Диаграмма отраженного излучения

Диаграмма отраженного излучения [c.133]

Благодаря узкой диаграмме направленности излучения передатчика, лазерное пятно полностью умещалось на цели. Это обстоятельство позволяло работать без уголкового оптического отражателя, так как мощность отраженного излучения, принятого локатором, уменьшалась пропорционально второй, а не четвертой степени дальности до цели. Коэффициент отражения покрытия головного обтекателя ракеты-носителя равнялся 0,6 на длине волны 0,514 мкм. [c.215]

Для слежения за целью лазерному лучу передатчика придавалось небольшое коническое вращение. Принятое локатором отраженное излучение детектировалось и по сдвигу фаз между переменным электрическим сигналом с выхода фотодетектора и сигналом, пропорциональным углу поворота луча передатчика, вырабатывался сигнал управления приводами. Угол поля зрения, в котором производился поиск цели, равнялся 1°. Соотношение угловой скорости сканирования при поиске цели, ширины диаграммы направленности луча передатчика и размеров цели было таково, что при обнаружении цели формировался импульс длительностью 1,52 мкс. Это, в свою очередь, требовало, чтобы ширина полосы пропускания фотоприемника была не меньше 330 кГц (по положительным частотам). [c.215]

Если в одном из элементов поля зрения регистрировался импульс на выходе фотоприемника, то сканирование останавливалось и в этот элемент посылался второй лазерный импульс для подтверждения того, что первый импульс обусловлен отражением от цели, а не шумом фотоприемника. Если после этого регистрировался второй импульс, то лазерный локатор автоматически переключался в режим сопровождения цели. В этом режиме сканирующее устройство отклоняло лазерное излучение последовательно в вертикальном, а затем в горизонтальном направлениях в соответствии с диаграммой, показанной на рис. 5.43. Амплитуда угловых отклонений равнялась ширине диаграммы направленности излучения передатчика, т. е. 0,1°. Отклонения производились дискретными шагами по 32 шага в вертикальном и в горизонтальном направлениях. На каждом шаге лазерный передатчик излучал один импульс. Таким образом, один цикл сканирования в режиме сопровождения продолжался 64 мс. Этот же режим сканирования можно было реализовать с темпом 10 кГц, тогда он заканчивался за 6,4 мс. На каждом шаге сканирования фиксировался факт наличия или отсутствия отраженного лазерного излучения. По этим данным вычислялось относительное угловое положение цели, направление оптической оси локатора корректировалось и процесс сканирования на- [c.227]

В [12] были рассмотрены примеры использования полученных соотношений для определения картины отражения излучения от поверхностей различного профиля. В виде иллюстрации приведем несколько диаграмм, характеризующих рассеянное излучение (рис. 62). Из диаграмм видно, что даже при небольших неровностях поверхно [c.259]

Квадраты модулей будут i = 2 == x , и коэффициент усиления постоянен и равен единице. Это показывает, что интенсивность отраженного излучения не зависит от направления гладкий, полностью отражающий шар с радиусом, большим по сравнению с длиной волны, рассеивает свет путем отражения изотропно. Это правило выполняется как при т- оо, так и при т-)-0. Оно остается в силе также для несферических частиц с хаотической ориентацией при условии, что они выпуклые (разд. 8.42). Однако, кроме отраженного, мы имеем дифрагированный свет с узкой диаграммой в направлении вперед. [c.260]

В пределах основного лепестка диаграммы направленности в дальней зоне сосредоточено более 80 % энергии поля излучения. Этим обосновано схематичное представление поля преобразователя (см. рис. 1.43,6). На границе ближней зоны происходит сжатие поля, что также нашло отражение на схеме. [c.83]

Наличие шероховатостей будет приводить к уменьшению суммарной интенсивности пучка на выходе поворотного зеркала по двум причинам. Во-первых, из-за того, что при каждом отражении часть рассеянного излучения проходит внутрь вещества зеркала и поглощается. Во-вторых, из-за конечной угловой диаграммы рассеяния пучок по мере распространения вдоль вогнутой поверхности постепенно расширяется, т. е. часть его за счет рассеяния на шероховатостях перебрасывается в область больших углов скольжения, где коэффициент отражения мал, и в конечном счете также поглощается веществом зеркала. [c.143]

Графически процесс суммирования излучения с длиной волны отраженного слоями соответствующей ей гармоники плотности, изображен на диаграмме е, где колебания, соответствующие каждой из суммируемых волн, изображены [c.41]

Ускоренные электроны пучка возбуждают рентгеновское характеристическое излучение атомов вещ,ества. Возникаюш,ее излучение разлагается в спектр, а интенсивность линий спектра регистрируется с помощью счетчика фотонов. Качественный состав микрообъема определяется сопоставлением длин волн линий характеристического спектра, вычисленных по углу отражения этих линий от кристалла по закону Вульфа-Брэгга с табличными значениями длин волн. Концентрация элемента в анализируемом объеме определяется по интенсивности соответствующих линий, которая сводится к сравнению интенсивности линий от исследуемого образца с интенсивностью аналогичной линии от стандартного образца, в котором содержание анализируемого элемента известно. Изменение концентрации элемента вдоль выбранного направления вызывает пропорциональное изменение интенсивности излучения, которое записывается в виде концентрационных кривых на диаграмме автоматически. [c.230]

Если однако заставить солнечный луч отразиться под нек-рым подходящим углом от стеклянного зеркала и только после этого пропустить в рассеивающую среду, то излучение перестает быть изотропным и в плоскостях, поперечных к падающему лучу. Диаграмма излучения в поперечной плоскости представится в крайнем случае кривой, изображенной на фиг. 2, б в некотором направлении свет совершенно не рассеивается, под прямым углом к этому направлению рассеяние имеет максимальное значение (см. Рассеяние света). Т. о. солнечный свет отраженный от стекла, приобрел векторные свойства, стал поляризованным. [c.155]

Рис. 4.3. Зависимость (полярные диаграммы) интенсивности отраженной второй гармоники от угла поворота кристалла 81 относительно плоскости падения зондирующего излучения для разных значений времени задержки между плавящим и зондирующим импульсами а - = О ЗН пор (расплава нет) б - IV - 2Н пор [5]

Простейшая идея заключается в том, чтобы удержать излучение в пределах границ поверхностей отражения при многократных проходах его через активное вещество. Другими словами, луч не должен уходить за пределы резонатора (рис. 11.18). Рассмотрение этого процесса при помощи простых геометрических диаграмм показывает, что сферические зеркала, образующие вогнутый резонатор, благодаря фокусирующим свойствам не нуждаются в такой точной юстировке, как плоскопараллельные зеркала. [c.325]

Выделение этих двух частей (полного рассеяния. — Ред.) на основании принципа Гюйгенса обсуждалось в разд. 8.1. В разд. 12.32 оно получено из решений Ми для шаров. Основные пункты этого выделения можно сформулировать следующим образом. Диаграмма, соответствующая геометрической оптике, довольно широка и имеет не слишком большую интенсивность она образуется в результате отражения и преломления лучей, падающих на шар. Дифракционная картина ограничена малыми углами, рассеянный свет имеет большую интенсивность и сконцентрирован около направления вперед дифракция возникает из-за неполноты волнового фронта, проходящего через шар. Полная энергия излучения в обеих картинах (для шаров без поглощения) равна энергии, приходящейся на геометрическое поперечное сечение па . [c.233]

Выше было проведено взаимное сопоставление расчетов диаграмм направленности зеркальных антенн в приближении ГТД и расчетов, выполненных другими, менее точными асимптотическими методами. Сравним [119] расчеты по ГТД с результатом эксперимента. Это позволит оценить влияние на диаграмму факторов, которыми пренебрегали (излучение облучателя в переднем полупространстве, рассеяние на облучателе и тягах отраженного от зеркала поля и т. п.). [c.154]

Из приведенного сравнения расчета по ГТД с измерениями диаграммы излучения антенны следует, что для расчета бокового излучения антенны, кроме вычисляемого по ГТД вклада краевой волны кромки, необходимо вне зоны тени за зеркалом учитывать излучение поля облучателя и рассеяние отраженного от зеркала поля на облучателе и тягах. Этот вывод подтверждается проведенными в [33] энергетическими оценками влияния на боковое излучение поля облучателя и рассеяния на тягах и облучателе. Для расчета диаграммы в заднем полупространстве — в области тени за зеркалом — необходимо учитывать рассеяние поля облучателя и затенение краевой волны кромки на конструкциях крепления антенны, что представляет, вообще говоря, трудную задачу ввиду сложности геометрии этих конструкций. Для направлений, в которых влияние описанных факторов несущественно, расчет по ГТД дает вполне адекватное описание диаграммы излучения. [c.156]

Предполагается также, что kh >1. Такое же соотношение справедливо и для рассеянных звуковых полей. Если точка излучения-приема расположена в направлении, обратном направлению падения, то последнюю формулу необходимо умножить на выражение для диаграммы рассеяния, которое будет совпадать с формулой для диаграммы направленности отрезка длиной, равной удвоенной высоте цилиндра, т. е. 2h. Высота удваивается в связи с тем, что при обратном отражении набег фазы волны между концами цилиндра определяется величиной 2АЗ, где [c.199]

Звуковое поле, отраженное пластиной, складывается из поля, отраженного поверхностью, и поля, дифрагированного на краях. Если точки излучения и приема лежат вблизи нормали к пластине (т. е. в области главного максимума диаграммы рассеяния), то вклад первого слагаемого будет определяющим и поле, дифрагированное на краях, можно не учитывать. Это дает возможность не решать точную дифракционную задачу, а воспользоваться приближением Кирхгофа. [c.201]

Такое представление можно проиллюстрировать с помощью фиг. 4.3 (взятой из работы [10а] и основанной на данных [106]), на которой представлена индикатриса отражения окисленной латуни в плоскрсти падающего излучения. На диаграмме отраженное излучение разделено на зеркальную (заштрихована) и диффузную составляющие. [c.182]

Заметим Также, что представленные На рис. 3.1 диаграммы процессов лазерной обработки дают лишь общее представление о диапазонах изменения поверхностных плотностей мощности и энергии лазерного излучения в зависимости от вида обработки. Действительные их значения в конкретных операциях зависят от свойств материалов и от применяемых методов повышения эффективности использования излучения. При обработке металлических изделий в режиме нагрева и плавления КПД процесса непосредственно зависит от отражательной способности образцов вследствие этого энергии лазерных пучков, обеспечивающие одно и то же энерговложение в зону обработки различных металлов, могут отличаться более, чем на порядок. При использовании специальной обработки поверхности металлов или систем возврата в зону обработки отраженного излучения [68, 75] требуемые для осуществления одного и того же технологического процесса уровни энергии и мощности могут быть снижены в несколько раз. Это дает возможность облегчить режим работы лазера и повысить его надежность или увеличить частоту следования импульсов, а следовательно, и производительность технологической установки. [c.118]

Призмы полного внутреннего отражения можно успешно применять как в резонаторах устойчивой конфигурации и плоских, так и в неустойчивых резонаторах. Хотя в последних (например, телескопических резонаторах) влияние аберраций первого порядка на энергию излучения (оно также связано с виньетированием апертуры) невелико, но диаграмма направленности излучения лазера с такими резонаторами довольно чувствительна к наличию разъюстировок [см. формулу (2.11) и рис. 2.23]. Призменные неустойчивые резонаторы в значительной мере лишены этого недостатка, и стабильность расходимости излучения по отношению к аберрациям первого порядка (а также и всех нечетных) в них существенно повышается. На рис. 3.17 изображена оптическая схема такого резонатора и приведена зависимость величины аберрационного коэффициента первого порядка для 9той схемы ОТ коэффициента увеличения, [c.146]

В телескопическом HP, имеющем отверстие в центре глухого зеркала, формируется лишь один узконаправленный пучок 3 (см. рис. 4.6, а), который отстает от пучка сверхсветимости 2 на время одного двойного прохода излучения в резонаторе (At = 10 не — см.рис. 4.6, в). Это объясняется тем, что в такой оптической системе приосевые пучки — как сжимающиеся, так и многопроходные расширяющиеся — резонатором не поддерживаются. Расходимость пучка 3, как и при работе с резонатором без отверстия, при изменении М в пределах 5 < М 300 уменьшается от 2,5 до 0,115 мрад. В плоскости фокусировки при визуальном наблюдении видно одно яркое пятно, имеющее достаточно высокую стабильность. В распределении интенсивности в дальней зоне имеется несколько пичков (см. рис. 4.6, б), появление которых, вероятнее всего, связано с отражением излучения от границы отверстия в глухом зеркале. Относительная нестабильность положения оси диаграммы направленности и импульсной энергии пучка 3 значительно меньше, чем дифракционного. Характеристики выходного излучения исследовались при диаметрах отверстия 4, 8 и 10 мм. Мощность резонаторного пучка (рис. 4.9, кривая З ) при диаметре отверстия 8 мм для М — 5 составила 19 Вт (66% общей мощности), для М = 100 - 9,5 Вт (37%), для М 300 - 4,5 Вт (20%). [c.123]

Светодиод с торцевым излучением на основе двойной гетероструктуры, показанный на рис. 9.18, дает увеличение излучения с очень малой излучающей поверхности. Он имеет целый ряд интересных особенностей. Благодаря полному внутреннему отражению оптическое излучение распространяется вдоль перехода. Активная область ограничивается полосковым контактом и щелью на задней части активного слоя. Это позволяет сделать активную область достаточно короткой, чтобы не возникали лазерные колебания (см. 10.3). Световое излучение может самопоглощаться в активном слое, но он сделан очень тонким, в результате чего большая часть оптической мощности распространяется в слое, который ее не поглощает, так как имеет более широкую запрещенную зону. Поглощение оказывается максимальным для коротковолнового излучения, о существенно сужает спектральную ширину линии — от 35 до 25 нм на длине волны 0,9 мкм и от 100 до 70 нм на 1,3 мкм. Действие оптического волновода приводит к сужению диаграммы направленности излучения до 30°. о, а также малая площадь излучателя, делает светодиод с краевым излучением хорошо приспособленным для работы с линзовым согласующим устройством. Хоро- [c.260]

Рентгенографирование образцов производилось на дифрактометре УРС-50ММ с ионизационной регистрацией и автоматической записью кривых отражения на потенциометре типа ЭПП 09МЗ. Съем,ки велись на Ее-излучении. Диаграммы записывались при следующих режимах скорость вращения счетчика — 0,5 град/мин сила тока — 7 мА напряжение— 35 кВ щелевидные диафрагмы — 0,5X0,5X0.25 мм скорость вращения барабана с диаграммной лентой — 1600 мм/ч. Записывались линии от двух порядков отражения от плоскостей 110 —Ее на Fe - -излучении. Углы отражения составляли 57° и 146° в углах 2 0, т. е. значения sin 0/Я сильно отличались друг от друга, что давало возможность с большей точностью судить об изменении ширины и интенсивности линий. Использование отражений от двух [c.159]

Причиной неравномерной освещенности поверхности ИФП может быть, например, геометрия используемого источника света, диафрагмирование излучения стенками разрядной трубки или отражение от них. Диаграмма направленности излу-ченря может формироваться процессами в плазме. Проверить [c.37]

НИИ (13) происходит по освещенной стороне плоского дефекта. В низшем приближении теории дифракции волн, длина которых значительно меньше линейных размеров акустически мягкого препятствия, полагают, что величина нормальной производной отраженной волны па освещенной стороне дефекта равна нормальной производной падающей волны, взятой в той же точке [5]. Поле излучения искателя ультразвукового эхо-дефектоскопа в дальней зоне близко по своим свойствам к полю плоской волны, если рассматривать его в телесном угле, малом по сравнению с углом раскрытия основного лепестка диаграммы направленности. Поэтому на основании фазовых соотношений при выполнении указанных условий из выражения (13) следует, что максимальное отражение р А) в направлении искателя получается в том случае, если ось диаграммы направленности искателя проходит через дефект перпендикулярно его плоскости, при этом в дальней зоне по отношению к дефекту имеется монотонная зависимость между величиной площади дефекта и амплитудо сигнала [2]. [c.134]

Важным источником систематической ошибки может служить певыполнение условия (41). В принципе кристалл должен быть полностью погружен в измеряемое изотропное черное излучение. Однако при остронаправленной накачке, малой апертуре ФЭУ, плоскопараллельной форме (с / 1 см) и хорошем оптическом качестве кристалла фотонометр видит лишь узкий конус лучей одной поляризации вдоль направления = — к (исправленного на преломление), а также (за счет отражения на гранях) вдоль направления к . = 2у — 22)1 где ось z перпендикулярна входной и выходной граням. Этот зеркальный лепесток диаграммы направленности можно уменьшить просветлением. Оставшуюся часть нетрудно учесть дополнительным измерением т при перемещении калибруемого источника в зеркальное относительно кристалла положение. Действительно, с учетом отражений [c.203]

В горизонтальной плоскости диаграмма направленности оказалась симметричной относительно акустической оси и ее ширина зависела от частоты излучения, изменяясь от 65° на частоте 100 кГц до 80° на частоте 30 кГц, КНД изменялся от 14 до 9. В вертикальной плоскости достоверной зависимости ширины диаграммы излучения от частоты не обнаружено. В среднем на всех частотах ее величина составляла 46°, а КНД — 25. Слабовыраженная изменчивость диаграммы излучения частоты и благоприятные соотношения размеров ротовой полости с длинами волн зондирующего сигнала позволяют рассматривать ротовую полость ночниц в качестве акустического рупора. Такпм образом, широкополосная излучающая система ночниц обеспечивает формирование отраженных ЧМ-сигналов без искажений их спектральных характеристик при отклонении лоцируемой цели от нулевого направления. [c.452]

Выражения для неравномерных асимптотик диаграмм краевых волн делаются весьма громоздкими и имеют сложную систему полюсов, обусловленную неравномерностью распределения амплитуды по фронту отраженной волны. Главные (по А ) слагаемые этих асимптотик в суммарной диаграмме излучения не компенсируют друг друга, как это было при равномерном распределении амплитуды по фронту (см. 4.4), так как они зависят от локальных особенностей распределения амплитуды у краев (значений амплитуды, ее производной и т, п,), а поле в главном лепестке зависит от всего распределения, [c.147]

Поясним детали расчета. Для расчета бокового излучения бралась диаграмма двумерной задачи для равномерного распределения отраженного поля и краевого условия ii s=0 (поскольку проводился расчет горизонтального сечения диаграммы для вертикально поляризованного поля). Эта диаграмма умножалась на фактор фокусировки учитывающий осесимметричность [c.154]

Оценим вклад в диаграмму поля, рассеянного тягами. В отличие от поля излучения самого зеркала и облучателя, фазовая структура этого поля обладает существенной азнмуталыгой зависимостью. В самом деле, рассеяние на каждой тяге может рассматриваться как рассеяние отраженной от зеркала плоской волиы на цилиндре конечной длины. Главный лепесток диаграммы рассеяния каждой тяги — конус, ось которого — ось тяги, а угол раствора — угол между тягой и осью зеркала. Поэтому в горизонтальной плоскости главные лепестки тяг, хотя и налагаются на главный лепесток диаграммы, но Маскируются им, так как уровень последнего существенно превышает уровень рассеяния тяг. Следовательно, в горизонтальной плоскости излучают лишь боковые лепестки диаграмм тяг. т. с. расходящиеся от их концов сферические дифракционные волны. Амплитуда этих воли существенно меньше остальных компонент диаграммы, и ими можно пренебречь. [c.155]

При = [Я1Яг1 я используемый метод правильно описывает главный член асим-итотики вторичных краевых волн. При kL n кромки Н и Яг оказываются вблизи границы свет — тень отражения первнчного поля от противоположной грани, и, кроме того, расстояния kL также малы. Поэтому при малых kL расчет вторичной дифракции проводится неточно и суммарная диаграмма вычисляется, как видно из рис. 6,20, для L/A = = 1/20 1/10 с большими ошибками. При LfK = 1/4 точность расчета становится удовлетворительной. Расчет при дает весьма большую точность. На рис. 6.21 приведены диаграммы излучения при L/X = 1, рассчитанные МПД (зеленая линия), методом интегральных уравнений (черная линия) и измеренные экспериментально (пунктир). Частые осцилляции экспериментальной кривой (особенно на уровне ниже 28 дБ) объясняются, по-видимому, паразитными отражениями от посторонних тел. [c.198]

При расчете методом МСП мы, согласно сказанному выше, неверно учитываем взаимодействие между, например, верхней кромкой и се отражением от нижней стенки, так как направление этого взаимодействия находится вблизи границы свет—тень для отражения краевой волны верхней кромки от нижней стенки. Однако эта погрешность, приводяшая, в основном, к неточному определению краевых волн третичной и последующей дифракций, не имеет большого значения, так как при ка Ъ,Ъл эти волны малы и их относительный вклад в диаграмму излучения имеет порядок 1,5%. В то же время применение МСП дает компетгсацию разрывов волн, многократно переотражспных внутри рупора, и мы получаем гладкую диаграмму (см. рис. 6.30, черную кривую). [c.207]

Дифракция звука на цилиндре больших волновых размеров. Асимптотическое суммирование ряда (18.33), определяющего рассеянное цилиндром звуковое поле, также можно выполнить методом Ватсона. Для абсолютно жесткого и абсолютно мягкого цилиндра преобразование рядов приведено в работе [103]. В отличие от задачи излучения для задачи дифракции интеграл по полупетле оказывается большой величиной. Вычислив его методом перевала, найдем, что полное поле в освещенной области складывается из падающей волны, волны, отраженной от цилиндра по законам геометрической оптики, и набора волн, обогнувших цилиндр целое число раз. Диаграмма рассеяния состоит из двух частей. Участок 2 (рис. 56) характеризует поле, отраженное от цилиндра по законам геометрической оптики. В этой области для абсолютно жесткого цилиндра диаграмма рассеяния имеет вид [c.184]

С учетом последнего условия оценим, какой должна быть преобладающая частота/о в импульсе, излучаемом диском i/, при стандартном размере образца в форме куба с ребром /. Из рисунка 4.1 следует, что /о может быть равна частоте, при которой крайний луч пучка, определяемый конусом излучения основного лепестка диаграммы направленности и отходящий от диска под углом а к его нормали, будет касаться точки, лежащей точно на середине боковой грани. В этом случае луч, отраженный от боковой грани образца, может попасть лишь на самую крайнюю точку образующей приемного диска и практически не будет зарегисфирован. Все другие точки офажения лучей, попадающих на боковую фань, будут расположены еще ближе к приемному диску и, соответсвенно, пройдут мимо последнего. [c.52]

Исходными величинами для определения основных параметров и характеристик АФАР являются токи излучателей решетки. Если токи излучателей найдены с помощью соответствующей математической модели АФАР, то входные параметры излучающего полотна АФАР (коэффициенты отражения Г , входные сопротивления 2 или проводимости Кп ) и характеристики излучения (потенциал П, излучаемая мощность Ризл, диаграмма направленности и др.) могут быть определены по приводимым далее соотношениям. [c.74]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...