Изотропность среды

Рассмотрим идеализированный случай — излучение точечного источника в однородной изотропной среде. Точечным называется источник, размерами которого можно пренебречь по сравнению с расстоянием до точки наблюдения. Световая энергия в рассматриваемом случае будет распространяться гга прямым линиям, исходящим из точечного источника поверхность волны, распространяющейся о г точечного источника в однородной изотропной среде, будет сферической. [c.10]

Тензор диэлектрической проницаемости. Известно, что для электрически изотропной среды вектор электрической индукции D и вектор напряженности электрического поля Ё совпадают по направлению и связаны соотношением [c.246]

При переходе света через границу раздела двух изотропных сред наблюдается преломление света, закономерности которого вытекают из принципа Гюйгенса. Со способом построения преломленного луча мы уже знакомы. Аналогичное построение имеет место при переходе света из изотропной среды в анизотропную. В этом случае при известном знаке кристалла и направлении оптической оси строят лучевые поверхности обыкновенного и необыкновенного лучей. [c.261]

Равенство показателей преломления для двух разных частот в изотропных средах возможно только при условии, что одна из этих частот лежит в области аномальной дисперсии, которая в свою очередь совпадает с областью поглощения. Следовательно, при равенстве показателей преломления одна из волн (в изотропных средах) будет сильно поглощаться, что затрудняет осуществление эффективной генерации второй гармоники. Однако если обратить внимание на оптические свойства анизотропных кристаллов (см. [c.405]

Их нужно дополнить "материальными" уравнениями, учитывающими соотношение между векторами Е, D, В, Н и j. При отсутствии ферромагнитных и сегнетоэлектрических материалов для изотропных сред можно записать эти уравнения при помощи трех констант ст (электропроводность), с. (диэлектрическая проницаемость) и ц (магнитная проницаемость), — постулируя линейную связь между D и Е, В и Н, j и Е, т. е. [c.19]

При экспериментальных исследованиях обычно проверяется его интегральная форма, выраженная равенством (1.26). Однако имеет смысл перейти к дифференциальной форме и получить право говорить о векторе плотности потока энергии S = [с/(4л)] [ЕН]. Он указывает направление распространения энергии в каждой точке пространства в данный момент времени. Он ортогонален векторам Е и Н и в изотропной среде совпадает с направлением распространения волны, т. е. с направлением луча. Следовательно, векторы Е, Н и S образуют "правый винт (рис. 1.13). [c.40]

Преобразуем выражение для силы, действующей на электрон, введя единичный вектор нормали к фронту электромагнитной волны п, который в изотропной среде совпадает по направлению с вектором плотности потока электромагнитной энергии S. Очевидно, что Н = [пЕ], и так как скорость заряда v коллинеарна Е, то (v п) = О. Тогда [c.108]

В предыдущем изложении предполагалась изотропность среды, в которой распространяются электромагнитные волны. Однако в природе существуют тела, не удовлетворяющие этому требованию. Прохождение света в таких средах сопровождается дополнительными эффектами, рассмотрению которых и посвящена эта глава. [c.113]

Для анизотропного диэлектрика становится неверной простая зависимость D = кЕ ( г. — скалярная величина), которой пользу ются при описании любой изотропной среды. В этом случае связь между векторами D и Е задают бо.пее сложным соотношением, в которое входит тензор диэлектрической проницаемости. Она записывается следующим образом [c.124]

Построение Гюйгенса для изотропной среды [c.132]

В случае перехода света из одной изотропной среды в другую построение Гюйгенса предельно просто (рис. 3.19). Строится плоский фронт ОА падающей волны в тот момент времени, когда часть его в точке О дошла до границы раздела. Далее из точки [c.132]

Такую же методику построения волнового фронта можно применить для описания перехода волны из изотропной среды в анизотропную. Если для исследуемого криста.лла известно направление оптической оси, то построение в нем двух волновых поверхностей (обыкновенной и необыкновенной) не представит труда. [c.132]

Для неполяризованного света, распространяющегося в изотропной среде, условие (5.35) соблюдается и при наблюдении интерференции могут быть использованы различные оптические схемы. [c.205]

В выражении (6.12) введен единичный вектор луча s = к/А. Очевидно, что в изотропной среде [c.271]

Опыты и наблюдения привели к заключению, что в изотропной среде главные оси тензоров напряжений и деформаций совпадают. [c.511]

Для изотропной среды из (2.57), (2.59) [учитывая (2.48)] имеем [c.55]

Заменив здесь величину г х, 0) на г х,у), получим компоненты фундаментального решения (тензора Грина для бесконечной однородной изотропной среды) в декартовой системе координат [c.98]

Можно также доказать, что других волн, отличных от продольных и поперечных, в безграничной однородной изотропной среде не возникает однако в случае, когда тело имеет границы, возможно возникновение волновых движений, отличных от тех, которые описываются уравнениями (2.368), (2.370), и обладающих весьма интересными физическими свойствами. [c.104]

Использовав эту теорему и применив преобразования (5.119) ко всем условиям и уравнениям краевой задачи линейной теории вязкоупругости для нестареющих изотропных сред, получим краевую задачу в изображениях, формально совпадающую с обычной краевой задачей линейной теории упругости отличие от обычной задачи состоит в том, что все заданные и искомые функции, а также модули упругости зависят от комплексной переменной р как от параметра. [c.241]

Представив эту формулу в виде (8,13), получим тензор Грина уравнений равновесия неограниченной изотропной среды ) [c.44]

Упругие волны в изотропной среде [c.124]

УПРУГИЕ ВОЛНЫ В ИЗОТРОПНОЙ СРЕДЕ [c.125]

Поскольку все деформации предполагаются малыми, то рассматриваемые в теории упругости движения представляют собой малые упругие колебания или волны. Начнем с рассмотрения плоской упругой волны в неограниченной изотропной среде, т. е. волны, в которой деформация и является функцией только от одной из координат, скажем, от л (и от времени). Все производные по у и г в уравнениях (22,2) исчезают. и мы получаем для отдельных компонент вектора и следующие уравнения [c.125]

Определить деформацию вокруг прямолинейной винтовой дислокации в изотропной среде. [c.155]

Физический смысл этой и других задач, относящихся к изотропной среде, условен, поскольку реальные дислокации по самому своему существу свойственны лишь кристаллам, т. е. анизотропной среде. Эти задачи, однако, представляют определенный иллюстративный интерес. [c.155]

Бесконечное число одинаковых параллельных прямолинейных краевых дислокаций в изотропной среде расположены в одной плоскости, перпендикулярной их векторам Бюргерса, на одинаковых расстояниях h друг от друга. Найти напряжения сдвига, создаваемые такой дислокационной стенкой на рас стояниях, больших по сравнению с Л. [c.157]

Уравнения Максвелла. Во второй половине XIX в. Максвелл на основе проведенного им глубокого анализа известных тогда законов электричества и магнетизма разработал электромагнитную теорию поля и предложил уравнения, носящие с тех пор его имя. Для однородной (диэлектрическая и магнитная проницаемости е = onst, fA onst) непроводящей (поверхностная и объемная плотности свободных зарядов а = О, р 0) изотропной среды уравнения Максвелла имеют следующий вид [c.21]

О, лежит Б основе геометрической (лучевой) оптики. Под лучами Б геометрической оптике понимаются линии, вдоль которых переносится световая энергия. Луч можно представить себе как бесконечно тонкий пучок света, исходящий из отверстия исчезающе малых размеров . В однородной изотропной среде световые лучи представляют собой прямые ЛИНИ , перпенд1п<улярные волновым поверхностям. [c.166]

Обратимся сначала к вопросу о поперечности электромагнитных волн, распространяющихся вдоль оси Z в безграничной изотропной среде свободных). Из первой строки уравнений Максвелла (1.14) следует, что onst и = onst. Эти соотношения указывают на постоянство составляющих векторов D и В вдоль оси Z во всех точках пространства. [c.21]

Построение функции Грина для однородной изотропной среды (тензора Кельвина — Сомилиано) [c.94]

В однородной изотропной среде ш = с1г с постоя Гным с, так что к = 0, г = СП (п—единичный вектор в наиравлеиии к), т. е. как и должно было быть, лучи распространяются по прямым линиям, сохраняя при этом постоянную частоту oj. [c.366]

Написать дифференциальные уравнения равновесия для днслокацион-кой деформации в изотропной среде, выраженные через вектор смещения ). [c.155]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...