Частотно-угловое распределение интенсивности излучения

На рис. 1.3 приведены вычисленные по формуле (1.37) кривые угловой зависимости частотно-углового распределения интенсивности излучения и7<+)((о, >) при разных значениях 7. [c.41]

Общая формула для частотно-углового распределения интенсивности излучения [c.54]

Вычисляя поток вектора Пойнтинга через поперечную плоскость аналогично тому, как это было сделано в п. 1.3, получаем частотно-угловое распределение интенсивности излучения на далеких расстояниях от пластины. Для излучения вперед имеем [c.57]

Частотно-угловое распределение интенсивности излучения,, распространяющегося назад, может быть получено из (2.6) — [c.57]

Формула для частотно-углового распределения интенсивности излучения, распространяющегося назад далеко от стопки, может быть получена из (3.1) заменой V на—г . Легко видеть, что при N= величина, содержащаяся в квадратных скобках (3.2), обращается в нуль, и формула (3.1), естественно, переходит в формулу (2.6) для одной пластины. [c.79]

Минимумы частотно-углового распределения интенсивности излучения для регулярной стопки определяются нулями фактора р [c.121]

Частотно-угловое распределение интенсивности излучения [c.206]

Частотно-угловое распределение интенсивности излучения, испускаемого частицей вперед относительно своего движения, на больших расстояниях от пластины определяется формулой (см. [73.32]) [c.206]

Переходное излучение, испускаемое в этом случае, для краткости иногда будем называть оптическим . Частотно-угловое распределение интенсивности при -(>1 и ><1 (формула (1.47)) с учетом (1.49) принимает простой вид [c.41]

Рис. 2.2. >ловая зависимость частотно-углового распределения интенсивности переходного и черенковского излучений, образуемых в пластине вперед (верхний график) и назад (нижний график). Цифры у кривых указывают значение 0 (2оз/1/ " 0,001 лоренц-фактор частицы равен 10 [c.62]

Рис. 3.1. Угловая зависимость частотно-углового распределения интенсивности переходного и черенковского излучений, образованных в стопке, вперед (верхний график) и назад (нижний график). Параметры стопки ло)/1 ==6со Ч =5, е = 1,6, е" 0,01. 7—10 . Цифры у кривых обозначают число N пластин в стопке. Углы и 2 соответствуют минимуму величины [Го

Таким образом, частотно-угловые распределения интенсивностей РПИ обеих поляризаций в случае падения под углами, не близкими к тт/2 (за исключением области очень малых углов излучения 1> ), не зависят от угла падения заряда Ь, и их сумма (после умножения на соответствуюш,ие элементы углов) совпадает с аналогичным распределением (1.59) для перпендикулярного падения [c.105]

Поле излучения, образованного сгустком, складывается из полей излучений частиц сгустка с учетом фазовых множителей. В результате для частотно-углового распределения интенсивности результируюш его излучения имеем [c.131]

Из частотно-углового распределения интенсивности полного излучения (16.20) видно, что в отличие от обычного переходного излучения (без учета многократного рассеяния), в рассматриваемом случае (при д 0) интенсивность излучения в единице телесного угла при малых углах ( о" 0) не стремится к нулю из-за тормозного излучения (члены, соответствующие диаграммам а, д и е на рис. 16.1). [c.214]

В конце п. 16.1 было указано, что в случае слабо поглощающей среды из частотно-углового распределения интенсивности полного излучения можно естественным образом выделить часть [c.218]

На основе общей формулы (16.1) можно найти частотно-угловое распределение интенсивности полного излучения, испускаемого частицей при пролете через стопку, состоящую из произвольного числа X регулярно расположенных пластин. При этом в величину В вносят вклад все /У + 1 вакуумных участков. Усреднение по всевозможным траекториям проводится по существу так же, как в п. 16.1. Однако проведение такого усреднения в общем случае сталкивается с трудностями. Явные выражения удается получить в двух частных, но достаточно важных для практики, случаях. [c.241]

В случае нерегулярной стопки пластин имеет место сглаживание частотно-углового распределения интенсивности переходного излучения. Если отношения средних квадратичных отклонений толщин пластин и расстояний между пластинами к соответствующим квадратам зон формирования намного меньше [c.289]

Частотно-угловое распределение полной интенсивности излучения определяется суммой приведенных выражений [c.103]

Частотно-угловое распределение средней интенсивности излучения определяется выражением [c.119]

Рассмотрим схему акустооптического спектр-анализатора (рис. 10.15) в случае, когда акустическая волна состоит из многих частотных составляющих. Согласно (10.4.1), каждая частотная составляющая звуковой волны будет приводить к отклонению светового пучка в определенном направлении. Поэтому дифрагированный свет представляет собой некоторое угловое распределение. Если использовать линзу, то в ее фокальной плоскости каждому направлению дифракции светового пучка будет соответствовать определенное пятно. Поскольку эффективность дифракции на каждой частотной составляющей звука пропорциональна ее мощности, распределение оптической энергии в фокальной плоскости пропорционально энергетическому спектру звукового ВЧ-сигнала. Интенсивность оптического излучения в фокальной плоскости обычно измеряется с помощью линейки фотодетекторов. Поскольку работа акустооптического спектр-анализатора основана на одновременном отклонении лазерного пучка во многих направлениях, такие его характеристики, как ширина полосы ВЧ-сигнала и число разрешимых элементов, аналогичны характеристикам дефлекторов пучка. [c.429]

Как следует из (9.6), частотно-угловое и частотное распределения интенсивности РПИ, образуемого ультрарелятивистским магнитным зарядом, совпадают с соответствующими распределениями для частицы с электрическим зарядом, равным Ze, где Z = eJe. Исходя из квантового рассмотрения, Дирак показал [70.16] I, что .м/ -=68,5. Таким образом, для ультрарелятивистско-го магнитного монополя интенсивность РПИ оказывается весьма большой. При этом излучение магнитного монополя, как уже отмечалось выше, имеет иную поляризацию, чем излучение электрически заряженной частицы. [c.147]

РПИ испускается в основном вперед, под малыми углами относительно траектории частицы. Максимум углового распределения (см. (1.59)) излучения, образованного на одной границе раздела среды с вакуумом, приходится на угол порядка обратной величины лоренц-фактора частицы ( 0 и простирается приблизительно до угла порядка (т -, -соо/о)2) /-, где со —плазменная частота среды. При этом частотная интенсивность (см. (1.64) или (1.67)) РПИ резко падает при частотах, превышающих граничную частоту о)оу. Суммарная интенсивность РПИ (проинтегрированная по углу и некоторому интервалу частот) существенно возрастает с увеличением ссли верхняя частота выбранного интервала частот имеет порядок граничной. В частности, когда верхняя частота интервала превышает граничную, суммарная интенсивность РПИ, образованного на одной границе раздела, растет пропорционально т (см. (1.71)). [c.287]

Многократное рассеяние частицы в среде приводит к сглаживанию частотно-углового и частотного распределений интенсивности РПИ и возникновению тормозного излучения. При этом тормозное излучение возникает при частотах, больших граничной частоты (эффект поляризации среды). Если из полного излучения выделить часть, обусловленную наличием границ, то в ее частотном спектре при достаточно больших 7 будет иметь место обогащение высокими частотами, вплоть до частоты, квадратично зависящей от 7. [c.289]

Когерентное рентгеновское излучение равномерно и прямолинейно движущейся заряженной частицы в кристалле впервые рассмотрено Тер-Микаеляном [61.13,69.1] методом теории возмущений, однако без учета критерия его применимости (13.10). При этом автор рассматривал бесконечный кристалл, для которого нельзя ограничиться только первым приближением теории возмущений. В силу этого обстоятельства частотно-угловое распределение интенсивности излучения получилось не вполне корректным вместо (13.14) было получено выражение, содержащее -функции, т. е. распределение имело бесконечно узкую угловую (или частотную) ширину. В действительности же корректными являются распределения (13.14) и (13.12) для тонких кристаллических пластин, удовлетворяющих условию (13.10) (по этому поводу см. также [72.29]). А в случае пластин произвольной толщины необходимо отказаться от теории возмущений, о чем подробно сказано, в следующем параграфе. [c.183]

Когда [Л стрС и в частотно-угловом распределении интенсивности излучения возникает максимум. Варьируя величины а и Ь, можно добиться того, чтобы указанное условие выполнялось в динамическом максимуме, т. е. чтобы динамические максимумы излучений, возникающие в разных кристаллических пластинах, интерференционно усиливали бы друг друга. При этом анализ формул показывает, что если вся стопка достаточно прозрачная , то интенсивность максимума будет пропорциональна квадрату числа пластин в стопке а ширина максимума будет меньше примерно в N раз, В результате полная интенсивность (или число квантов), проинтегрированная по всему максимуму, будет больше примерно в раз. Аналогичный результат получается и в том случае, когда стопка недостаточно прозрачная. Тогда полная интенсивность (или полное число квантов) максимума оказывается больше в соответствующее чис--ло Л эфф раз. [c.204]

Рис. 3.2. Угловая зависимость частотно-углового распределения интенсивности РПИ, образованного в стопке с параметрами а=30 мкм, >==500 мкм, Л 50, Ьсоо=20 эВ. Энергия кванта излучения Ьа)=10 кзВ, т =2,21 см 1. Сплошная кривая соответствует случаю 7=105, точечная 7=10 . В области >8 10 рад кривая не зависит от 7 при 7 >10

В случае пластины происходит интерференция излучений, образованных на разных границах. Когда толщина а пластины намного больше зоны формирования переходного излучения веш( ) (см. (2.25)), интерференционные максимумы и минимумы в частотно-угловом распределении интенсивности расположены очень близко друг от друга, так что после усреднения по небольшому интервалу углов (или частот) имеет место как бы независимое сложение интенсивностей (чисел квантов) излучении, образованных на отдельных границах. Когда же толщина а намного меньше гвещ( ))1, интенсивность излучения значительно меньше (по сравнению с интенсивностью при больших а, но при том же [c.287]

Вычислим теперь частотно-угловое и частотное распределения интенсивности излучения в центральном и боковых пятнах лауэграмльы , образуемой при пролете быстрой частицы через тонкую кристаллическую пластину. Полный поток энергии, проходящий через плоскость г сопз1, параллельную границам кристалла и отстоящую достаточно далеко от него, определяется формулой [c.179]

Частотно-угловое и частотное распределения интенсивности полного излучения для стопки, как и для двух пластин (см. п. 17.1), содержат интерференционные члены, соответствующие диаграммам, аналогичным приведенным на рис. 17.1. Эти члены пропорциональны велтшеехр 8 хь) или ее более высоким степеням, поэтому быстро осциллируют при расстояниях между пластинами, намного превышающих зону формирования 2вак переходного излучения в вакууме [c.242]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...