Волна сферическая падающая

Плоскость сечения николя встречает очевидно волновую поверхность бальзама по окружности. Следовательно, фронт обыкновенной волны должен пересекать эту окружность. Предельное положение для фронта обыкновенной волны является таким образом касательной плоскостью к конусу, проходящему через вышеуказанную окружность и касающемуся сферической полы волновой поверхности шпата. Этот конус, являющийся прямым круговым конусом, встречает плоскость, параллельную фронтальной поверхности шпата по эллипсу. Общие касательные плоскости к этому эллипсу и к волновой поверхности в воздухе дают предельные фронты волны для падающего луча, и лучи от О к точкам их соприкосновения с волновой поверхностью в воздухе лежат на конусе, внутри которого находятся возможные направления падающего луча и который определяет поле зрения. николя. [c.58]

На рис 35 изображена замороженная сферическая волна. На рисунок нанесены и соединены друг с другом точки максимальных сгущений и разрежений в волне Помимо падающей волны, на схеме показаны большая отражающая поверхность и отраженная сферическая волна Здесь снова наблюдается интерференция сгущения и разрежения в одной волне будут взаимно уничтожаться или усиливаться при наложении на сгущения и разрежения в другой волне. Результат получается весьма любопытный обнаруживаются определенные зоны, где обе волны постоянно взаимодействуют конструктивно, усиливая интенсивность звука, и другие зоны, где их взаимодействие постоянно деструктивно и приводит к снижению интенсивности звука до нуля При низкочастотных звуках, с их большой длиной волны, эти зоны велики. [c.140]

В области сильных флуктуаций результаты, полученные для коэффициента пространственной корреляции интенсивности отраженных волн [11, 47], сводятся к следующему. Если падающая волна сферическая, а отражатель точечный, то в зависимости от [c.191]

Излучение в случае направленной сферической падающей волны [c.252]

Точно при 0 = 0° рассеянный свет наблюдать нельзя, но интерференция рассеянной волны с падающей вносит изменения в картину распространения волны. Подробное объяснение дано в гл. 4. В простом случае сферических частиц это означает, что мы [c.72]

В случае сферической падающей волны легко получить для внешних радиусов зон не очень большого номера с тем же приближением, что и (9.25), выражение [c.370]

Прохождение звука через тонкую сферическую оболочку. Введем сферическую систему координат с осью г, направление которой совпадает с направлением распространения плоской звуковой волны Ро, падающей на оболочку. Тогда [c.328]

Вследствие параллельности плоского фронта падающей волны к поверхности кристалла вокруг всех точек (от А до D) возникнут сферические волновые поверхности одинакового радиуса и эллипсоидальные волновые поверхности. В результате этого волновой фронт обыкновенной волны внутри кристалла будет параллелен падающему и обыкновенные лучи АО, СО, DO и другие будут рас- [c.262]

Применение указанного принципа не может, однако, обеспечить сохранение всех интересующих нас сведений об источнике света на одной фотографии. Например, изображение 5 источника (см. рис. 11.2), находящееся вне поверхности приемника Н, вызовет почернение участка пластинки С, т. е. приведет к такому же эффекту, как и отображение предмета С. Рассматривая 5 как источник сферической волны, падающей на Н, и вспоминая обсуждение рис. 11.1, легко заключить, что как при использовании оптической системы, так и без нее мы имеем дело с общей физической причиной неполноты знания свойств источников — утратой данных о фазах колебаний при их регистрации приемником. [c.236]

Оптически анизотропия среды характеризуется различной по разным направлениям способностью среды реагировать на действие падающего света. Реакция эта состоит в смещении электрических зарядов под действием поля световой волны. Для оптически анизотропных сред величина смещения в поле данной напряженности зависит от направления, т. е. диэлектрическая проницаемость, а следовательно, и показатель преломления среды различны для разных направлений электрического вектора световой волны. Другими словами, показатель преломления, а следовательно, и скорость света зависят от направления распространения световой волны и плоскости ее поляризации. Поэтому для анизотропной среды волновая поверхность, т. е. поверхность, до которой распространяется за время t световое возбуждение, исходящее из точки L, отлична от сферической, характерной для изотропной среды, где скорость распространения V не зависит от направления. [c.497]

Рэлей произвел расчет интенсивности света, рассеянного на сферических частицах, размеры которых малы по сравнению с длиной волны падающего света (1899 г.), и нашел, что для первоначального естественного света интенсивность рассеянного света равна [c.581]

Когда голографическая линза освещается сферической волной, совпадающей с волной, используемой при записи, за голографической линзой, кроме расходящейся волны, являющейся продолжением падающей, возникают плоская волна, соответствующая выпуклой линзе, и рас- [c.57]

Для начальной стадии процесса, описываемой плоской падающей волной, обе сферические волны имеют равные амплитуды [c.492]

Оптическая ось О О" составляет некоторый угол с преломляющей гранью кристалла (рис. 17.21, б). В этом случае одновременно около всех точек А, С я О возникнут сферические волновые поверхности одинакового радиуса, в результате чего волновой фронт обыкновенной волны в кристалле пойдет параллельно падающему и обыкновенные лучи Ло, С и Оо пересекут грань кристалла не преломляясь. Волновой фронт необыкновенной волны также параллелен падающему фронту, но точки его касания с эллиптическими волновыми поверхностями сдвинуты относительно точек А, С, О. Это приводит к отклонению необыкновенных лучей Ае, Се и Ое от их первоначального направления. Таким образом, геометрическое построение Гюйгенса объясняет отклонение [c.48]

Итак, добавляя изображение от падающей сферической волны и применяя обратное преобразование Лапласа по 5 и р, получаем (Ф] = Фо + Ф) [c.508]

При падении на поверхность раздела сред сферической волны отражение и преломление происходят так, как будто каждый из падающих лучей является ограниченной плоской волной. Например, в случае границы раздела двух жидкостей (рис. 17) лучи ОА и ОВ, углы падения которых меньше критического, отражаются и преломляются по обычным законам. Лучи 0D и ОЕ, угол падения которых превышает критический, испытывают незеркальное отражение. Чем ближе значения угла р к критическому, тем больше смещение DD и ЕЕ. Для луча, угол падения которого равен критическому, смещение стремится к бесконечности. [c.198]

При г- оо волновая функция ф(г, И) должна иметь асимптотический вид суперпозиции падающей (вдоль оси 2) плоской волны и рассеянной сферической волны [c.105]

Дифракционные волны могут иметь цилиндрический, сферический или конический фронт распространения, определяемый, как правило, формой тела, на котором они образуются (при падающей волне). [c.37]

При отражении сферической волны от плоской свободной поверхности в области суперпозиции падающей и отраженной волн в акустическом приближении [c.239]

Причиной рассеяния энергии является оптическая неоднородность, создаваемая присутствием инородных частиц, обусловливающих непостоянство комплексного показателя преломления. Теорию рассеяния энергии на частицах, много меньших длины волны падающего света, создал Релей. Для видимого света ( 1Л 0,5 мкм) верхним пределом применимости теории Релея служит размер частиц порядка 0,03 мкм, а нижним — размер молекулы. Полное аналитическое решение задачи рассеяния излучения сферическими частицами, сравнимыми по размерам с длиной волны падающего света, было получено Ми в 1908 г. [c.299]

Если представить себе условную замкнутую сферическую поверхность S, находящуюся в электромагнитном поле падающей волны, то полный поток электромагнитной энергии через эту поверхность, подобно потоку несжимаемой жидкости, будет равен нулю. [c.13]

Рассеяние света является результатом взаимодействия световых электромагнитных волн с электронами вещества, образующего мицеллы. Падающие волны вызывают периодические колебания в системе электронов мицеллы. Они испускают вторичные волны, которые и составляют рассеянное излучение Для дисперсных систем промежуточной дисперсности к рассеянному излучению добавляется также дифрагированная, преломленная и отраженная составляющие. Интенсивность рассеянного света единичной сферической прозрачной частицей вычисляется по уравнению [c.267]

Рис. 1.1. Расположение центров кривизны сферических волн записи и падающей волны относительно плоскости дифракционной линзы S (Z) < 0 Z2 > 0 R, Ri < 0 Т 2 > 0)

Применение обоих видов разложения к формуле (1.13) показывает, что дифрагированная волна, как и падающая, в первом приближении будет сферической. Сравнивая Фт с эйконалом сферической волны, центр кривизны которой находится в точке с координатами х, у, s, и рассматривая члены разложения первого порядка малости, т. е. пропорциональные или R- находим координаты центра кривизны дифрагированной волны (координаты точки изображения предметного источника). Для осевого разложения [c.20]

Таким образом, волновые аберрации сферической волны, падающей на оптический элемент, если они вычислены на поверхности элемента, должны быть просто сложены с аберрациями, которые вносит этот элемент, когда на него падает идеальная сферическая волна. Тот же результат получается, если предположить, что какая-либо из точек Р,, Р[ (Pg) Р 2 находится на бесконечном расстоянии (изменяется только подход к определению оптического пути от источника до поверхности элемента). [c.50]

Координаты первого упомянутого промежуточного изображения обозначим Xi, tji, второго — х[, у. . Эти координаты пропорциональны друг другу = = где р, —линейное увеличение t-ro элемента. В системе координат, связанной с вершиной г-й поверхности, точки с координатами х., у , s. и х , у, s представляют собой центры кривизны сферических волн падающей на г-й элемент и сформированной t-м элементом соответственно. Пусть щ — показатель преломления между t— 1-й и t-й поверхностями, а п — между t-й и i-f 1-й поверхностями. Согласно обобщенным гауссовым соотношениям (1.24), [c.53]

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]

До сих пор мы предполагали, что свет на пути от источника до точки Р не встречает других поверхностей, кроме дифракционного экрана в таком случае падающие волны сферические. Легко распространить этот анализ и на болсс сложные случая, когда форма волны не столь проста. И тогда мы опять получим, что выводы теории Кирхгофа по существу эквивалентны предсказаниям, сделанным на основе принципа Гюйгепса— Френеля, при условии, что в каждой точке волиового фронта радиусы его кривизны велики по сравнению с длиной волны свста, а >глы достаточно малы. [c.351]

Функция В/к описывает корреляцию падающего излучения с отраженным и, следовательно, определяет эффект усиления флуктуаций интенсивности. В направлении сгрого назад (К = 0) дисперсия максимальна. При смещении точки наблюдения с оси (К О) взаимная корреляция прямой и отраженной волн, как это следует из (7.27), уменьшается, что приводит к ослаблению флуктуаций. В пределе эффект усиления флуктуаций интенсивности исчезает полностью (В/к(К)->0), и относительная дисперсия интенсивности отраженного излучения определяется суммой дисперсий интенсивности распространяющейся назад сферической волны и падающего на отражатель волнового пучка [c.174]

Согласно первому приближению геометрической акустики, луч с углом падения 5 отражается полностью, и волне, распространяющейся параллельно границе, следует приписать нулевую амплитуду. Однако во втором приближении, а также при волновом рассм отрении оказьшается (см. п. 12.3), что эта волна имеет малую амплитуду, порядка II(кг) < 1 от амплитуды падающей волны. Если падающая вол на не сферическая, а плоская, то никакой поправки к лучевому выражению для поля в нижней среде не возникает, и боковая волна не возбуждается. Боковая волна представляет собой нечто вроде ответвления преломленной волны и распространяется как бы сбоку от основной трассы (лежащей в верхней среде), чем и объясняется ее название. [c.300]

Боковая волна (12.85), возбуждаемая сферической падающей волной при отражении от движущегося однородного полупространства, была найдена в п. 12.6 асимптотическим анализом интегрального представления поля. Концепция дифракционных лучей позволяет дать наглядную интер-претацию и этому результату. [c.305]

Диффузия света впервые была исследована Милном в связи с задачей о прохождении света в межзвездном пространстве, получившей название задачи Милна [102, 5561. Интенсивность рассеивания одиночной сферической частицей падающего излучения, имеющего вид бесконечных плоских волн, была вычислена при помощи волнового уравнения Максвелла по методу, известному под названием теории Ми [114]. Рассеяние характеризуется совместным действием эффектов отражения, преломления, дифракции и передачи энергии излучения рассматриваемой частицей. [c.237]

ТО структура пучка, выходящего из лазера, оказываетея такой же, как и при дифракции нескольких когерентных плоских волн, падающих на экран с отверстием под небольшими углами, при условии, что форма эквивалентного отверстия совпадает с формой зеркал. В случае, например, прямоугольных зеркал угловое распределение амплитуды выражается функциями типа приведенных в 42. Если же резонатор соетоит из соосных сферических зеркал, то генерируемое излучение часто имеет вид гауссова пучка (см. 43). Фотографии, показанные на рис. 9.8 (см. стр. 185), получены для различных поперечных сечений пучка, выходящего из гелий-неонового лазера (>. = 632,8 нм). Как мы видим, интен- [c.802]

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]

Рис. 1.2. Расположение центров кривизны сферических волн записи и падающей волиы отиосительно ДЛ на поверхности вращения

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...