Структура монохроматической плоской волн

Структура монохроматической плоской волны в анизотропной среде [c.616]

Структура монохроматической плоской волны [c.718]

При дифракции плоской монохроматической волны на правильной структуре видимость равна единице как в случае 7V = 2, так [c.294]

Переход от реальных тепловых колебаний решетки к нормальным колебаниям. Атомы кристаллической решетки совершают тепловые колебания относительно положений равновесия—узлов решетки. В идеальной решетке все атомы физически равноправны. В такой структуре взаимосвязанных атомов смещение любого из атомов распространяется по всему коллективу по кристаллической решетке бежит волна — типичное коллективное движение. Совокупность коллективных движений может быть представлена Б виде суперпозиции плоских монохроматических волн (так называемых нормальных волн) вида [c.132]

Устройства оптической обработки выполняют все необходимые вычислительные операции (свертка функций, дифференцирование, интегрирование и т. д.) на основе двух базовых — комплексного умножения и преобразования Фурье. В основе комплексного умножения лежит модуляция световой волны, проходящей через объект в виде транспаранта с заданным амплитудным коэффициентом пропускания. (Напомним, что именно на основе представления об амплитудном коэффициенте пропускания в гл. 1 был развит волновой подход в теории ДОЭ.) Операцию преобразования Фурье выполняет оптический фурье-анализатор, состоящий в простейшем случае из транспаранта с входным изображением и линзы (объектива) с положительной оптической силой [24]. Если транспарант освещает плоская монохроматическая волна, то его фурье-об-раз (спектр пространственных частот) формируется в дальней зоне в результате дифракции света на структуре транспаранта. Линза переносит спектр из бесконечности в свою фокальную плоскость, где он представляется в виде комплексной амплитуды волнового поля. [c.150]

Пусть на многослойную структуру падает из вакуума плоская монохроматическая волна (угол падения ф, длина волны в вакууме Я) [c.79]

Рассмотрим периодическую цилиндрическую поверхность (дифракционную решетку), задаваемую функцией =/(х ), образующие которой параллельны оси д. Функция/(л ) является периодической с периодом ( , т.е./(х + )=/(л ), и характеризуется максимальным и минимальным значениями /мин- Представим себе, что функция/(л ) описывает границу раздела двух сред 1 и 2 с различными показателями преломления/21 >/( )] и/2 2[ <Д )]- Предположим, что нормаль г к решетке направлена в ту среду, откуда приходит падающее излучение. Заметим, что данное направление противоположно тому, которое было принято выше при рассмотрении многослойных структур. Тем не менее именно такой выбор оказывается наиболее удобным, поскольку далее речь пойдет только об отражательных решетках, имеющих наибольшее распространение. Среда 2 характеризуется комплексным показателем преломления п = п — /к, который для идеально проводящих металлов становится чисто мнимой величиной. Если влиянием конечной проводимости материала решетки на длинах волн больше 4 мкм можно пренебречь, то при длинах волн короче 1 мкм это влияние оказывается существенным, причем область 1—4 мкм считается переходной. В УФ-диапазоне (0,1—0,2 мкм) вместо малоэффективного алюминиевого используются диэлектрические покрытия. Кроме того, решетки с диэлектрическим покрытием как спектральные селекторы используются в лазерах, на красителях для увеличения их КПД. Предположим, что из среды 1 на решетку под углом в падает плоская монохроматическая волна. Вектор напряженности электриче- [c.441]

Геометрия отражения представлена на рис. 33 плоская монохроматическая волна Е(г, ) = Ео ехр(-гсй + гкг) падает слева на квантовую яму А, помещенную между двумя одинаковыми полубесконечными барьерами В. Предполагается, что барьеры характеризуются вещественной диэлектрической проницаемостью е (,. Поэтому волновой вектор света, связанный с частотой 0) соотношением к = (со/с)д/е7 (где с — скорость света в вакууме), также веществен. Для простоты мы рассмотрим случай нормального падения, когда волновой вектор света к параллелен главной оси структуры г, а амплитуда световой волны Ео лежит в плоскости интерфейсов (х, ). [c.95]

Прозрачная одномерная периодическая структура, профиль которой изображен на рис. 191, освещается сверху плоской монохроматической волной, падающей нормально на верхнюю границу. [c.311]

До сих пор мы рассматривали распространение ультразвуковых волн в среде без границ. На границах раздела сред волна частично отражается, интерферируя с падающей волной, частично проникает во вторую среду. В этой главе мы выявим критерии отражения и прохождения плоских волн при различных условиях косого и нормального их падения на границы раздела сред, а также рассмотрим структуру интерференционного поля, образующегося при сложении отраженной волны с падающей. При этом ограничимся пока рассмотрением сред, в которых могут распространяться только продольные волны, т. е. жидкостей и газов, имея в виду отмеченную ранее общность полученных результатов для разных типов волн. На границах раздела твердых сред наряду с отражением и преломлением происходит еще и трансформация волн из одного вида в другой (см. далее), однако общий энергетический баланс и законы отражения и преломления для каждой волны остаются теми же. Далее мы ограничимся рассмотрением монохроматических плоских волн бесконечно малой амплитуды, учтя роль немонохроматич-ности, нелинейных эффектов, а также затухания волны в граничащих средах дополнительно. Результаты, которые мы получим для этих волн, в общих чертах сохраняют свое значение и для волн других конфигураций (сферических, цилиндрических и т. д.) по отношению к их лучам, т. е. нормалям к фронту волны. Поэтому специально прохождение сферических, цилиндрических и волн других конфигураций через границы раздела мы рассматривать не будем, учтя те возможные поправки, которые могут быть связаны с различием в углах падения. Анализ прохождения плоских волн через границы раздела сред начнем с наиболее простых случаев, обобщая их затем па более сложные ситуации. [c.141]

Уравнения (20), (21) и (24) являются эквивалентными формами уравнения волновых нормалей Френеля. Это уравнение квадратично относительно что легко показать, умножив (24) на произведение знаменателей. Таким образом, каждому направлению s соответствуют две фазовые скорости v . (Два значения соответствующие любому значению v , считаются одним, так как отрицательное значение, очевидно, принадлежит противоположному направлению распространения —s.) Для каждого из двух значений из уравнений (23) можно определить отношения j, Е- соответствующие о-гнотения, содержащие вектор D, можно затем получить из (14.1.12). Так как эти отношения вещественны, поля Е и D линейно по.ыризованы. Таким образом, мы получили важный результат, а именно структура анизотропной среды допускает рш пространение в любом данном направлении двух монохроматических плоских волн, линейно поляризованных в двух разных направлениях и обладающих различными скоростями. Позднее будет показано, чю два направления вектора электрического смещения D, соо1ветствующие данному направлению распространения S, перпендикулярны друг к другу. [c.619]

Итак, вспомним, что происходит при дифракции света на двух отверстиях в непрозрачном экране. Интерференция дифрагировавших пучков приведет к появлению дополните.аьных максимумов. При выполнении условия з1пф = тл, где т = О, 1, 2,. . . , возникают главные максимумы. При с 81Пф = л/2, ЗХ/2, 57-/2,. . . образуются минимумы, расположенные между главными максимумами. Если на структуру падает плоская монохроматическая волна, то интенсивность света в этих минимумах равна нулю, а видимость дифракционной картины окажется равной единице [c.304]

Строгое волновое представление пучка лучей , исходящих из некоторого источника, с резко ограниченным конечным поперечным сечением, получается в оптике, по Дебаю, следующим образом берется суперпозиция континуума плоских волн, каждая из которых заполняет все пространство, при этом нормали к входящим в суперпозицию волновым поверхностям изменяются в пределах заданного угла. Вне определенного двойного конуса полны в результате интерференции почти совершенно уничтожают друг друга, так что с ограничениями, связанными с дифракцией, получается волновое представление ограниченного светового пучка. Подобным же образом можно представить и бесконечно узкий лучевой конус, изменяя лишь волновую нормаль совокупности плоских воли внутри бесконечно малого телесного угла. Этим обстоятельством воспользовался фон Лауз в своей знаменитой работе о степенях свободы лучевых пучков ). Наконец, вместо того чтобы использовать, как это до сих пор молчаливо предполагалось, только чисто монохроматические волны, можно варьировать частоту внутри некоторого бесконечно малого интервала и посредством соответствующего подбора амплитуд и фаз ограничить возмущение областью, которая будет сравнительно мала также и в продольном направлении. Таким образом может быть шшучаыо анадихическоа прадртаилениА энергетического пакета сравнительно небольших размеров этот пакет будет передвигаться со скоростью света или в случае дисперсии с групповой скоростью. При этом мгновенное положение энергетического пакета (если не касаться его структуры) определяется естественным образом, как та точка пространства, где [c.686]

Как показано выше, принцип взаимности при исследовании рассеяния волн на периодических структурах позволяет получить ряд важных резуль-тов еще до решения соответствующей краевой задачи. Аналогичная ситуация имеет место и в дифракционной электронике [5] при анализе характеристик излучения волн плоским монохроматическим потоком электронов, движущихся с постоянной скоростью V вблизи дифракционной решетки. В [100] показано, что суммарная энергия однородных плоских волн, которая обычно называется в электронике полными потерями монохроматического потока на излучение, не зависит от замены направления движения электронов на обратное даже для несимметричных решеток. От направления движения электронов зависит только перераспределение энергии между распространяющимися волнами, если их несколько. Фазовые скорости собственных волн решетки (в том числе и leaky waves) одинаковы для волн, бегущих влево или вправо от нормали, даже если сама решетка не симметрична относительно нее. [c.32]

Здесь Е, В, В — соответственно векторы напряженности электрического поля, электрической и магнитной индукции. Рассматривается изотропная немагнитная среда, в которой напряженность и индукцию магнитного поля можно считать совпадающими, а свойства среды описываются диэлектрической проницаемостью е(со), связывающей векторы В и Е(со — частота света). Пространственной дисперсией, т. е. зависимостью е от волнового вектора световой волны, пренебрегаем. Для монохроматической волны оператор Э/Э/ можно заменить на -гсо. Оптической сверхрешеткой назовем периодическую структуру, состоящую из чередующихся слоев А (толщина а) и 5 (толщина Ъ), характеризующихся диэлектрической проницаемостью (со) ИЕд (со). Как правило, мы будем опускать аргумент и писать кратко Еа и ед. Решения в пределах слоя А или В представляют собой линейную комбинацию плоских волн ехр[/(9хх + ЯуУ кл,в г)], где [c.29]

Алгоритм построения простейших ДОЭ можно проиллюстрировать на примере фокусатора в кольцо (рис. 19.21). Если взять узкую полоску дифракционной решетки, отклоняющей плоскую монохроматическую волну на фиксированный угол, и прокрутить ее вокруг центра, придав аксиальную симметрию, то получится структура из концентрических колец одинаковой ширины дифракционный аксикон). Если теперь совместить его г зонной пластинкой, то в фо кальной плоскости последней при освеи1ении плоской волной образуется светлое кольцо. [c.313]

Итак, имеется правильная структура из N параллельных щелей с шириной каждой и ели, ранной Ь, и расстоянием d между соседними щелями. На )ту структуру нормально падает плоская монохроматическая волна. Требуется найти интенсивность света /у,, распространяющегося угол ф с нормалью к плоскос]и. [c.291]

Метод порошка (метод Дебая — Шеррера). Для исследования структуры поликристаллов используют монохроматическое излучение длины волны X. Съемку рентгенограмм производят ли-<6q на плоскую фотопленку, как в методе Лауэ (рис. 1.43), либо на пленку, расположенную на внутренней поверхности цилиндрической камеры, в центре которой установлен образец. В каче-.52 [c.52]

Прибор построен на базе интерферометра ]Майкельсона [14,31]. Рассмотрим процесс преобразования спектра излучения в про-страпственпое распределение освещенности в плоскости анализа. На рис. VII.48 представлена схема интерферометра. Исследуемый световой поток проходит через круглую входную диафрагму 1, коллиматорный объектив 2 и падает на полупрозрачное зеркало 5, на котором делится на два пучка. После отражения от плоских зеркал Зяб пучки вновь соединяются и образуют после объектива 7 интерференционную картину, структура которой зависит от взаимного расположения зеркал, разности хода двух интерферирующих пучков, длины волны излучения. Например, при монохроматическом освещении и при перпендикулярном падении пучков на плоские зеркала Зяб интерференционная картина представляет собой систему колец с синусоидальным распределением интенсивности вдоль радиуса максимумы и минимумы картины соответствуют разностям хода, равным четному и нечетному числу [c.423]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...