Двукратное рассеяние

Последнее из сделанных допущений наиболее существенно. Оно, в частности, означает, что не учитывается повторное рассеяние УЗ-волн, уже однократно рассеянных на неоднородностях среды. Например, считали, что структурные помехи от точки В (рис. 5.46) достигнут преобразователя в момент времени, определяемый расстоянием АВ. В действительности сигнал от точки В, рассеянный не в направлении на преобразователь, может рассеяться еще раз в точке С и прийти в точку А одновременно с сигналом однократного рассеяния от точки D А ВС А = 2AD). Это пример влияния двукратного рассеяния, однако происходит [c.290]

Установлено, что двукратным рассеянием можно пренебречь, когда бр 1 < 0,02. Если это условие нарушается и превалирует повторное рассеяние, то практически вся Рис. 5.46. Схема многократного картина распределения помех на (двукратного) рассеяния ЛИНИИ развертки дефектоскопа фор- [c.290]

Фиг. 3. Геометрия двукратного рассеяния.

Границы применимости полученных выше формул однократного рассеяния пока еще не исследованы достаточно подробно. Соответствующие оценки имеются для прожекторных пучков (расходимость пучка 3—4°) при различных атмосферно-оптических условиях [9, 22]. Результаты сравнения рассчитанных освещенностей, создаваемых однократно и двукратно рассеянным излучением, показали, что при угле рассеяния в 144° и угле зрения приемника 2° влияние вторичного рассеяния становится сравнимым с однократным при оптических толщах т 0,03. Непосредственной экспериментальной проверкой в искусственных туманах для направлений около 180° установлено, что вклад многократного рассеяния оказывается пренебрежимо малым при коэффициентах рассеяния 0,05 м (т 0,5), роль вторичного рассеяния заметно уменьшается с уменьшением угла зрения и при переходе от туманов к дымкам, т. е. с уменьшением вытянутости индикатрисы рассеяния. [c.54]

Применение уравнений локации, записанных выше в приближении однократного рассеяния, ограничивается оптическими глубинами, при которых необходим учет более высоких порядков рассеяния. Следующим более высоким приближением является учет двукратного рассеяния. [c.84]

Учет двукратного рассеяния. Относительно простой учет двукратного рассеяния на величину принимаемого локационного сигнала удается провести, если пренебрегать поляризационными эффектами. В этом случае можно ограничиться простым суммированием сигналов, обусловленных однократным и двукратным рассеянием. Величина сигнала за счет однократно рассеянного излучения 3 (1) была определена выше. Следовательно, задача сводится к определению величины сигнала за счет двукратного рассеяния ЗГ2(1). [c.84]

Учет поляризационных эффектов. При локации дисперсных сред дополнительная информация о параметрах среды получается при учете поляризационных эффектов, которые возникают при взаимодействии оптического излучения со средой. В общем случае поляризационные характеристики локационного сигнала могут быть получены при решении уравнения переноса для вектора Стокса. Ввиду отсутствия в настоящее время таких решений представляет интерес рассмотреть основные принципы учета поляризационных эффектов на примере уравнения локации в приближении двукратного рассеяния, следуя [22]. [c.85]

Теоретическое рассмотрение вопроса о состоянии поляризации рассеянного излучения в атмосферном аэрозоле представляет собой весьма сложную задачу. Результаты некоторых решений, полученных в приближении однократного рассеяния и с учетом двукратного рассеяния, обсуждались нами в предыдущих главах. Основные же результаты исследований к настоящему времени получены на основании либо физических, либо численных (методом Монте-Карло) экспериментов и относятся прежде всего к состоянию поляризации для рассеянного назад излучения. Учитывая большое практическое значение этих результатов (например, для задач лазерного зондирования атмосферного аэрозоля) рассмотрим их более подробно. [c.209]

Прежде всего следует заметить, что в ряде случаев можно заметно упростить методики интерпретации, несущественно теряя в достоверности определения аэрозольных характеристик. Так,, например, для рабочей длины волны лидара Я=10,6 мкм показатель преломления водных капель близок к значению т= 1,179. 0,0718 [27]. Нетрудно видеть, что т несущественно отличается от единицы, а величина т" принимает достаточно большое значение (по сравнению, скажем, с т" 0,005 для атмосферных дымок в видимом диапазоне). В этих условиях факторы эффективности Кп гп,х) и Кех in, х) становятся весьма гладкими функциями, и для них с использованием теории Ми можно построить простые аппроксимационные аналоги. Учитывая при этом, что спектр размеров облачных частиц вполне приемлемо описывается гамма-распределением, удается построить простые и вполне достоверные оценки значений так называемого лидарного отношения. В результате с помощью одночастотного СОг-лидара можно определять профили водности в облаках. Если учесть при этом, что отношение интенсивности двукратно рассеянного света к однократному для типичных моделей облаков на порядок меньше соответствующего отношения для длин волн видимого диапазона [24], то ИК-лидары следует считать вполне эффективным инструментом оптической диагностики облаков. В ряде случаев с их помощью можно изучать внутреннюю структуру облаков и их динамику. Появление когерентных СОг-лидаров, позволяющих измерять поляризационные характеристики принимаемых локационных сигналов, делает доступным идентификацию и изучение кристаллических облаков. Подобная возможность была продемонстрирована в работе [25]. [c.146]

Рис. 14.4. Однократное рассеяние (а), двукратное рассеяние (б), трехкратное рассеяние (в) на различных частицах и трехкратное рассеяние при прохождении волной одной и той же частицы более одного раза (г).

Рис. 14А.1. Однократное рассеяние. Рис. 14А.2. Двукратное рассеяние.

Фиг. 1.4. Плоскости отсчета при двукратном рассеянии.

Следовательно, разность между дифференциальными сечениями двукратного рассеяния при измерении детектором, регистрирующим излучение, поляризованное в плоскости первого рассеяния и в перпендикулярном направлении, имеет вид [c.33]

Допустим, что измеряется сечение двукратного рассеяния неполяризованного пучка как функция угла поворота относительно линии, соединяющей рассеивающие центры (при фиксированном угле отклонения от этой линии). Пусть таким образом найдено, что отношение минимума к максимуму равно Я. Чему равно произведение степеней поляризаций, возникших в результате двух однократных рассеяний неполяризованных пучков При каком угле между двумя плоскостями рассеяния сечение двукратного рассеяния минимально Допустим, что этот минимум равен нулю. Что можно сказать относительно поляризаций, возникающих при каждом однократном рассеянии [c.38]

Сечения двукратного рассеяния нетрудно вычислить непосредственно из (10.16). Если две мишени находятся достаточно далеко друг от друга, так что выполняются неравенства (10.13), и вектор к" направлен от первой мишени ко второй, то сечение двукратного рассеяния для неполяризованного пучка определится формулой [c.257]

Если два последовательных рассеяния происходят на двух центрах, расстояние между которыми велико по сравнению с длиной волны то амплитуда двукратного рассеяния имеет вид [c.425]

Для частиц, описанных в задаче 6, вычислить (в борновском приближении) сечение двукратного рассеяния двумя мишенями. Прямая, соединяющая мишени, составляет заданный угол с направлением падающего пучка. Считать, что падающие частицы не поляризованы и спины в конечном состоянии не измеряются. [c.437]

Тем не менее для доказательства наличия спина свободного электрона возможно использовать другие эксперименты, не связанные с классической механикой и с понятием траектории. Наиболее интересна возможность доказательства с помощью поляризации электронных волн. Аналогично известному опыту в классической Волновой оптике при двукратном рассеянии электронного пучка на каком-либо атоме (или отражении от какого-либо зеркала) интенсивность третичного излучения будет зависеть не только от значений угла рассеяния (угла отражения), но также от угла Ф между плоскостью, проходящей через первичный и вторичный лучи, и плоскостью, проходящей через вторичный и третичный лучи. Но в противоположность классической оптике, где интенсивность J третичного излучения зависит только от os Ф, в случае электронов эта интенсивность при фиксированном угле рассеяния линейна относительно os Ф и может быть записана в следующей форме [c.280]

Как видно, даже если токарная обработка обеспечит идеальную стабильность размеров колец (соо = 0), погрешности вследствие термообработки в сочетании с погрешностями собственно шлифовальных операций таковы, что после двукратного шлифования рассеяние размеров не может быть менее 21,2 мкм. Это значительно больше допуска на размеры готовых изделий. Следовательно, независимо от характеристик токарной обработки, двукратного шлифования для получения заданной точности недостаточно оптимальным является трехкратное шлифование. [c.182]

III. Лучи 4а и 46 соответствуют той части волны, которая испытывает двукратное рассеяние на поверхности I— до отражения от поверхности II и после него. Эти лучи характеризуются разностью хода А4, зависящей от расстояния между рассеивающими частицами и от скачков фаз, сопутствующих рассеянию на каждой из них. При нерегулярной структуре покрытия величина А4 от точки к точке изменяется хаотически, что приводит к возникновению системы большого числа лучей с некоррелированной разностью хода и созданию некогерентного светового фона, снижающего контрастность интерференционной картины. Вклад некогерентного фона растет с увеличением плотности рассеивающего покрытия. Поэтому соотношение между яркостью изображения S и освещенностью интерференционных полос и их контрастностью в немалой степени зависит от плотности покрытия. Вместе с тем, пространственное распределение интенсивности излучения — индикатриса рассеяния, зависит от размеров рассеивающих частиц d и их формы. При в направлении падения рассеивается больше света, чем в обратном направлении (эффект Ми [45]), Причём, увеличение d сопровождается существенным сужением и удлинением индикатрисы рассеяния в направлении падения. В силу такого инди-катрисного эффекта размеры и яркость интерференционного поля существенно зависят от размеров и формы рассеивающих частиц. Таким образом, свойства рассеивающего покрытия самым непосредственным образом влияют на распределение освещенности в интерференционной картине. [c.11]

Нулевой член ряда описывает падающ ую или невозмуш,енную волну, слагаемые первого порядка - однократно рассеянное поле, второго порядка - двукратно рассеянное и т.д. Модель однократного и многократного рассеяния иллюстрирует рис. 2.4.1. Другой способ использует разложение в ряд показателя экспонснтьт [c.98]

Вывод уравнения локации с учетом двукратного рассеяния при-веден в [35] при следующих приближениях 1) угловое распределение энергии излучения источника и чувствительности приемника равномерное, а угол зрения и конуса излучения 0 таковы, что 0<Ч <1 2) длительность зондирующего импульса достаточно мала, чтобы ослаблением в слое толщиной, равной протяженности этого импульса, можно было пренебречь. Достаточно громоздкий вывод для локационного сигнала за счет двукратно рассеянного излучения приводит к следующему выражению при моностатической схеме локации [c.84]

Полный вектор Стокса рассеянного излучения 5 с учетом однократного и двукратного рассеяния получается после интегриро- [c.85]

Наиболее простой вид это уравнение имеет для сферических частиц, когда матрица рассеяния имеет всего четыре независимых компоненты. Конкретный расчет составляющих вектора Стокса за счет двукратного рассеяния для удаленного на расстояния L от локатора однородного рассеивающего слоя из сферических частиц (для жидкокапельного облака и плоскополяризованного излучения источника приводит к следующим формулам [c.86]

Как видно из (2.92), параметры Стокса и в рассматриваемом случае равны нулю и, следовательно, при двукратном рассеянии облаком сферических частиц не происходит поворота плоскости поляризации, а степень эллиптичности рассеянного назад излучения равна нулю. Более того, количественный анализ показывает, что для жидкокапельных облаков плоскость преимущественной линейной поляризации двукратно рассеянного излучения совпадает с плоскостью поляризации зондирующего излучения, а перпендикулярно и параллельно поляризованные составляющие интенсивности отраженного излучения в определяющей степени зависят от матрицы рассеяния и параметров эксперимента ( , Ч ). Отмеченные поляризационные свойства двукратного рассеянного назад излучения широко используются для идентификации различных типов метеообразований в земной атмосфере [22]. В частности, экспериментальные исследования показывают, что степень деполяризации для атмосферных образований изменяется в широких пределах (от О до 1). Поэтому применение поляризационной селекции локационных сигналов обеспечивает получение дополнительной информации о параметрах среды. [c.86]

Интерпретация эффекта Родионова обоснована Г. П. Гущиным [7] и рассматривается как частный случай эффектов многократ-ного рассеяния в атмосфере. Сущность этих эффектов состоит в том, что при больших зенитных расстояниях Солнца спектрофотометрические приборы с конечным углом зрения наряду с прямым излучением регистрируют многократно рассеянное излучение. Доля последнего зависит от оптической толщи атмосферы, которая в свою очередь увеличивается с уменьшением длины волны и увеличением зенитного расстояния Солнца. Подробный расчет в приближении двукратного рассеяния показывает [7], что учет многократного рассеяния объясняет все наблюдаемые типы спектрального хода прозрачности атмосферы даже без учета аэрозольного ослабления. Более того, разработанная в [7] модель эффектов многократного рассеяния позволила записать уточненную формулу закона Бугера для атмосферы, учитывающую спектральный поток рассеянного солнечного излучения, поступающего в измерительный прибор из его телесного угла зрения. Эта формула подобна уточненной формуле закона Бугера (2.22) для горизонтальных трасс. [c.181]

Результаты расчета зависимости эффективной ширины спектра флуктуаций интенсивности однократно рассеянного излучения kf = l 2лtv от угла рассеяния, где /к — характерное время корреляции, приведены на рис. 7.7. На этом же рисунке для сравнения изображены данные расчета эффективной ширины спектра флуктуаций интенсивности двукратно рассеянного излучения по [c.219]

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]

При выводе формул (2.36) и (2.37) был сделан ряд допущений. Предполагалось, что Дг-Сг излучение происходит в полубесконеч-ное пространство со статистически однородной структурой (т. е. нет зон с сильно отличающейся структурой), рассеяние изотропно по всем направлениям и рассеяние от каждого кристаллита начинается в момент поступления к нему излученного импульса и кончается одновременно с его окончанием. Последнее из сделанных допущений наиболее существенно. Оно, в частности, означает, что не учитывается повторное рассеяние ультразвуковых волн, уже претерпевших однократное рассеяние на неоднородностях среды. Например, считали, что структурные помехи от точки В (рис. 2.24) придут в момент времени, определяемый расстоянием ЛВ. В действительности сигнал от точки С, рассеянный не в направлении на преобразователь, может рассеяться еще раз в точке В и придет на преобразователь одновременно с сигналом однократного рассеяния от точки В, если удовлетворяется условие АСПА=2АВ. Это пример влияния двукратного рассеяния, однако существует также более сложное многократное рассеяние. [c.133]

Наряду с предположением однократного рассеяния (в уравнениях моделей сред отбрасываются все слагаемые со степенями плотности е выше первой, разделы 7.2.2. -7.2А.), для рассмотренных классов моделей могут быть использованы более сложные схемы перехода от свойств единичного включения к свойствам среды в целом. Наиболее простой переход сводится к сохранению слагаемых с 6 (одно- и двукратное рассеяния, Hudson, 1981). Более сложные, но и более близкие к реальности схемы связаны с использованием уже знакомых формализмов самосогласованной аппроксимации и дифференциальной эффективной модели, или их комбинации (Hornby et al., 1994). Применительно к трещиноватым средам эти подходы не получили широкого распространения, поэто- [c.258]

Такие спеклограммы получают при подавлении (блокировке) определенного интервала низких пространственных частот диффузно рассеян-HQi объектно ВОЛНЫ, захватываемо anepTypoii фиксирующе системы ). Схема на рис. 41 в определенно степени сходна со xeMoii [131] введения пространственно несуще в спекл-интерферометрии - методе интерференционных измеренш , основанном на регистрации двукратно экспонированных спеклограмм. [c.77]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...