Полное рассеяние

Вместе с тем текстура куба оказалась очень чувствительной к малым добавкам. Добавки в медь алюминия (0,2%) и кадмия (0,1%) благоприятствуют образованию текстуры куба, тогда как введение 0,0025% (ат.) фосфора в медь чистотой 99,99% (по массе) подавляет образование кубической текстуры и обеспечивает полное рассеяние текстуры рекристаллизации после отжига (прокатка с обжатием 95%, отжиг 1 ч при 300°С). В то же время заметного влияния на текстуру холодной прокатки меди фосфор не оказывает. [c.405]

Для сопоставления практических пределов полного рассеяния 1 и Дг с заданным допуском и определения процента возможного брака (<7) следует вычислить среднее арифметическое значение М. не менее чем из 100 наблюдений и определить характеристику рассеяния <т (среднее квадратическое отклонение от М) из того же количества наблюдений. [c.176]

Метод измерения полного рассеяния видимого света [c.236]

Измерение полного рассеяния 0,5 горизонтальное разрешение 0,1 —0,2 мкм [c.243]

Общее представление о зависимости энергии нулевой (зеркальной) волны от частоты при рассеянии поля на гребенке дает рис. 116. Обращает внимание прежде всего наличие частот полного отражения и полного преобразования падающего поля в плоские волны, уносящие энергию от структуры под некоторыми углами. Полное рассеяние (Wo = 0) для обеих поляризаций имеет место при 0 = 0,5. В исследованном диапазоне частот [c.167]

Удобной характеристикой описываемых процессов является полная рассеянная мощность. Для вычисления рассеянной мощности отрезком цилиндра h проинтегрируем функцию по площади цилиндра радиусом г и высотой h [c.294]

Отношение полной рассеянной мощности к интенсивности падаюш,ей волны имеет размерность плош,ади и называется эффективным попереч ником рассеяния [c.307]

Чтобы вычислить полную рассеянную мощность, необходимо проинтегрировать интенсивность по поверхности сферы радиусом а. Выбрав элемент поверхности в виде полоски с угловой шириной d/ = г sin 02л db, [c.307]

В соответствии с этим выражением находим звуковое давление, колебательную скорость и интенсивность полной рассеянной волны [c.313]

Если мы проинтегрируем по всему объему жидкости, то найдем для полного рассеяния энергии в единицу времени значение [c.725]

Если сложим выражения (17) и (24) и подставим значения для А н В пз формул (23), то найдем, полагая полное рассеяние равным Р1/, [c.757]

Подставляя ЭТО выражение в формулу (6) и полагая г=а, получаем выражение для полного рассеяния [c.805]

Если же, наоборот, значение ра мало, то приближенный способ становится утомительным, но, очевидно, что если радиус настолько мал, что шарик просто увлекается воздухом в его колебательном движении, то можно пренебречь рассеянием энергии, происходящим от членов первого порядка, и потому полное рассеяние энергии практически определяется в этом случае формулой (11) 362. [c.834]

T. e. T — кинетическая энергия пульсационного движения. При помощи метода 344 можно показать, что при рассматриваемом предположении неподвижности границ, вдоль которых имеет место прилипание, полное рассеяние в среднем равно сумме рассеяний, происходящих от осредненного движения и от пульсационного движения. Поэтому имеем [c.855]

Показатели поглощения а, ослабления а и полного рассеяния 5 связаны уравнением о = ехр (—аЮ = ехр I—(ос + 5) ] [c.10]

Полное рассеяние на электроне дается выражением (4.1) оно равно одной электронной единице. Следовательно, имеет место также неупругое, или комптоновское, рассеяние оно соответствует случаю, когда рентгеновский фотон соударяется с электроном, теряя при этом энергию и изменяя импульс, которые рассчитываются обычным путем. Тогда интенсивность неупругого рассеяния будет равна [c.84]

Следовательно, полная рассеянная интенсивность (для упругого и неупругого рассеяния) связана с Р(г, 0), что дает корреляции атомных положений независимо от времени, т. е. соответствует сумме всех корреляционных функций для мгновенных картин атомной конфигурации. [c.111]

Картина усложняется, если рассматривать газы или жидкости, состоящие из молекул. Тогда вместо Ро (г) для одного атома мы должны рассматривать ро(г, 0 , <в , где углы 0 , определяют ориентацию молекулы и зависят от времени. Полная рассеянная интенсивность тогда соответствует среднему во времени от мгновенных функций Паттерсона [c.116]

При рассмотрении квантовых процессов возбуждения рассеивающего объекта требуется значительная осторожность, и простые классические рассмотрения, использовавшиеся ранее, оказываются не всегда применимы [382]. Однако прямое использование вышеизложенной теории дает адекватное рассмотрение в одном случае — при рассеянии рентгеновских лучей атомом водорода, т.е. электроном атома водорода. Для этого электрона Р(г, 0) является дельта-функ-цией в начале координат, поскольку все мгновенные картины показывают единственную точку, один электрон. Тогда полное рассеяние (в квадратных электронных единицах) дается выражением [c.117]

Чтобы рассчитать диффузное рассеяние, можно оценить интенсивность полного рассеяния, используя формулу (12.7), а затем вычесть члены, связанные с брэгговским рассеянием. Двойное суммирование в выражении (12.7) можно рассматривать как указание на то, что можно брать за начало координат поочередно каждое положение / и рассматривать амплитуду рассеяния и относительные фазы атомов, отделенных от начала координат векторами г,— Гу. [c.265]

Соударение рентгеновского кванта с почти свободными электронами образца дает хорошо известное комптоновское рассеяние. В гл. 5 мы рассматривали случай одного электрона как пример использования обобщенной функции Паттерсона Р г, (), дающей корреляцию в пространстве и во времени. Полное рассеяние на одном электроне составляет одну электронную единицу. Упругое рассеяние будет описываться формулой [c.269]

Фотолюминесценция. Обратимся теперь к процессу фотолюминесценции. Допустим для краткости, что люминесценция сопровождается полным рассеянием излучения по всем направлениям и что люминесценция не зависит от направления падаюш его света. Тогда процесс люминесценции будет характеризоваться некоторой функцией которая определяет интенсивность излучения света с частотой р в результате облучения светом с частотой и. [c.32]

На основании рассмотрения для одной молекулы могут быть сделаны заключения о поведении молекулярного ансамбля в условиях эффекта спонтанного комбинационного рассеяния. Так, полная интенсивность ( полн) рассеяния множества невзаимодействующих молекул получается путем суммирования интенсивностей (1,) рассеяния отдельных молекул, ибо при описанных условиях [c.136]

При неравенстве этих сопротивлений в линии будет иметь место многократное последовательное отражение (фиг. 37, г) с постепенным затуханием амплитуды импульса до полного рассеяния энергии в иепи. [c.941]

В обратных задачах оптики дисперсных сред в первом приближении можно полагать, что ядра соответствующих интегральных уравнений также являются непрерывными функциями в области своего определения. Правда, это аналитическое свойство ядер далеко не очевидно. Так, например, факторы полного рассеяния Кзс г,Х) и обратного /Ся( Д) в теории Ми представляются следующими рядами [c.40]

Коэффициент экстинкции схл получается в результате вычисления полной рассеянной мощности путем интегрирования а (О, i) в (16.15) по полному телесному углу 4л [c.95]

Однако, как и для случая изотропных частиц, а еще не учитывает обратного действия излучения на диполь, так что величину полного рассеяния нужно вычислять отдельно. (При вещественном а только этим и вызывается ослабление.) Полное рассеяние легче всего вычисляется для падающего естественного света. Интегрирование выражения [c.101]

Для объяснения описанного, очень эффектного эксперимента можно рассуждать следующим образом. На первом этапе голографирования фотопластинка воспринимает более или менее сложное поле, фазовые свойства которого зависят от геометрических особенностей объекта и опорной волны, поскольку использованное лазерное излучение пространственно когерентно. Каково бы ни было это поле, его можно представить в виде набора плоских волн (теорема Фурье). Каждая нз них в результате интерференции с опорной волной создает периодическую систему интерференционных полос с характерными для нее ориентацией и периодом. Каждая элементарная интерференционная картина приводит к образованию на голограмме некоторой дифракционной решетки. В соответствии с изложенным в 58 каждая из этих решеток на втором этапе голографирования восстановит исходную плоскую волну. Более детальный анализ показывает, что восстановленные элементарные волны находятся в таких же амплитудных и фазовых отношениях, как и набор исходных плоских волн. Поэтому совокупность восстановленных элементарных плоских волн воссоздаст согласно теореме Фурье полное рассеянное объектами поле, которое мы и наблюдаем визуально или регистрируем фотографически. [c.244]

Метод малых наклонов (ММЫ) применяют для расчёта Р. в. на с. п. с неровностями произвольной высоты, но достаточно пологими (у 1). Для низких неровностей ММН приводит к ф-лам ММВ, для высоких — к МКП. Первый член ряда по уо получается из ф-лы (1) борновского приближения для а (определённого для полного рассеянного поля, а не только флуктуа-циовного) заменой [c.269]

Юсуф и Маханти [252, 253] рассмотрели рассеяние в трехмерной решетке за счет изменения массы и константы связи. Полное рассеяние длинноволновых фононов оказалось зависящим от выбора направления (даже для кубической решетки) и от поляризации. Они обсудили взаимодействие двух вкладов в рассеяние, однако числовые расчеты Баумана и Пола показали, что в действительности такое взаимодействие недостаточно сильное, чтобы объяснить их экспериментальные разультаты. [c.114]

Прандтль предлагает следующий способ определения / и ш. Под путем перемешивания Прандтль понимает то расстояние, которое должен тройти некоторый объем вещества, обладающий относительно него скоростью w, до практически полного рассеяния его избыточной кинетической энергии. Тогда сопротивление движению такого объема диаметром d можно принять пропорциональным поперечному сечению объема и динами- [c.227]

В методе измерения полного рассеяния видимого света (метод TIS — total integrated s attering) для вычисления значения а пользуются моделью Бекмана, которая была рассмотрена Б п. 1.4. Для поверхностей высокого качества параметр <С 1 и, следовательно, формулу (1.52) можно записать в виде (6.1) [c.236]

Отсюда видно, что амплитуда отраженной волны не зависит от угла 9, а фаза отличается от фазы падающей волны на 2tesin(6/2) — я. Таким образом, полная рассеянная волна (V.5.20) при ka 1 определяется формулой [c.313]

I ри голографировании сложного объ- екта его освещают когерентным лазерным пучком. Рассеянное объектом волновое поле можно в соответствии с теоремой Фурье представить в виде совокупности плоских волн. Каждая из них при интерференции с опорной волной, получаемой из того же лазерного пучка, создает на фотопластинке свою систему интерференционных полос с характерными для нее ориентацией и периодом. После проявления на голограмме образуется совокупность дифракционных решеток с синусоидальным пропусканием. Каждая из этих решеток на этапе восстановления при дифракции пучка, идентичного с опорным, формирует соответствующую ей исходную элементарную плоскую волну. Это главный дифракционный максимум с т=1. Все восстановленные элементарные волны находятся в таких же амплитудных и фазовых соотношениях, как и при записи голограммы. Их совокулность воссоздает полное рассеянное объектом световое поле и вызывает те же зрительные образы, что и при непосредственном наблюдении объекта. Другими словами, в том месте, где находился объект при записи голограммы, возникает его мнимое изображение. Кроме того, каждая элементарная система дифракционных полос (решетка) формирует еще две волны, соответствующие главным максимумам с т=0 и т= — 1. Волны с т=0 распространяются в направлении опорной волны и не попадают в глаз наблюдателя при надлежащем его расположении. Волны с т= —1 формируют, как показано ниже, еще одно (действительное) изображение объекта. [c.380]

Если, как в случае рентгеновской или электронной дифракции, разрешение по энергии невозможно, то измеряемая величина отвечает полному рассеянию, или проекции ] /( ,v)iiv. Соответстненно фиг. 12.1,в содержит сильные дифракционные пятна, возникающие при рассеянии на усредненной решетке, и слабые дополнительные пики рассеяния на волне решетки. Первые имеют интенсивность, которая дается выражением (12.4). Интенсивность последних пропорциональна квадрату амплитуды волны А, а также величине 4п и Го (и). Эта функция равна нулю в начале обратного пространства, приходит к максимуму для и порядка 0,5—1 а затем медленно убывает. [c.260]

В тех случаях, когда образец металла состоит из крупных монокристаллов, средние линейные размеры которых больше длины распространяющейся волны, происходит полное рассеяние, имеющее диффузный характер. Так, если через такой образец посылать поперечные волны в виде импульсов, то вместо серии отраженных импульсов, расстояние между которыми во времени составляет 2L/ ,, в образце наблюдается появление беспорядочного шума, имеющего характер реверберации, уровень которого спадает по экспоненциальному закону. На рис. 293 показана осциллограмма такого характерного сигнала при несущей частоте 10 мггц в конгломерате монокристаллов алюминия размерами доли сантиметра (при длине волны в десятые доли миллиметра). [c.482]

Хотя решение, предложенное Ми, получено для дифракции на одной сфере, оно применимо также к дифракции па любом числе сфер при условии, что все они имеют одинаковый диаметр и одинаковый состав, распределены хаотически и находуггся друг от друга на расстояниях, больших по сравнению с длиной волны. При такил условиях свет овые пучки, рассеянные сферами, не когерентны, а полная рассеянная энергия равна произведению энергии, рассеянной одной сферой, на общее число сфер. Здесь следует отметить, что решение Ми имеет большое практическое значение и его можно применить к самым разным задачам ио и1лю вопроса о цветах металлических суспензий, можно упомянуть такпе приложения, как изучение атмосферной пыли, межзвездных частиц или коллоидов, теория радуги, солнечная корона, влияние облаков и туманов на пропускание света и т. д. [c.586]

Полное рассеяние и затухание, а. Некоторые общие соображения Представляет значительный практический интерес определпть полное количество света, которое рассеивается или поглощается сферой. Его можно найги, вычисляя вектор Пойнтинга и интегрируя его по всем направлениям. С помощью соотношений ортогональности, которые существуют между присоединенными функциями Лежандра, интегралы можно выразить через коэффициенты и " R[. Эти расчеты довольно длинны полностью они выполнены в работе Ми 145 . [c.606]

В п. 13.5.2 мы показали, что при диаметре сферы, значительно меньшем длины волны (рэлеевское рассеяние), необходимо учитывать лишь первую электрическую парциальную волну. В этом случае амплитуда рассеянной волны пропорциональна l/(>. ) так что полное рассеяние обратно пропорционально четвертой сгепепи длины волпы. Если учитывать также члены более высокого порядка, которые зависят от радиуса сферы и материальных постоянных, то полное рассеяние станет очень сложной функцией длины волны и будет [c.609]

Рис. 13.13. Зависимость полного рассеяния на очеиь маленьких сфе>рах ( 2- 0) ОТ ДЛИНЫ волны [561, /-ртуть, и—золото, ///—серебро, IV — идеальный проводник.

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...