Cтраница 2
Из теоремы эквивалентности, которую мы уже обсудили, следует, что гауссовские источники модели Шелла, для которых 6 JL 2 ( сг () ь и Аа - - Аь ( 0 5) ь будут создавать такое же угловое распределение интенсивности излучения, как и лазерный источник. [16]
Шероховатость поверхности приводит к рассеянию света. Термином рассеяние обозначают изменение углового распределения интенсивности отраженного и проходящего излучения после взаимодействия с веществом. Распределение интенсивности рассеянного света по углам ( относительно первоначального направления при прохождении или относительно направления зеркального отражения от поверхности) зависит от свойств микрорельефа поверхности. [17]
Эддингтон [13] разработал одно из самых первых приближений для решения уравнения переноса излучения. В основе этого приближения лежит такое представление углового распределения интенсивности излучения, что интегродифференциальное уравнение переноса излучения преобразуется в обыкновенное дифференциальное уравнение. [18]
Введенная в ( 1 - 29) величина F ( ax, ау) есть не что иное, как приходящийся на единицу телесного угла поток излучения. В классической фотометрии эта величина обычно называется силой света в данном направлении; мы же, придерживаясь более распространенной в настоящее время терминологии, будем именовать функцию F ( ax, ay) угловым распределением интенсивности излучения ( или распределением интенсивности в дальней зоне) и только для F ( 0, 0) сохраним название осевой силы света. Те же обозначения будем использовать и для углового распределения излучения немонохроматических источников, хотя здесь формулы (1.28), (1.29) перестают быть применимыми. [19]
Уравнение (11.122) теперь имеет тот же вид, что и уравнение переноса излучения при со 1 и содержит заранее заданный свободный член, обусловленный наличием внутренних источников. Уравнения (11.122), (11.123) были решены с помощью метода разложения по собственным функциям в работах [25, 29, 30] при различных граничных условиях. После того, как найдено угловое распределение интенсивности излучения / ( т, ц), по формуле (11.121) можно рассчитать распределение температуры, а по (11.117) - плотность потока результирующего излучения. Представим теперь решение уравнения (11.122) при граничных условиях (11.123) методом разложений по собственным функ-ч циям. [20]
В приближениях оптически тонкого и оптически толстого слоев ( последнее называется также диффузионным приближением, или приближением Росселанда) используются упрощения, вытекающие из предельного значения толщины среды. В приближениях Эддингтона и Шустера - Шварцшильда упрощения связаны с введением допущений об угловом распределении интенсивности излучения. В методе экспоненциальной аппроксимации ядра интегроэкспоненциальные функции в формальном решении заменяются экспонентами. Метод сферических гармоник, метод моментов и метод дискретных ординат - наиболее разработанные методы, позволяющие получить приближения более высоких порядков. [21]