Скачок фазы при отражении

В принципе, чтобы добиться полной аналогии между системой на рис. 2.2в и резонатором, следовало бы еще учесть скачки фазы при отражении от зеркал. Если зеркала металлические, скачок фазы составляет тг №ленно благодаря тому, что идущие навстречу друг другу пучки на зерка-тх оказываются в противофазе, здесь и находятся, как известно, крайние узлы образующейся благодаря наложению этих пучков стоячей воды. Поскольку при полном обходе резонатора имеют место два отражения от зеркал, суммарный фазовый набег за их счет составляет 2тг и может быть отброшен. Если концевые зеркала имеют многослойные диэлектрические покрытия, скачки фаз уже не равны тт. В этом случае можно при анализе считать резонатор состоящим не из диэлектрических, а из металлических зеркал, поверхности которых находятся там, где был расположен ближайший к диэлектрическому зеркалу узел поля. Это позволяет ste з тывать скачки фаз на зеркалах и в дальнейшем. [c.65]

Иногда скачок фазы при отражении от зеркала [c.267]

Второе слагаемое Я/2 присутствует в форме (3.3.4) из-за скачка фазы при отражении от границы воздух — стекло на величину я, что и соответствует разности хода % 2. В ряде случаев при использовании интерференционной картины для сравнительных измерений второе слагаемое не учитывают. [c.128]

Здесь dn — оптическая толщина диэлектрической прослойки фильтра т — порядок интерференции — скачок фазы при отражении на границе диэлектрик — покрытие. Отсюда однозначно вытекает [c.117]

Скачок фазы при отражении 221, 229, 408 [c.749]

Волны, отраженные от зеркал, являются с точностью до постоянного множителя в амплитудах (ср. гл. VII, 8) зеркальным изображением в соответствующем зеркале тех волн, которые распространялись бы в его отсутствие. (Зеркала дают одинаковый скачок фазы при отражении.) [c.455]

Ранее условно не принимался во внимание скачок фазы при отражении от акустически более мягкого вещества. На рис. 2.7—2.10 и 2,11 отраженные волны следовало бы отметить знаком минус, поскольку они противоположны по фазе, т. е. сдвинуты на половину волны. Это относится как к продольным, так и к поперечным волнам, поляризованным параллельно плоскости падения. Однако перпендикулярная поляризация является исключением пока в граничащем веществе имеется сильное поглощение, фаза этих волн при любом отражении не изменяется. Это имеет важное значение для волны, падающей под большим углом (по касательной) так как величина коэффициента отражения приближается к 100%, продольные волны и параллельно поляризованные поперечные волны гасятся почти у самой границы раздела, поскольку прямая волна интерферирует в каждой точке с отраженной и гасит ее. В случае поперечной волны, поляризованной перпендикулярно к плоскости падения, этого не наблюдается она усиливается до двойного значения [933, 1259]. [c.49]

Соотношение фаз световых волн. Исходя из формулы Френеля (3.14), можно установить соотношение фаз падающей, преломленной и отраженной волн. Как следует из (3.14), знаки " и и знаки п пр совпадают между собой при любом значении углов ф и ijj, что свидетельствует об отсутствии скачка фаз при преломлении. Подобное нельзя сказать об отраженной волне. Как следует из формулы (3.14), соотношение в фазах падающей и отраженной волн зависит как от угла падения, так и от значения показателя преломления граничащих сред. Если результаты соответствующего анализа представить в виде графиков зависимости скачка фазы отраженной волны от угла падения, то, как видно из рис. 3.4, для колебаний, перпендикулярных плоскости падения, при а > i всегда наблюдается изменение фазы на я, в то время как для колебаний, параллельных плоскости падения, такое изменение фазы наблюдается [c.50]

Мы видим, что й X т.е. скачки фаз при переходе из среды в среду неодинаковы и отраженная волна будет эллиптически поляризована. [c.98]

Возникновение скачка фазы при полном отражении можно понять, не обращаясь к формулам Френеля. Допустим ради определенности, что электрический вектор лежит в плоскости падения. Если угол падения строго равен предельному углу полного отражения фо, то волна во второй среде будет еще однородной. [c.416]

Описанные выше результаты эксперимента иллюстрируются графиками распределения давлений при обтекании углового излома (рис. 7-12). Здесь, как и на рис. 7-8, следует отметить, что относительное давление (и число Mi), дисперсность жидкой фазы и коэффициент скольжения перед скачком уплотнения зависят от положения конденсационного скачка, т. е. от начальных параметров перед соплом или максимального переохлаждения. В этой связи необходимо подчеркнуть существование тесной взаимозависимости между конденсационными и адиабатическими скачками. Этот факт отражен также в методике расчета адиабатических скачков, предложенной для конкретных условий мелкодисперсной влаги и отсутствия скольжения перед скачком уплотнения. [c.191]

И, следовательно, является отрицательной величиной. Это означает, что при отражении электрическое поле претерпевает скачок фазы на л. Наоборот, коэффициент отражения при переходе от среды с высоким показателем преломления к среде с низким показателем преломления равен Гя/. = ( н — Л/.)/(ля + /.), т. е. без сдвига фазы отраженной волны. Коэффициент пропускания tin при переходе от среды с низким к среде с высоким показателем преломления тот же, что и коэффициент пропускания tuL ДЛЯ перехода от высокого к. низкому показателю преломления. При этом мы имеем [c.181]

Следующие три строки в таблице относятся к отражающим элементам резонатора. При отражении от зеркала обе поляризации претерпевают одинаковый скачок фаз, а направление волнового вектора меняется на противоположное. Выражение для матрицы Джонса этого элемента имеет вид единичной матрицы, но следует помнить, что правая система координат после отражения меняется на левую и это может привести к изменению формы записи других анизотропных элементов в резонаторе [см. выражения для матрицы 5(0) для взаимного вращателя]. [c.89]

Призма полного внутреннего отражения (призма-крыша) с поляризационной точки зрения является однородной фазовой пластинкой, одна из главных осей которой совпадает с ребром при вершине. Скачок фаз на призме связан с показателем преломления формулами Френеля для полного внутреннего отражения [13]. [c.89]

До сих пор рассматривалось распространение волн в среде без препятствий. В среде с препятствиями возможны отражения, образование стоячих волн. Законы отражения акустических волн малой амплитуды, как известно, являются следствием принципа Гюйгенса, который, в свою очередь, основывается на принципе суперпозиции волн. Поскольку для волн конечной амплитуды принцип суперпозиции не выполняется, можно предполагать, что волны конечной амплитуды будут иметь некоторые особенности при отражении от препятствий, и законы отражения для них должны быть в некоторой мере уточнены. В качестве примера можно качественно рассмотреть нормальное отражение цуга пилообразной волны от абсолютно мягкой (свободной) границы. В слзгчае волн малой амплитуды, как известно, на границе происходит изменение фазы давления на 180°, т. е. волна давления превращается в волну разрежения. Скачок давления в пилообразной волне при таком отражении должен перейти в скачок разрежения, а эта форма волны является неустойчивой, и в процессе дальнейшего распространения, как показывают экспериментальные работы [19, 20], волна изменяется так, что скачок разрежения все более и более сглаживается. [c.84]

Согласно равенству (7,16) при отражении звука, распространяющегося в трубе большого сечения, которая переходит далее в трубу малого сечения (б > г), не будет происходить скачка фазы давления, но фаза скорости частиц будет претерпевать скачок, равный к (как и при отражении от среды с большим акустическим сопротивлением При обратном соотношении [c.160]

В условии (5.14) предполагалось, что луч при отражении от зеркала не испытывает никакого скачка фазы, что соответствует гранично- [c.267]

Таким образом, колебания первого типа должны удовлетворять трем фазовым условиям (при отражении от зеркала без скачка фазы) [c.276]

Рассмотрим более подробно формулы (2.3.1) и (2.3.2). Они дают возможность построить кривые для амплитуд и фаз отраженных волн в зависимости от углов падения. При отражении света от более плотной среды для компоненты Ег, ц имеет место скачок фазы колебаний по отношению к фазе падающей волны на л в определенных интервалах углов падения. Это подтверждается экспериментально. Ориентация векторов и Я в отраженной волне (с учетом сказанного выше) представлена на рис. 2.3.1, а, б. При такой ориентации для вектора Я при отражении скачок фазы отсутствует, что и должно быть, так как на границе раздела магнитные свойства среды не меняются. На рис. 2.3.1 вектора Е в падающей и отраженной волне противоположны по фазе, что соответствует ориентации векторов, изображенной на рисунке. [c.58]

В связи с тем, что в большинстве случаев интерференционный фильтр работает при нормальном падении светового потока, можно положить ф = 0. Тогда целесообразно графически представить зависимость от оптической толщины йп диэлектрического слоя, заключенного между зеркалами, обладающими высоким коэффициентом отражения. Эта зависимость-в случае системы металлическое покрытие — диэлектрик — металлическое покрытие может быть точно вычислена, если известен скачок фазы т 5 при отражении. [c.198]

Знаменатель в г — это число, комплексно сопряженное числителю, т. е. аехр(г6 /2). Поэтому лх=е и 6j. в (3.19) представляет собой скачок фазы при отражении волны, поляризованной перпендикулярно плоскости падения. [c.158]

Просветление оптических поверхностей. В этом случае явление интерференции в тонком слое используется для уменьшения коэффициента отражения от поверхностей оптических деталей— такой прием называют просветлением оптики . Так же как и ранее, рассмотрим вначале качественно явление, которое имеет место при однослойном просветлении. На поверхность диэлектрика с показателем преломления Яг (рис. 3.7.1) наносится такой слой, чтобы его показатель преломления ni был бы меньше Пг (П1СП2). В этом случае при нормальном падении скачок фазы на я (или потеря в разности хода половины длины волны) будет иметь место два раза при отражении от границы сред / и // и //—III. Если толщина пленки по-прежнему Х/4, то результирующая разность хода отраженных лучей будет Х/4 + Х/4-f Х/2-f Х/2 = X-f Х/2. Здесь два первых слагаемых соответствуют прохождению волной два раза слоя II, а вторые слагаемые соответствуют скачку фаз при отражениях света на границах раздела менее плотной и более плотной сред. В результате интерферирующие волны окажутся в противофазе и погасят друг друга. Коэффициент отражения R для рассматриваемой длины волн X станет равным нулю. [c.192]

Поглощение во второй среде приводит еще к двум эффектам отсутствию угла Брюстера и скачку фаз при отражении. Хотя при нек-рых значениях л , имеется минимум Гр как ф-ции ф, но нигде Гр не равно нулю. Скачки фаз, различные, вообще говоря, для р- и -компонент, приводят к превращению линейно-поляризованной падающей волны в волну с эллиптич. поляризацией. Поляризационные характеристики отраженной волны оказываются настолько чувствительными к параметрам второй среды, что на этом явлении основаны главные оптич. методы исследования металлов (см. Металлооптика). [c.567]

Итак, при ф = Фо скачок фазы при отражении равен нулю, а при ф = 90° он составляет 180°. При этом во всем интервале изменения угла ф от фо до 90° отражение должно оставаться полным ( 64). Изобразим колебание электрического поля в отраженной волне на векторной диаграмме. При Ф = Фо амплитуда изобразится вектором А (фо) (рис. 245), а само колебание — его проекцией на ось X (если заставить вектор А (фо) равномерно вращаться вокруг О с угло- -/, ..... [c.417]

У поперечных волн, возникших в результате преломления звука (волн 51 ), направление поляризации параллельно плоскости падения, т. е. плоскости чертежа (рнс, 2. 5). Поперечные волны с движением частиц перпендикулярно к плоскости падения (волны ЗН) не могут быть получены в ре-вультате преломления, однако их можно получить электромагнитным путем (см. разделы 2.4 и 8.4). Кроме того, они могут быть полезным средством контроля, потому что они не отщепляются как другие волны, в том числе и поверхностные, а ввиду отсутствия скачка фазы при отражении от свободной поверхности пластины они могут распространяться в пластине еще проще, чем волны 5К, описанные выше (рис, 2.21, а). Об их возможных применениях сообщается в литературе [248, 292, 462, 463, 464, 466, 786, 1366, 1673]. [c.362]

С помощью векторной диаграммы показать, что скачок фазы при полном отражении превосходит вдвое скачок фазы, испытываемый преломленной (поверх- остной) волной. [c.425]

Как видно, у диэлектриков величина П неограниченно возрастает в окрестности угла Брюстера (р -> 0), а А претерпевает скачок (р меняет знак). Напротив, у проводников отсутствует угол полной поляризации, хотя коэффициент отражения параллельной компоненты всегда больше, чем перпендикулярной. Угол, соответствующий максимуму П, называют псевдобрюстеровским, имея в виду, что коэффициент отражения параллельной составляющей становится при этом угле минимальным (хотя не нулевым). Также нет резкого скачка фазы при угле Брюстсра, которая изменяется от О до л плавным образом. [c.194]

Как показали специальные опыты, закон Брюстера выполняется неточно, а именно, при отражении поляризованного света под углом, близким к углу Брюстера, наблюдается не плоскополяри-зованный, а эллиптически-поляризованный свет. Это значит, что между компонентами Ег и 1 имеется некоторая разность фаз, отличная от О и 180°, т. е. что изменение фазы 4 при прохождении через угол Брюстера происходит не скачком, а постепенно, хотя и очень быстро. На рис. 23.3 скачкообразное изменение фазы показано пунктиром сплошная линия дает фактически наблюдаемое изменение. Указанные результаты можно объяснить существованием переходного слоя на поверхности раздела двух сред, где В) (а значит, и п,) переходит в 63 (в Пз) быстрым, но непрерывным изменением, а не скачком. [c.481]

В многоволновой области экстремумы располагаются от первого длинноволнового экстремума на расстоянии Ах л ll2h. Это расстояние с ростом X не постоянное, так как скачок фазы на ленточной однослойной решетке зависит от частоты. Возникновение этих экстремумов обусловлено тремя причинами. Во-первых, интерференцией основной волны, пере-отраженной верхним и нижним слоями лент. Во-вторых, при целочисленных значениях х (в точках скольжения) возникновением новых дифракционных гармоник. Однако в этих точках частотные зависимости имеют изломы в отличие от экстремумов, связанных с интерференционными резонансами. В-третьих, интерференцией высших гармоник, распространяющихся от нижнего и верхнего слоев лент решетки. Поскольку направления распространения этих волн различны, то зависимости jBol > boi (и, конечно, Ао и ] aoi) при больших х имеют большое количество экстремумов этой природы, характеризующихся различной шириной и интенсивностью. Очевидно, что интенсивность каждого такого экстремума зависит прежде всего от амплитуды соответствующей гармоники, последняя, в свою очередь, определяется (при фиксированном х) значением и. Поэтому на характер этих экстремумов наиболее сильно влияют соотношения между шириной ленты и щели на периоде. [c.58]

Точность приближенных расчетов. Уточним условия выбора размеров решетки по приближенным формулам и определим границы применимости последних. Прежде чем проводить анализ, укажем на физический смысл величин, входящих в (5.3). Сравнивая их с соответствующими точными выражениями для коэффициентов прохождения и отражения волноводных и флоке-волн на границе раздела решетки из полуплоскостей со свободным пространством, получаем следующее 2( 1)— 2( 0) = а.т есть скачок фазы поля, падающего из свободного пространства на решетку из полуплоскостей, при прохождении через раскрыв внутрь решетки щ (ю ) = — фаза коэ4 ициента отражения первой волноводной волны от раскрыва щелей с — квадрат модуля коэффициента отражения от раскрыва щелей решетки (основной волноводной волны или нулевой волны Флоке, в одномодовом диапазоне они совпадают). [c.202]

Эллипсометрия. В общем случае для ненулевого угла падения линейно поляризованный свет при отражении от поверхности становится эллиптически поляризованным. При отражении происходит не только изменение интенсивности, но и скачок фазы световой волны, обусловленный комплексным характером коэффициента отражения. Отношение комплексных коэффициентов отражения Гр = гр ехрг5р и rs — г8 ехрг<58 при р- и 5-поляризациях света можно представить как [c.48]

Рис. 4.8. Температурная зависимость а) эллиптичности ф = ar tg гр/га, б) разности скачков фазы А = op — os света, отраженного от поверхности монокристалла кремния при углах падения 50° (1) и 70° (2)

Из сопоставления уравнений (VH.21) и (VH.23) следует, что узлы или пучности давления и скорости в стоячей волне смещены по оси X на величину Дх — Л,/2. Что при этом происходит на отражающей границе Как уже отмечалось в предыдущем параграфе, давление или скорость в отраженной волне изменяют знак у границы, что соответствует скачку фазы на 180°. Если волна падает из акустически более жесткой среды на границу раздела с менее жесткой средой, т. е. >-22, то, как следует из формул (Vn.8), скачок фазы на границе испытывает волна давления, которая, таким образом, отражается с потерей полуволны . Следовательно, на границе раздела сред в этом случае будет располагаться узел давления стоячей волны или минимум полного давления, которое в силу равенства действия и противодействия целиком передается второй среде в виде проходящей волны. При тех же условиях знак скорости при отражении не изменяется, отражение происходит без потери полуволны . Следовательно, фаза отраженной волны не изменяется у границы, где таким образом возникает пуч1юсть стоячей волны скорости или максимум полной волны скорости. В силу условия неразрывности, эта скорость передается частицам пограничной среды, где формируется бегущая (проходящая) волна, в которой, согласно уравнениям (VH.9), фазы скорости и давления совпадают. В предельном случае z-i или О, который осуществляется, например, при отражении волны, распро- [c.149]

III. Лучи 4а и 46 соответствуют той части волны, которая испытывает двукратное рассеяние на поверхности I— до отражения от поверхности II и после него. Эти лучи характеризуются разностью хода А4, зависящей от расстояния между рассеивающими частицами и от скачков фаз, сопутствующих рассеянию на каждой из них. При нерегулярной структуре покрытия величина А4 от точки к точке изменяется хаотически, что приводит к возникновению системы большого числа лучей с некоррелированной разностью хода и созданию некогерентного светового фона, снижающего контрастность интерференционной картины. Вклад некогерентного фона растет с увеличением плотности рассеивающего покрытия. Поэтому соотношение между яркостью изображения S и освещенностью интерференционных полос и их контрастностью в немалой степени зависит от плотности покрытия. Вместе с тем, пространственное распределение интенсивности излучения — индикатриса рассеяния, зависит от размеров рассеивающих частиц d и их формы. При в направлении падения рассеивается больше света, чем в обратном направлении (эффект Ми [45]), Причём, увеличение d сопровождается существенным сужением и удлинением индикатрисы рассеяния в направлении падения. В силу такого инди-катрисного эффекта размеры и яркость интерференционного поля существенно зависят от размеров и формы рассеивающих частиц. Таким образом, свойства рассеивающего покрытия самым непосредственным образом влияют на распределение освещенности в интерференционной картине. [c.11]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...