение к классическому курсу. Между тем, уровень развития современной науки и техники требует, чтобы как в старших классах средней школы, так и в особенности в вузах курс физики был построен на базе современных физических идей, принципов и теорий. Закономерности классической физики должны являться начальной ступенью к современному пониманию вопросов и рассматриваться как частные случаи более общих законов и теорий. Повышение научного курса физики в духе современных физических идей открывает значительные перспективы перевода его политехнического содержания на качественно более высокую ступень. Например, изучение квантовых эффектов при взаимодействии электромагнитных волн с вепдеством, явления индуцированного излучения позволяет поставить вопрос о включении в программу изучения квантового генератора и усилителя, зонная теория твердого тела позволяет ввести обоснованные приложения в виде полупроводниковых приборов и техники идеи кориускулярно-волнового дуализма делают доступным понимание устройства и действия электронного микроскопа элементы теории относительности позволяют глубже познакомиться с принципами действия ряда технических установок для физики (ускорители элементарных частиц, счетчики Черенкова и т. п.). [c.200]

Отметим, что квантовомеханической постановке задачи, рассмотренной в 10, соответствует формула (12.28), из которой следует, что при 6 = л/2 вблизи резонанса пространственная груп пиравка отсутствует. Это находится в согласии с выводами квантовой теории, согласно которым /в этом частном случае (р =0, 6 = я/2) разные частоты переходов ( o , +v, получаются только из-за неэквидистантности спектра энергий,. так как эффект отдачи при 6 = я/2 и Рг=0 отсутствует. Пространственная группировка имеет место только при учете недипольного взаимодействия электронов с неоднородным полем излучения. Следует подчеркнуть, что пространственная группировка не зависит от того, являются колебания электронов в плоскости хОу изохронными — о [c.184]

О связи между решениями задач дифракции для лниейных и точечных источников. Между решениями задач дифракции звука для линейных и точечных источников существует простая связь, которая позволяет сразу записать решение одной из этих задач, если известно решение другой. Рассмотрим случаи, изображенные на рис. 3.4. На рис. 3.4, а показан бесконечный в направлении оси г линейный пульсирующий источник Ао, излучающий звук в присутствии некоторой отражающей поверхности. Поверхность является цилиндрической с произвольной форме поперечного сечения и бесконечной в направлении оси 2. В частном случае поверхность может иметь форму клина или полуплоскости с ребром, параллельным оси г. Источник может находиться и на самой поверхности. В последнем случае получится задача об излучении звука цилиндром. В связи с тем, что поле не зависит от координаты г, точку наблюдения А можно расположить в плоскости ху. Будем обозначать все величины для двумерного и трехмерного случаев верхними индексами 2 и 3 соответственно. Звуковые давления, излучаемые источниками 4о, в двумерном и трехмерном случаях при отсутствии отражающей поверхности можно представить через соответствующие функции Грина для свободного пространства [c.150]

Полуклассическая теория лазера, которую мы представили в предшествующих главах, позволила нам объяснить и даже предсказать многие свойства лазерного излучения. Однако из этой теории следовало, что лазерная генерация устанавливается при накачке, превышающей определенный порог, а ниже этого порога вообще не возникает никакого излучения. Этот вывод нельзя считать удовлетворительным, поскольку даже без выполнения условия генерации испускание света возможно, а именно свет излучают обычные лампы. Адекватная теория лазера должна описывать переход от излучения обычных ламп к лазерному излучению, она должна охватывать излучение лампы как частный случай. Таким образом, становится очевидным, что мы упустили важный аспект теории лазеров. Чтобы разъяснить постановку вопроса, рассмотрим более внимательно явление испускания света обычными источниками. Как мы знаем, свет испускается возбужденными атомами при спонтанных переходах ). Такое излучение нельзя получить в рамках теории, которая описывает свет классически. Спонтанное излучение возбужденных атомов может быть адекватно описано только в том случае, если проквантовать световое поле. Мы знаем также, что затухание классической или квантовой величины всегда сопровождается флуктуациями. Пусть, например, световое поле в резонаторе затухает из-за пропускания зеркал. Мы должны ожидать при этом флуктуаций амплитуды светового поля. Как флуктуации, связанные со спонтанным излучением, так и флуктуации, обусловленные потерями в резонаторе, не учитываются в полуклассических уравнениях лазера. Мы увидим, что становится необходимым полностью квантовое описание лазера, если мы хотим объяснить различие между лазером и обычной лампой. Флуктуациями лазерного излучения фундаментальным образом определяются свойства когерентности лазерного света. Если же рассматривать свойства [c.249]

Хотя названные предельные случаи могут служить некоторыми отправными пунктами, для достаточно точного описания эффектов необходимо анализировать излучение реального лазера. Полуклассическое описание реального лазера содержится в разд. 3.12, в котором для учета квантовой природы процессов были введены флуктуационные силы. Эта нелинейная теория, позволяющая описать выходную мощность и ширину линии, оказывается весьма плодотворной также и для описания статистических свойств. Результатом этой теории было получение уравнения (3.12-32) для определения зависящей от времени компоненты напряженности поля в резонаторе. В принципе из этого уравнения можно вывести статистические свойства напряженности поля и различные корреляционные функции. Однако при заданной форме уравнения (3.12-32) или (3.12-27) и при заданных характеристиках появляющихся флуктуационных сил оказывается более целесообразным для расчета перейти к уравнению Фоккера — Планка. В данном случае речь идет о дифференциальном уравнении в частных производных для вероятности найти в момент времени I комплексную нормированную амплитуду на пряженности поля а в определенном интервале значе ний [3.3-4,1.-6]. Путем подходящего выбора единиц для координат можно добиться того, чтобы в дифференци альное уравнение входил только безразмерный пара метр накачки р, заданный уравнением (3.12-40) В стационарном случае как важный результат полу чается распределение интенсивности / лазерного из лучения. Функция WlQ однозначно зависит от нормиро ванной интенсивности = ///о и от параметра накач ки р, где /о — средняя интенсивность у порога (р = 0) если Я < О, то 1 = 0. Следует различать три области Достаточно далеко ппжс порога р < 2) имеем в хо [c.455]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...