Распределение интенсивности в области наблюдения

Б. Распределение интенсивности в области наблюдения [c.215]

Чтобы найти распределение интенсивности в области наблюдения, начнем с выражения (5.4.9), которое мы упростим, приняв, что само отверстие и область наблюдения намного меньше 2. Тогда получим выражение [c.215]

Как с помощью спирали Корню найти вектор, изображающий световое колебание в точке наблюдения Р. лежащей в области геометрической тени в освещенной области Как при этом объясняется основное различие в распределении интенсивности для этих двух случаев [c.283]

Так как распределенпе излучения в пространстве н во временн неоднородно, то при наблюдении интегрального эффекта из всей области фокусировки излучения за импульс необходимо ввести некоторые эффективные величины 5 и т. Для этого необходимо измерить пространственное н временное распределения интенсивностей излучения и определенным образом нормировать их. Эффективные величины Sur определяются по соотношениям [c.65]

Если В < , то экран не влияет на величину поля. Конечно, это утверждение справедливо в том случае, если точка стационарности лежит внутри отверстия, т. е. точки наблюдения расположены вблизи оси г. При увеличении а или у точка стационарности перемещается к краю отверстия и существенная область начинает пересекать его край. Поле в точке М становится возмущенным. В этом случае замена конечных пределов интегрирования в (3.2) бесконечными не возможна интегралы в (3.2) сводятся к известным интегралам Френеля, с помощью которых вычисляются распределения интенсивности у края отверстия соответствующей формы (дифракция на щели, на отверстии прямоугольной формы и т. д.). [c.257]

Дифференциальная аэрация, заключающаяся в неравномерном распределении кислорода как следует из ряда наблюдений, для образования коррозии необходим кислород, но коррозия протекает интенсивнее в тех областях, в которые доставка кислорода затруднена. [c.85]

Таким образом, в плоскости наблюдения, где разностная и идентичные части изображения пространственно изолированы, последняя играет роль шумового фона, ограничивающего возможность выделения полезного сиг-напа(разностного изображения). Ясно, что выделение разностного изображения становится возможным тогда, когда его интенсивность превышает интенсивность фона в идентичных участках изображения (на [жс. 95 этому отвечают области, где кривая 1 проходит выше кртвой 2). В фурье-плос-КОС1И, где спектры идентичных и разностной частей изображения пространственно перекрыты, этому соответствует положение центра узкого восстанавливающего пучка вблизи минимума интерференционной картины от идентичных частей объектного поля. Интересно, что кривые рис. 95 качественно отражают распределение интенсивностей в шюскости фурье-голограммы, являющейся плоскостью пространственных частот, прт освещении голограммы коллимированным восстанавливающим пучком (см. соотношение (7.94)). В плоскости имеет место периодическое изменение интенсивности с максимальным значением 41 ri(i) и наложенное на него однородное распределение I Го( ) [c.176]

Рефрактор дает менее выгодное распределение интенсивности в дифракционном изображении звезды, чем рефлектор. Концентрация знергии в кружке в случае рефрактора много меньше, чем в случае рефлектора. Свет крайних областей спектра не вносит вклада в проницающую силу рефрактора, а дает лишь фиолетовый или пурпурный ореол, мешающий наблюдениям. Между тем этот ореол содержит значительную долю. адергии. Расчеты Е. Линфу-та и Э. Вольфа [471 показывают, что для желтых лучей хроматизм уменьшает полную видимую освещенность внутри кружка Эри при наблюдении в рефрактор диаметром 203 леле на 30%, а для рефрактора диаметром 610 мм на 50%. [c.79]

BOB Ti—8 Al—1 Mo—IV (S ) и Ti—5 Al—2,5 Sn. В последнем случае растрескивание происходит при напряжениях, близких к пределу прочности на растяжение, что возможно указывает на необходимость нахождения металла в области пластической деформации или в сложнонапряжепном состоянии. Трещины могут также зарождаться и на гладких образцах некоторых (а-рр) и -сплавов при напряжениях вблизи предела текучести. В большей части представленных ранее экспериментов по КР рассматривалось зарождение трещины в связи с воздействием среды, начиная с предварительно существующей (статической) трещины. Упруго-пластическое поведение в вершине такой предварительно существующей трещины (подчеркнутое в модели 1) недостаточно понятно, поэтому любой анализ распределения напряжений или деформации чрезвычайно затруднен. Наблюдение за надрезом, за влиянием остроты надреза и толщины образца указывает на важность вида напряжения, по крайней мере для а- и (а-ьр)-сплавов. Поэтому любая теория по влиянию напряжения на КР должна объяснить несколько факторов важность вида напряжения (т. е. плосконапряженное состояние или условие плоской деформации) существование и значение порогового коэффициента интенсивности напряжений Кткр, зависимость скорости роста трещины от напряжения в области II а роста трещин и независимость от напряжения в области II роста трещин. [c.391]

Телевизионная техника позволила установить сопряжённость П. с. в двух полушариях, исследовать быстрые изменения и тонкую структуру П. с. Наряду с изучением естеств. П. с. были поставлены эксперименты по созданию искусств. П. с., во время к-рых с ракеты на высоте неск. сотен км инжектировался в атмосферу пучок электронов высоких энергий. Измерения интенсивности отд. эмиссий и фотографирование П. с. из космоса проводятся со спутников как на полярных круговых орбитах с высот — 400—1000 км, так и на эксцентричных орбитах с апогеем 10 км. Использование свечения в крайнем ультрафиолете, излучаемого на высотах >110 км, позволяет вести наблюдения П. с. также и в областях атмосферы, освещённых прямыми солнечными лучами. Т. о., со спутников осуществляется непрерывная регистрация свечения верхней атмосферы, его распределения в области высоких широт и интенсивности. Результаты используются для диагностики эл.-магн. состояния ближнего космоса. [c.80]

Видимый о1апаэон (3 10 Гц<у< 10 Гц 3000 А<Х< < мкм). Для выделения видимого Ф. к. и. из наблюдаемого диффузного излучения необходимо вычесть излучение относительно близких источников эмиссию атмосферы, зодиакальный свет (свет Солнца, рассеянный на межпланетной пыли), интегральный свет звёзд Галактики. Эмиссия атмосферы. становится несущественной при наблюдениях за пределами земной атмосферы. При наземных наблюдениях для её исключения вводят поправку, основанную на исследованиях пропускания атмосферы под разными углами к зениту. Вклад зодиакального света можно в принципе учесть, запуская космич. аппараты перпендикулярно плоскости эклиптики на расстояние 1 а. е., т. е. в область, где практически нет межпланетной пыли. Другой, более доступный ныне путь состоит в использовании моделей свечения зодиакальной пыли, а также в наблюдениях видимого Ф. к. и. во фраунгоферовых линиях, где слабо излучение Солнца и поэтому ослаблен зодиакальный свет. Проводятся интенсивные исследования свойств зодиакального света с ракет и спутников с целью выделения видимого Ф. к. и. Третий фактор можно оценить по ф-ции светимости и пространств, распределению звёзд в Гклактике. Этот фактор вносит гл. неопределенность при исследовании внегалактич, компонента оптич. свечения неба. [c.337]

Для автоматизации контроля за состоянием печи весьма перспективным является использование для наблюдения за зоной спекания печи некоторых участков инфракрасной области спектра, в которы.х пламя факела, мешающее просмотру внутреннего пространства печи, имеет пониженную интенсивность излучения [92]. Для исследования возможности использования для контроля за состоянием зоны спекания печи интенсивности излучения ее в инфракрасной области спектра было проведено 554 независимых измерения распределения интенсивности излучения по сечению печи. В дальнейшем использовались оценки первого момента этого распределения у1, второго уг и третьего Уз- В работе (92] с помошью эвристического алгоритма было выяснено, что целесообразно обнаруживать события в пространстве величин у, (/ 1 и у 1, используя линейную аппроксимацию дискриминантных функций. Аппроксимация осуществлялась по критерию (2-108). Наряду с этим в работе 88] исследовалось применение метода аппроксимации этих -функций с большей точностью в окрестности [c.302]

ТГеперь с помощью спирали Корню легко получить распределение интенсивности вблизи края геометрической тени при дифракции плоской волны на прямолинейном крае экрана. При любом расположении точки наблюдения Р относительно края экрана верхняя часть волновой поверхности полностью открыта (см. рис. 6.7). Поэтому на векторной диаграмме колебанию в Р сопоставляется вектор QP, конец которого всегда находится в верхнем фокусе Р (рис. 6.8, б). Положение начала этого вектора (точки Q) на спирали Корню зависит от положения точки наблюдения Р. Когда Р находится на границе геометрической тени (т. е. край экрана на рис. 6.7 совпадает с осью у и (1=0), точка Q совпадает с О и колебание изображается вектором ОР, равным половине вектора РР сопоставляемого колебанию при полностью открытой волновой поверхности. Поэтому интенсивность при =0 в четыре раза меньше интенсивности /о в отсутствие экрана. При перемещении точки наблюдения Р в освещенную область, т. е. вверх на рис. 6.7, точка Q на векторной диаграмме (рис. 6.8, б) будет перемещаться по нижней ветви спирали Корню. При этом интенсивность будет последовательно проходить через максимумы и минимумы (рис. 6.9, с >0). В первом, наибольшем из максимумов /=1,37 /р, а в первом минимуме /=0,78/(). С увеличением расстояния с1 от края геометриче- [c.281]

Пнже, в разд. 3.2 будет кратко рассмотрена типичная постановка эксперимента по наблюдению нелинейной ионизации атомов, а в разд. 3.3 — процедура измерения основных характеристик этого процесса. Разд. 3.4 и 3.5 посвящены двум важным вопросам методики эксперимента — роли пространственно-временной неоднородности распределения интенсивности излучения в области его взаимодействия с атомарной мишенью и воздействию поля излучения на электроны, вырванные из атома. Наконец, в Заключении (разд. 3.6) будут отмечены отдельные нетипичные, но важные элементы постановки экспернмента. [c.61]

Анализ АЭ-данных показал, что представительная АЭ, превышающая 2 импульса в секунду на каналах, начинает регистрироваться из зоны несплошностей и свежих сварных швов при нагружении в диапазоне 80-100 атм. При этом в амплитудном спектре АЭ начинает снижаться вес низкоамплитудной моды и амплитудное распределение становится равномерным. Количество импульсов АЭ снижается при накоплении циклов нагружения. По мере увеличения числа циклов средняя амплитуда падает, а спектр смещается в область высоких частот. При выдержке под давлением 125 атм характер АЭ изменяется. Во-первых, импульсный поток становится более коррелированным, во-вторых, его интенсивность сохраняется при разгрузке, в-третьих, по мере накопления циклов интенсивность АЭ вначале падает, а затем возрастает в 5-6 раз. При последующем повышении давления до 150 атм выявилась течь, возникшая из-за некачественного сварного шва. Был произведен ремонт и продолжены испытания. Когда было превышено мгпссимальное давление предыдущей серии (=150 атм), стала регистрироваться АЭ, соответствующая микроскопическим актам деформации и разрушения. Непрерывная АЭ диагностировалась при р 200 атм, когда стала развиваться макроскопическая пластическая деформация ( выпучивание стенки). Одновременно с непрерывной АЭ регистрировались сигналы, характерные для процесса растрескивания. Испытания показали, что использование циклического нагружения позволяет получать дополнительную информацию. При использовании АЭ-контроля признаки процесса, приводящего к течи, могут быть обнаружены при давлении на 10 % ниже, чем при обычном способе наблюдения (осмотр, контроль падения давления). Непрерывная АЭ может быть связана как с образованием течи, так и с интенсивной пластической деформацией, отражающей достижение предельного состояния. Одновременная регистрация непрерывной и дискретной АЭ характерна для деформации зоны, содержа- [c.148]

По теории эффекта Комптона одновременно с рассеянием кванта должно иметь место и отбрасывание электрона со скоростью v (электрон отдачи). Действительно такие электроны удалось наблюдать по методу камеры Вильсона, так как скорость этих электронов достаточна, чтобы вызвать ионизацию воздуха. Комптон и Саймон (1925 г.), пользуясь этим методом, изучили распределение направлений первичных и рассеянных квантов и электронов отдачи. Результаты оказались в полном согласии с приведенной теорией столкновения, расхождение между опытным и теоретическим определением направления полета электрона лежало в пределах О—20 , что следует считать весьма удовлетворительным для этого трудного опыта. Описанный опыт, так же как и специальный опыт Боте (1925 г.) показали, что акт рассеяния и акт электронной отдачи локализованы и в пространстве и во времени, как два совпадающих акта, что заставляет признать описываемый процесс элементарным, а не статистическим. На основании этих уже опытных данных следует считать неудовлетворительным классическое истолкование изменения длины волны при рассеянии, как результат явления Допплера, т. е. рассеяние электронами, приведенными в достаточно быстрое движение. Наоборот, с данными опыта вполне согласуется развитая квантовой механикой теория рассеяния рентгеновских лучей свободными электронами. Она не только подтверждает выводы, полученные при помощи упрощенного рассмотрения явлений на основании гипотезы световых квантов, но и приводит к количественным заключениям относительно интенсивности рассеянного света (Дирак, 1926 г., и Клейн и Ниши-на, 1929 г., применившие новую релятивистскую квантовую механику Дирака). Установленная этими теориями зависимость коэфициента рассеяния от направления наблюдения и длины волны хорошо подтверждается измерениями в весьма широком HHTepBajfe частот, вплоть до очень жестких у-лучей. В области наиболее коротких волн (см. Носмические лучи) формула Дирака-Клейн—Нишина дает пока единственно применимый, хотя и не вполне надежный, метод определения длины волны (Милликен, 1927 г.). [c.71]

КИ наблюдения от этого объекта. Вблизи поршневого излучателя звука при ( ближняя , илп прожекторная , зона) поле в основном образовано цилиндрич. пучком лучей, исходяш их из излучателя, и в пределах пучка имеет в целом характер плоской волны с интенсивностью, постоянной по сечению и не за-висяш ей от расстояния, в соответствии с законами геометрич. акустики, а дифракционные эффекты выражаются только в размывании границ пучка. По мере удаления от излучателя дифракционные эффекты усиливаются, и при Р —1 поле теряет характер плоской волны и представляет собой сложную интерференционную картину. На еш ё больших расстояниях, при Р>1 ( дальняя зона), пучок превраш ается в сферически расходяш уюся волну с интенсивностью, убывающей обратно пропорционально квадрату расстояния, и с угловым распределением интенсивности, не зависящим от расстояния в этой области поле снова подчиняется законам геометрич. акустики. Аналогичная картина наблюдается в нучке, вырезаемом из плоской волны отверстием в экране (рис. 1). Угловая ширина главного лепестка характеристики направленности вдали от поршневого излучателя или экрана составляет по порядку величины к В. Если требуется сузить УЗ-вой пучок в ближней зоне, то поперечник излучателя (или отверстия) следует уменьшить, а в дальней зоне — увеличить сужение характеристики направленности требует увеличения размеров излучающей системы. При размерах излучателя (или отверстия в экране), малых но сравнению с прожекторная зона отсутствует и звуковое поле представляет собой расходящуюся волну уже на расстояниях порядка к. При этом резко падают [c.125]

В ряде случаев, например в интенсивных лазерных пучках, напряженность поля Е. может быть весьма высокой, и члены высших порядков в разложении функции Р(Е) становятся существенными. В результате возникает зависимость оптических характеристик среды от иитепсивпости свста. Поляризуемость х (а значит, и показатель преломления п - + х) оказывается различной в различных точках пространства в соответствии с распределением энергии в сечении светового пучка или меняется со временем вслед за временной зависимостью амплитуды светового импульса. Для такой среды должны быть характерны пространственные и временные трансформации световых полей, отсутствующие в линейных средах. Более того, оказывается возможным наблюдение взаимодействия света со светом — ведь в области пересечения пучков амплитудио-заси-симый поляризационный отклик будет иным. Таким образом, для нелинейнооптических эффектов характерно нарушение принципа суперпозиции световых волн. [c.276]

Особенно интересные результаты получены при измерении распределения температуры по толщине пористого образца с объемным тепловыделением и при визуальном наблюдении картины истечения двухфа> ной смеси на его внешней поверхности. В таких режимах профиль температуры имеет максимум в начале области испарения. После него в направлении к внешней поверхности, несмотря на интенсивный подвод теплоты от матрицы к двухфазному потоку, температура последнего, а вместе с ней и температура матрицы в зоне испарения понижается вслед за температурой насыщения паровой фазы испаряющейся смеси. В этой зоне на рассмотренный ранее процесс дросселирования двухфазной смеси накладывается интенсивный подвод теплоты от каркаса. Полученные результаты позволяют сделать вывод о том, что вплоть до достигнутой плотности объемного тепловыделения = 14 10 Вт/м между порис-80 [c.80]

Флуктуации М. ф. и. Обнаружение небольших различий в интенсивности М. ф. и., принимаемого от разных участков небесной с ры, позволило бы сделать ряд выводов о характере первичных возмущений в веществе, приведших в дальнейшем к образованию галактик и скоплений галактик. Совр. галактики и их скопления образовались в результате роста незначительных по амплитуде неоднородностей плотности вещества, существовавших до рекомбинации водорода во Вселенной (см. Первичные флуктуации во Вселенной). Для любой космологич. модели можно найти закон роста азиплитуды неоднородностей в ходе расширения Вселенной. Если знать, каковы были амплитуды неоднородности вещества в момент рекомбинации, можно установить, за какое время они могли вырасти и стать порядка единицы. После этого области с плотностью, значительно превышающей среднюю, должны были выделиться из общего расширяющегося фона и дать начало галактикам и их скоплениям (см. Крупно-масштабная структура Вселенной). Рассказать об амплитуде начальных неоднородностей плотности в момент рекомбинации может лишь реликтовое излучение. Поскольку до рекомбинации излучение было жёстко связано с веществом (электроны рассеивали фотоны), то неоднородности в пространственном распределении вещества приводили к неоднородностям плотности энергии излучения, т. е. к различию темп-рнг излучения в разных по плотности областях Вселенной. Когда после рекомбинации вещество перестало взаимодействовать с излучением я стало для него прозрачным, М. ф. и. должно было сохранить всю информацию о неодв одностях плотности во Вселенной в период рекомбинации. Если неоднородности существовали, то темп-ра М. ф. и. должна флуктуировать, зависеть от направления наблюдения. Однако эксперименты по обнаружению ожидаемых флуктуаций пока не дали измеримых значений. Они позволяют показать лишь верх, пределы значений флуктуаций. В малых угл. масштабах (от одной угл. минуты до шести градусов дуги) флуктуа- [c.134]

Ji(kaa)l(kaa)] , где а = /а% + - угол между направлением наблюдения и осев >1М, а радиус круга, /х — функция Бесселя. Форма распределения представлена на рис. 1.15 (кривая /). Угловые размеры дально-польной картины, как всегда, обратно пропорциональны размерам излучателя. Сама картина состоит из центрального светлого пятна, окруженного системой концентрических светлых колец (максимумы распределения) с разделяющими их темными промежутками (минимумы). По мере перехода к кольцам с большими радиусами интенсивность быстро уменьшается (чтобы воспроизвести, кроме центрального, еще два максимума, пришлось увеличить масштаб на рис>т1ке, начиная с а = Х/2д, в 10 раз). В отличие от случая прямоугольника максимумы и минимумы уже не эквидистантны правда, по мере удаления от центра расстояние между соседш МИ кольцами асимптотически приближается к Х/2а. Угловой радиус первого минимума составляет 1,22 Л/2д таким образом, центральное пятно занимает область с угловой шириной 2,44 Х/2а. На эту область приходится 84 % общей мощности круглого излучателя, на первое кольцо (точнее, на область между первым и вторым минимумами) — 7 %, на второе - 3 %. [c.47]

Спектральное распределение стимулирующего действия (вспышки) видимого света на ультрафиолетовое свечение некоторых рент-генизованных щелочно-галоидных фосфоров исследовали Ман-девиль и Альбрехт [295]. Ими было установлено, что в случае таллиевых фосфоров кривые спектрального распределения стимулирующего действия света в исследованной спектральной области полностью совпадают с кривыми f-полос поглощения (рис. 99). Общий вид кривых и положение максимумов не изменяются при продолжительной выдержке кристалла в темноте после его рентгенизации, хотя после такой выдержки, как видно из приведенного рисунка, сильно падает интенсивность свечения. Последнее обстоятельство, по-видимому, вызвано обесцвечиванием кристалла при выдержке его в темноте при комнатной температуре после его рентгенизации, т. е. уменьшением концентрации электронов на f-уровнях. В соответствии с наблюдениями В. В. Антонова- [c.209]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...