Электромагнитная волна плоска

Электромагнитная волна плоская 9, 141 [c.322]

Для рассматриваемых нами покрытий основным критерием при выборе оптимальной толщины является фактор, обеспечивающий полное излучение через поверхность излучает тело, поверхность же является разделом двух сред, имеющих различные оптические характеристики [3]. Под оптическими характеристиками среды понимаются, как известно, показатель поглощения показатель преломления и диэлектрическая проницаемость ц. Частицы вещества, находящиеся в поверхностном слое (или с другой стороны границы раздела), испускают электромагнитную энергию в направлении границы между двумя средами. Излучение, проходящее через эту границу, распространяется в граничной среде. Уравнение плоской электромагнитной волны, распространяющейся в глубь металла вдоль оси х, будет [c.116]

В плоской электромагнитной волне Е н Н взаимно перпендикулярны и тройка векторов и, Е, Н составляет правовинтовую систему. Другими словами, если смотреть вдоль V, то направление [c.21]

Из условия (3.2) вытекает наличие поля во второй среде, если на плоскость раздела из первой среды падает электромагнитная волна. Удовлетворить двум условиям, предполагая наличие только одной плоской волны, невозможно, так как равенства [c.46]

Исходя из электромагнитной теории, Максвелл вычислил величину давления р, оказываемого плоской электромагнитной волной на лежащее на ее пути тело [c.350]

В этой вводной главе прежде всего необходимо ввести основные определения и охарактеризовать свойства рассматриваемых волн оптического диапазона. Изложение начинается с анализа уравнений Максвелла и вытекающего из них волнового уравнения. При этом отмечается, что система уравнений Максвелла является следствием законов электрического и магнитного полей, обобщенных и дополненных гениальным создателем этой теории. Таким образом, сразу вводится понятие электромагнитной волны, возникающей в качестве решения волнового уравнения, и проводится рассмотрение ее свойств. При этом выявляется кажущееся противоречие между результатами экспериментальных исследований и решением волнового уравнения в виде монохроматических плоских волн. Данная ситуация может быть понята с привлечением принципа суперпозиции и спектрального разложения, базирующегося на теореме Фурье. В рамках этих представлений можно истолковать особенности распространения свободных волн в различных средах и определить понятия энергии и импульса электромагнитной волны, формулируя соответствующие законы сохранения. Рассмотрение излучения гармонического осциллятора, которым заканчивается глава, позволяет принять механизм возникновения излучения, облегчает модельные представления о законах его распространения и открывает возможность рассмотрения более сложных условий эксперимента, которое проводится в последующих главах. [c.15]

Теперь необходимо более подробно исследовать эти свойства электромагнитных волн. Этими основными характеристиками служат наличие плоского фронта, монохроматичность и существование определенной поляризации излучения. Разберем их последовательно, уделяя особое внимание вопросу о том, в какой степени такую абстракцию можно реализовать на опыте. [c.31]

Рассмотрим более подробно понятие скорости распространения электромагнитной волны и /V( , которая фигурирует в качестве параметра в выражении для плоской волны [c.44]

Из выражения (1.34) следует, что каждый движущийся с ускорением заряд излучает электромагнитную волну", а напряженность поля излучения спадает обратно пропорционально первой степени расстояния от источника. На большом расстоянии от источника (в волновой зоне) поле излучения можно рассматривать как плоскую волну, что позволяет сразу найти и магнитное поле излучаемой электромагнитной волны, у которой Е (О = = Н ff)l, а направление Е и Н определяется правилом правого винта. В сферических координатах (см. рис. 1.20) векторы Е и Н определяют следующими выражениями [c.58]

По-прежнему ограничимся случаем плоских волн. Рассмотрим нормальное падение волны на границу раздела, а затем исследуем наклонное падение и выведем законы отражения и преломления электромагнитных волн. Введем основные понятия и обозначения и получим фазовые и амплитудные соотношения на границе раздела двух диэлектриков (формулы Френеля). Используя полученные соотношения, решим ряд задач, научное и прикладное значение которых весьма велико. Распространяя метод на случай границы раздела диэлектрик — проводник, получим основные сведения об электромагнитной волне в проводящей среде. В заключение рассмотрим возникновение светового давления. Таким образом еще раз убедимся, что теория Максвелла позволяет получить информацию о весьма разнообразных физических явлениях. [c.71]

Вопросы интерференции электромагнитных волн мы здесь пока не обсуждаем, но все же имеет смысл исследовать важный частный случай суперпозиции двух плоских волн, имеющий простые аналогии в механике. Речь идет о стоячих электромагнитных волнах. В математической физике доказывается, что волновое d f 2 d f [c.75]

Две встречные волны могут возникать различными способами. Наиболее простой и часто встречающийся случай — это отражение при нормальном палении электромагнитной волны от плоской поверхности идеального проводника (см. 2.5) или диэлектрика с большим показателем преломления. [c.76]

Впрочем, полученные ниже результаты не связаны с механизмом возникновения двух плоских монохроматических электромагнитных волн одинаковой амплитуды, движущихся навстречу друг другу со скоростью и. Фактически нужно воспользоваться лишь двумя общими свойствами электромагнитных волн, а именно а) справедливостью при всех условиях соотношения Я = ЁЕ и б) справедливостью для обеих волн (условно назовем их падающей и отраженной) правила правого винта. [c.76]

Запишите уравнение плоской электромагнитной волны для [c.453]

Если к —единичный вектор в направлении распространения плоской электромагнитной волны в свободном пространстве, то [c.52]

Нетрудно найти выражение этого вектора для простого случая, рассмотренного нами в 3 и выражающего распространение плоской электромагнитной волны вдоль оси х. Умножив (3.4) на Я и (3.5) [c.37]

Итак, пусть на границу раздела двух изотропных однородных диэлектриков падает плоская электромагнитная волна. В таком случае, как показывает опыт, от границы раздела диэлектриков будут распространяться две плоские волны — отраженная и преломленная. [c.471]

До сих пор речь шла об энергетической стороне вопроса. Как подчеркивалось в 211, электромагнитные волны, возникающие в результате вынужденных переходов, когерентны с волной, вызывающей эти переходы. В частности, если поле, взаимодействующее с атомами, представляет собой плоскую монохроматическую волну, то и вынужденно испущенные фотоны образуют также плоскую монохроматическую волну с той же частотой, поляризацией, фазой и с тем же направлением распространения. В результате вынужденного испускания (равно как и поглощения) изменяется только амплитуда падающей волны. [c.775]

Рассмотрим распространение плоской электромагнитной волны, падающей на плоскую границу, разделяющую две однородные непроводящие изотропные среды (диэлектрики). При этом будем предполагать, что обе среды бесконечны, иначе необходимо учитывать волны, отраженные от внешних границ сред. С такими волнами приходится считаться при отражении света от ограниченных поверхностей, например пластинок. [c.12]

Нормальное падение электромагнитной волны на границу раздела. Пусть электромагнитная волна падает нормально на плоскую поверхность, разделяющую две среды (рис. 16.8) с разными диэлектрическими проницаемостями 1 и 2. Зная направления падающей Е, Н), отраженной ( ь Н ) и прошедшей Е2, Яг) волн (некто- [c.15]

В первом приближении моды резонатора типа Фабри — Перо можно представить себе как суперпозицию двух плоских электромагнитных волн, распространяющихся в противоположных направлениях вдоль оси резонатора. При таком допущении нетрудно получить резонансные частоты, если наложить условие, что длина резонатора L должна быть равной целому числу полуволн, т. е. Т = т(/./2), где т=1, 2,. . . . Такое условие необходимо для того, чтобы на обоих зеркалах электрическое поле электромагнитной стоячей волны было равным нулю. Поэтому резонансные частоты равны т = = т(с/2Т). Разность частот, соответствующих двум последовательным модам, равна Ат = с/2Т. Эти две моды отличаются одна от другой распределением поля вдоль оси резонатора (т. е. в продольном направлении). Поэтому такие моды называют продольными. Кроме продольных мод в резонаторе осуществляются и поперечные моды, которые дают распределение поля в плоскости, перпендикулярной к оси резонатора. [c.281]

В дальнейшем важную роль будет играть плоская электромагнитная волна, т. е. волна, фронт которой представляет собой плоскость (эта плоскость перпендикулярна направлению распространения волны). Для плоской волны справедливо соотношение [c.31]

На рис. 1.6 показана плоская монохроматическая электромагнитная волна, распространяющаяся вдоль оси г. Хо- [c.32]

В заключение отметим, что если плоская электромагнитная волна распространяется не в вакууме, а в некоторой непроводящей среде, то вместо (1.3.7)—(1.3.10) следует использовать такие соотношения [c.32]

Пространственное распределение электромагнитных полей, временные зависимости напряженности электрического поля Е(/) и напряженности магнитного поля Н(/), определяющие тип волны (плоские, сферические и др.), зависят от характера источника волн, с одной стороны, и от свойств среды, Б которой [c.149]

Если вспомнить свойство винтов пространства Лобачевского ), то можно заметить, что направления электрического и магнитного векторов в плоской электромагнитной волне, распространяющейся в пустоте, образуют направления винта, главные оси которого (/) и (т) взаимно перпендикулярны и ка- [c.337]

Исторически сложилось так, что линейная поляризация плоской электромагнитной волны характеризуется положением плоскости, в которой колеблется вектор напряженности магнитного поля. Однако при рассмотрении распространения волн в диэлектрических средах обычно анализируется поведение вектора напряженности электрического поля волны. Поэтому в качестве характеристики поляризации фотона удобнее брать плоскость, в которой колеблется вектор S. Эту плоскость и будем называть плоскостью поляризации фотона, если он находится в состоянии линейной поляризации. [c.38]

В качестве первого опыта рассмотрим нормальное падение плоской электромагнитной волны на кристалл турмалина (см. рис. 19), когда вектор S волны коллинеарен оптической оси. Волна без изменения интенсивности пройдет через пластинку. С точки зрения поляризации фотонов этот опыт интерпретируется следующим образом. Каждый из фотонов, падающих на пластинку, находится в состоянии с линейной поляризацией в плоскости, в которой лежит оптическая ось кристалла. Для сокращения словесных выражений говорят также, что фотон линейно поляризован в этой плоскости. При входе в кристалл линейная поляризация фотона сохраняется и он беспрепятственно проходит через кристалл. На выходе из кристалла появляется столько же фотонов, сколько в него вошло. [c.38]

Формула Брэгга - Вульфа. Кристалл представляет совокупность атомов или молекул, закономерно и упорядоченно расположенных в узлах пространственной кристаллической решетки. Поведение волн анализируется с помощью принципа Гюйгенса - Френеля, который позволил успешно построить теорию интерференции и дифракции электромагнитных волн в световом диапазоне. В соответствии с этим принципом каждая точка волнового фронта рассматривается как источник вторичных волн, которые интерферируют между собой с учетом возникающих при этом фазовых соотношений. Отражение волны от плоской поверхности сводится к тому, что каждая точка поверхности становится источником вторичных волн. Они интерферируют между собой и дают отраженную волну под углом отражения, равным углу падения. [c.48]

ПЛОСКИЕ ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫЕ ВОЛНЫ [c.12]

Метр равен расстоянию, проходимому н вакууме плоско ) электромагнитной волной за 1/299 792 458 долей сскунд .[. [c.29]

Синфазность колебаний jaeKTopoB Е н Н. Для доказательства синфазности векторов и Я в бегущей волне рассмотрим одномерную задачу, т. е. положим, что плоская волна распространяется вдоль оси у. Тогда согласно вышеизложет1ым свойствам электромагнитной волны векторы Ё и Н будут направлены, как показано на рис. 2.2, соответственно по осям, Z и X, т. е. [c.24]

Вернемся теперь к выявлению тех ограничений, которые связаны с введенными вьипе упрощениями в постановке задачи. Выше уже указывалось, что закрепление направления колебаний векторов Е и Н соответствует переходу от эллиптической к линейной поляризации электромагнитной волны. Постановка одномерной задачи [Е = плоских волн, в этом случае излучению с плоским волновым фронтом соответствует в оптике параллельный пучок лучей. Отклонимся от вопроса о том, сколь реально экспериментальное осуществление плоской волны, и исследуем подробнее ее свойства. [c.28]

Прежде всего напишем выражение для плоской электромагнитной волны, распространяющейся в произвольном направлении Z со скоростью ui (рис. 2.6). Текущие 1Шординаты точки на плоскости, нормаль п к которой совпадает по направлению С Z, обозначим х. у, 2, а радиус-вектор этой точки примем за г. Если os а, os р и os у — направляющие косинусы нормали п, то для волны, распространяющейся вдоль Z, получается выражение (2.6). Заметим, что при такой записи начальная фаза включена в значение Eqq [c.79]

При выводе и анализе формул Френеля можно не учитывать временные множители векторов напряженности электрического и магнитного полей и формулировать граничные условия для соответствующих проекций амплитуд векторов Е и Н, учитывающих начальные фазы колебаний. Неполяризованный свет будем рассматривать по-прежнему как сумму двух плоских волн, распространяющихся в одном направлении с одной фазовой скоростью и, но поляризованных в двух взаимно перпендикулярных направлениях, причем фазы этих двух колебаний никак не скоррелированы. Таким способом можно моделировать хаотическую суперпозицию различных эллиптически поляризованных электромагнитных волн, обусловленную реальными условиями возбуждения световых волн. [c.82]

Плоская электромагнитная волна характрризуется тем, что направление ее распространения и амплитуда всюду одинаковы. В общем случае электромагнитная волна этим свойством не обладает. Тем не менее часто электромагнитную волну можно рассматривать как плоскую в каждом небольшом участке простран- [c.270]

Итак, пусть имеется правильная 1рехмерная структура с периодами di, d.2 а d.3. Условия падения плоской электромагнитной волны на эту структуру останутся такими же, как и в уже рассмотренном случае (ао = (io =" V2, уо = О, т. е. свет падает на структуру вдоль оси Z). [c.348]

В заключение попытаемся качественно объяснить явление рассеяния света различными средами. Мы видели, что дифракция электромагнитной волны на неправильной плоской (двумерной ) структуре приводит к отклонению части потока энергии от его первоначального направления, т.е. к рассеянию света. Аналогичный процесс должен происходить и при дифракции на неправильной пространственной (трехмерной) структуре — дифракция света на каждой частице приведет к отклонению части пучка. Интерференция отклонившихся от первоначального направления волн (обусловливающая возникновение острых дифракционных максимумов) в данном случае не происходит. Весь эффект пропорционален когщентрации рассеивающих центров. [c.352]

Рис. 2.16. Для плоской электромагнитной волны, распространяющейся в свободном пространстве, векторы электрического и магнитного полей перпендикулярны к направленик> распространения к. Таким образом, iT E = k B=0.

Рис. 2.16. Для плоской электромагнитной волны, распространяющейся в свободном пространстве, <a href="/info/175537">векторы электрического</a> и <a href="/info/20176">магнитного полей</a> перпендикулярны к направленик> распространения к. Таким образом, iT E = k B=0.

Здесь О, ф — сферические углы вектора к. Заметим, что при Х = = 0 соотмошенпя (2) совпадают с дисперсионными уравнениями для плоской электромагнитной волны в анизотропном кристалле [13]. В этом случае U(,i) — векторы, поляризации. При е=ез (а= -=2G) векторы Щп) совпадают с ортами сферической системы координат. Общее решение (1) x = AmHu os(V +o,J. Столбцами матр щы Дт,1 = и, ( ) являются собственные векторы, которые удовлетворяют условиям нормировки [c.147]

Рассеяние рентгеновских лучей атомом. Атомный фактор. Ясно, что интенсивность рентгеновских отражений должна быть про-лорциональна рассеивающей способности атома в кристаллической решетке. Рентгеновские лучи — электромагнитные волны — рассеиваются электронными оболочками атомов. Падающая на атом плоская монохроматическая волна возбуждает в каждом его элементе объема dv элементарную вторичную волну. Амплитуда этой рассеянной волны, естественно, пропорциональна рассеивающей способности данного элемента объема, которая, в свою очередь, пропорциональна /(r)dv, где U г) —выражаемая в электронах на функция распределения электронов вдоль радиуса г, от- считываемого от центра покоящегося атома со сферически симметричным распределением в нем электронной плотности, простирающимся от О до оо. Расчеты, проведенные в предположении о сферической симметрии атома, т. е. о сферической симметрии функции и (г), приводят к выражению для амплитуды суммарной волны, рассеиваемой атомом [c.42]

Выражения (16.41) и (16.42) представляют собой уравнения плоской волны (амплитуда o= onst), поэтому мы можем пользоваться всеми полученными ранее формулами, заменяя в них показатель преломления п комплексной величиной п = п—шх, где действительная часть п по-прежнему характеризует преломление электромагнитной волны, а МЕШмая часть шх описывает поглощение волны. Величины я и х являются параметрами, характеризуЕОЩими оптические свойства металла. [c.27]

Прямые методы определения структуры кристаллов ведут свое начало от открытия Лауэ, Фридрихсом и Книппингом в 1912 г. интерференции рентгеновских лучей на кристаллической решетке. Рассмотрим основные моменты теории дифракции рентгеновских лучей на пространственной решетке кристалла. Некоторые из них уже были приведены в 3 гл. 1. Вкратце они состоят в следующем. Пусть плоская поляризованная электромагнитная волна в момент времени t падает на свободный заряд в точке О. Тогда напряженность поля вторичной волны, создавае- [c.182]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...