Фронт волны плоский

Голограмма точечного источника. Предположим теперь, что источники излучения, представленные на рис. 1, находятся на столь большом расстоянии друг от друга, что при рассмотрении одного из них лучи света от другого можно считать параллельными и фронт волны — плоским. В. этом случае образуется интерференционная картина, где интерференционные поверхности имеют вид параболоидов вращения. Поместив позади источника фотопластинку и сфотографировав на нее интерференционную картину, после обработки фотопластинки получим негатив, представляющий собой систему концентрических окружностей (рис. 3, а). Рассматривая негатив, можно заметить, что при движении от центра расстояние между окружностями уменьшается. Такая система окружностей называется зонной решеткой (или зонной пластинкой) Френеля. [c.15]

Форма образца в районе шейки 681. 58 Формоизменение, 512 — 514 Фронт волны плоский 317 [c.831]

Направление распространения звуковых волн называют звуковым лучом а поверхность, соединяющую, все смежные точки поля с одинаковой фазой колебания частиц среды, называют фронтом волны. Фронт волны перпендикулярен звуковому лучу. В общем случае фронт волны имеет сложную форму, но в практических случаях ограничиваются рассмотрением трех видов фронта волны плоской, сферической и цилиндрической. [c.6]

Соотношение (1.67) позволяет найти еще одну характеристику резонатора положение перетяжки гауссова пучка, являющегося модой этого резонатора. В перетяжке фронт волны плоский, т. е. i = оо, согласно первому из соотношений (1.67) это означает, что в матрице резонатора, отнесенной к сечению перетяжки, диагональные элементы должны быть равны [c.39]

Удобно отсчитывать продольную координату от такого сечения, где фронт волны плоский (л о—0) В этом случае легко найти следующие уравнения для кривизны волновой поверхности и поперечного размера гауссова пучка [c.113]

Будем исходить из известного положения о том, что в непосредственной близости от плоскости колеблющегося дискового излучателя (зона дифракции Френеля) почти вся энергия упругих колебаний заключена в волновом поле, имеющем форму цилиндра, т. е. ультразвуковые лучи в этом поле параллельны оси поля, а фронт волны плоский. На расстоянии от плоскости излучателя, равном примерно Ф =- (Я —длина упругой волны), [c.168]

Выведем закон преломления света, исходя из принципа Гюйгенса. Положим, что на границу раздела двух прозрачных сред. с показателями преломления соответственно и падает плоский фронт волны (рис. 3). Обозначим угол падения через 1 и будем отсчитывать время с момента [c.5]

Дифракция света от прямоугольного отверстия. Пусть имеем прямоугольное отверстие шириной Ь и длиной /. Направим на это отверстие плоский фронт волны. В отличие от дифракции от одной щели в этом случае свет дифрагирует не только в направлении ширины (соответствующий угол дифракции обозначим через ф), но [c.141]

В заключение покажем, исходя из лучевых поверхностей в одноосных кристаллах, что двум лучам со скоростями ys и vs, идущим по одному и тому же направлению соответствуют два не параллельных между собой плоских фронта со скоростями распространения v n и vh и с нормалями Ni и С этой целью направим из некоторой точки О кристалла (рис. 10.12) луч света Si,2- Очевидно, что в этом направлении луч распространяется с двумя различными скоростями v s и Vs. Если учесть, что плоскости, касательные к лучевой поверхности в точке пересечения ее с лучом, являются плоскостями волнового фронта и скорости по нормали перпендикулярны этим плоскостям и что, кроме того, нормаль и луч для обыкновенного луча направлены вдоль одной линии, го, проведя нормали к поверхностям I и II, получим =/= vh- Аналогичным образом убедимся, что двум параллельным фронтам волны с нормалью Л 1,2 и со скоростями распространения v n и v соответствуют два луча Si и со скоростями v s ф й. образующие некоторый угол между собой (рис. 10.12). Чтобы найти направление луча S,, нужно провести касательную к эллипсоидальной поверхности (пло- [c.260]

Плоский фронт волны относительно просто создается системой зеркал, что нетрудно продемонстрировать как в области УКВ, так и в оптическом диапазоне. При этом получается более или менее направленная (т.е. мало расходящаяся) волна, хотя детальный анализ степени направленности излучения часто оказывается далеко не простым. [c.31]

Фронт волны, создаваемой локальным источником на достаточно большом расстоянии от него, можно считать плоским. Амплитуда колебаний для расходящейся волны уменьшается с увеличением расстояния от источника. [c.31]

Если г достаточно велико, т. е. источник находится очень далеко от области наблюдения, то фронт волны представляется частью сферической поверхности очень большого радиуса. Ее можно с достаточным приближением считать плоскостью. Волна, фронт которой представляется плоскостью, называется плоской волной. Если оси координат выбраны так, что плоскость фронта параллельна плоскости ZY, то уравнение такой плоской монохроматической волны имеет вид [c.41]

Действительно, части волнового фронта, идущие по областям различного показателя преломления, распространяются с разной скоростью, так что фронт волны, т. е. поверхность одинаковой фазы, перестает быть плоским, и свет будет распространяться по различным направлениям. [c.227]

Измерение распределения фаз можно осуществить с помощью интерференционных явлений (см. гл. IV—VII). Сущность интерференции заключается в том, что при сложении когерентных колебаний разность их фаз обусловливает изменение амплитуды суммарного колебания, иными словами, происходит преобразование фазовых соотношений волн в амплитудную структуру интерференционной картины. Следовательно, если на приемник излучения, помимо интересующей нас волны, послать другую, пробную волну с относительно простой формой фронта, например, плоскую или сферическую, то возникшая интерференционная картина полностью охарактеризует закон изменения разности фаз этих двух волн на поверхности приемника. Таким способом мы получим возможность составить представление о фазовой структуре изучаемой волны. [c.236]

Нарисовать приблизительный вид фронта волны (характер фронта — плоский, выпуклый, вогнутый) для предыдущего упражнения в том случае, когда налитая жидкость обладает показателем преломления большим, меньшим и равным показателю преломления вещества линзы. [c.868]

Предположим теперь, что в пространстве расположен точечный монохроматический источник, испускающий волны равномерно во всех направлениях. В этом случае в любом направлении от источника волновой процесс будет описываться одной и той же синусоидальной кривой. Чтобы охарактеризовать распространение. этих волн в пространстве, необходимо рассмотреть движение уже не одной точки, а целого семейства точек, расположенных на одинаковом расстоянии от источника излучения, т. е. точек, в которых все волны имеют одну и ту же фазу. Поверхность, образуемая в пространстве этими точками, называется волновым фронтом. По форме волновых фронтов различают волны плоские (плоские волновые фронты), цилиндрические (цилиндрические волновые фронты) и сферические (сферические волновые фронты). Волновые фронты точечного источника, излучающего равномерно во все стороны, имеют форму концентрических сфер (в плоскости они будут выглядеть как концентрические окружности), распространяющихся от источника со скоростью света с по мере удаления от источника радиус этих сфер увеличивается. Следовательно, определив в какой-либо точке пространства кривизну волнового фронта, мы в принципе можем определить расстояние до источника излучения. [c.9]

Рассмотрим некоторые случаи преломления света в одноосных кристаллах. При анализе будем пользоваться принципом Гюйгенса (см. 2.4) —простым и в то же время достаточно эффективным способом изучения распространения света в анизотропных средах. Поверхности, фигурирующие в построении Гюйгенса, есть лучевые поверхности, а не поверхности нормалей. Действительно, по правилу Гюйгенса для получения фронта плоской волны проводят плоскость, касательную к поверхности Гюйгенса. А фронт волны касателен именно к лучевой поверхности И пересекает поверхность нормалей. Таким образом, используя представление о сферической и эллиптической волновых поверхностях, можно найти направления обыкновенного и необыкновенного лучей в одноосных кристаллах. Разберем частные случаи. [c.47]

Рассмотрим, например, картину распространения плоской волны, на пути которой находится плоский экран с отверстием небольшого размера (рис. 463). По принципу Гюйгенса — Френеля мы должны волну, пришедшую к отверстию, заменить элементарными точечными источниками, колеблющимися в одинаковой фазе. Если отверстие мало по сравнению с длиной волны, то все эти источники находятся на расстоянии, малом по сравнению с длиной волны. Они, как и в случае двух близких точечных источников, не дадут интерференционной картины, и дадут примерно тако же результат, как один точечный источник, помещенный в отверстии. За отверстием образуется круговая волна (рис. 463). При увеличении размеров отверстия картина будет приближаться к той, которую дают вдали много источников, расположенных близко друг от друга на одной прямой. Отверстие, размеры которого велики по сравнению с длиной волны, пропускает плоскую волну, почти не изменяя ее характера. (Только по краям вырезанного участка плоской волны будет наблюдаться искривление фронта волны.) [c.716]

При рассмотрении вопросов распространения волн очень удобным и наглядным является представление о луче. Лучом называют линию, касательная к которой в каждой точке совпадает с направлением распространения волны в этой точке. Так, в случае распространения плоской волны в однородной среде лучами являются прямые, нормальные к фронту волны. При преломлении волн на границе двух сред направление лучей изменяется. В неоднородной среде, свойства которой в разных местах различны, фронт волны может постепенно поворачиваться по мере распространения, и тогда лучи будут представлять собой некоторые кривые. Только для плоской волны в однородной среде направление лучей в разных участках волны будет одно и то же в других случаях оно для разных участков волны, вообще говоря, различно. [c.717]

Покажем теперь, что при отражении прямой волны напряжений возникают отраженные волна расширения и волна сдвига. Для простоты рассуждений условимся считать прямую волну плоской волной расширения, направление распространения которой в плоскости хОу составляет угол 1 с осью Ох свободной границей является плоскость уОг (рис. 31). Рассмотрим простую гармоническую волну, в которой перемещение перпендикулярно фронту волны [c.73]

Первичной является область возмущений нагрузки, ограниченная частью свободной поверхности преграды, включая ее загруженную область, и поверхностью переднего фронта волны нагрузки, который распространяется с конечной скоростью Ло- Область возмущений нагрузки произвольна, форма ее зависит от вида загруженной части свободной поверхности преграды и может быть прямоугольной, круглой или другой со сферическим окаймлением (при ударе плоским торцом тела), сферической (при ударе шара и тела другой формы с малой площадкой контакта). [c.137]

Если форма фронта волны близка к плоской, а кривизна и скорость газа ь имеют тот же порядок малости, что и изменение скорости вдоль фронта, то формула примет вид (а, — [c.52]

В баллистических экспериментах, выполненных в 50-е. гг., было обнаружено, что при движении моделей во фреонах в определенных условиях фронт головной ударной волны перестает быть гладким. На фронте головной ударной волны возникают многочисленные тройные конфигурации (пересечения в одной точке трех ударных волн). Картина течения становится такой же, как и за плоской ударной волной при наличии поперечных возмущений. В ряде случаев фронт волны остается гладким, а за ним возникает турбулентное течение. Сопротивление моделей существенно меняется. В дальнейшем были выполнены опыты в ударной трубе с инертными газами (аргон, криптон, ксенон) и с молекулярными (углекислый газ). Выяснилось, что распространение сильных ударных волн (при скорости несколько километров в секунду) имеет ряд особенностей. Фронт волны перестает быть плоским, в ряде случаев фронт разрушается, распределение плотности и концентрации электронов в релаксационной зоне имеет немонотонный характер (рис. 4.1, 4.2). Все эти особенности обнаруживают пороговый характер по скорости волны и начальному давлению. Малые примеси водорода (порядка 1%) оказывают стабилизирующее воздействие на течение. Описанное явление получило название релаксационной неустойчивости ударных волн. Существенную роль при этом, по-видимому, играет интенсивный переход энергии возбуждения в кинетическую. [c.81]

Крутизной волны называется отношение hJX] фронтом волны — линия вершин гребня в плане (в случае плоских волн фронты отдельных волн в плане параллельны) разгоном ветровой волны D -протяженность водной поверхности, охваченной ветром, который вызывает образование и развитие волн периодом волны т — время, по истечении которого повторяется весь процесс колебания водной поверхности в данном вертикальном сечении. В случае и = О частица воды, находящаяся в точке а, за время т опускается в положение Ь и затем снова поднимается в начальное свое положение (т. е. в точку а). Для так называемых прогрессивных волн (см. 19-4) за время т вершина волны перемещается на расстояние X. [c.613]

Зависимость сопротивления материала пластической деформации от скорости деформирования приводит к конечному времени установления равновесного состояния за фронтом плоских упруго-пластических волн нагрузки. В связи с этим их распространение в течение времени, сравнимого с временем релаксации напряжений, существенно зависит от скорости роста нагрузки, а напряжения в волне соответствуют неравновесному состоянию материала при прохождении фронта волны. [c.155]

В плоской упруго-пластической волне величина максимального сдвига ег=етах=ег(82=ез=0) (ёг — деформация в твердом теле по нормали к фронту волны). Уравнение динамического деформирования имеет вид [c.157]

При однородном состоянии вдоль нормали к фронту волны (плоская задача) из соотношения (2.1) вытекает предложенное Файлоном и Джессопом [7] уравнение связи между оптической разностью хода б и механическими величинами [c.122]

Заменим зеркала 4 и 5 з интерферометре Майкельсона плоскими дифракционными решетками (рис. 56). Каждая ре--щетка сохраняет отраженный фронт волны плоским, но ПО ВО-рачивает его на угол, зависящий от длины волны. Разность хода между двумя лучами, таким образом, для различных длин-волн меняется при движении вдоль решетки по линейному закону. В то же время пространственная частота распределения освещенности в интерференционной картине зависит от длины-волны не только непосредственно через соотношение (38), но и вследствие того, что угол е сам является функцией к. Сопоставление рис. 54 и 56 показывает, что приборы эти по принципам действия вполне эквивалентны. Различие заключается в том,, что в спектрометре, показанном на рис. 56, пространственный фильтр выделяет составляющие спектра с очень большими Тх т. е. пространственные частоты х 0. [c.63]

Для г = 0.25 имеем Су = - /Зс2. Если фронт волны плоский, что приближенно имеет место на больших расстояниях от источника, то движение материальных частиц в дилатансионной вoлif e происходит в направлении распространения фронта и, таким образом, этот тип волн иногда называют продольными волнами. С другой стороны, в волнах дисторсии частицы движутся под прямым углом к направлению распространения волны, так что эти волны называют поперечными. [c.389]

Закон отраження волн. Рассмотрим процесс возникновения отраженной волны при п адении волны с плоским фронтом на плоскую поверхность раздела двух сред. [c.225]

Закон преломления волн. Рассмотрим процесс возникновения преломленной волны при падении волны с плоским фронтом на плоскую поверхность раздела двух сред. Если угол падения волны отличен от нуля, то падающая волна достигает различных точек границы раздела двух сред в разные моменты времени. В тот момент времени, когда участок падающей волны, отмеченный лучом AiA (рис. 225), достигает границы раздела двух сред, точка А согласно принципу Гюйгенса становится источником вторичных волн. За то время, пока в первой среде гранип,ы раздела достигнет участок волнового [c.226]

Схемы получения плоского фронта волны при 1Г0М01ИИ, iep- [c.32]

Обычно в учебниках встречается утверждение, что законы преломления не приложимы к необыкновенному лучу в одноосном кристалле и к обоим лучам в двуосном. Это — правильное утверждение, но оно имеет чисто отрицательный характер, показывая, что простое построение, предписываемое законом преломления, не при-ложимо к решению задачи о направлении распространения светового луча. Если взамен не дается никаких правил, то решение даже весьма простых вопросов кристаллооптики оказывается затруднительным. Между тем существует гораздо более общий прием отыскания направления распространения преломленной световой волны, а именно, построение, основанное на принципе Гюйгенса, следствием которого для изотропной среды является закон преломления Декарта — Снеллия. Напомним, что сам Гюйгенс рассматривал при по.мо-щн этого приема вопрос о распространении света в двоякопрелом-ляющих телах (исландский шпат) и получил крайне важные результаты. Применение построения Гюйгенса является простым и действенным средством для разбора вопроса о распространении света в анизотропных средах. Поверхность, фигурирующая в построении Гюйгенса, есть, очевидно, лучевая поверхность, а не поверхность нормалей. Действительно, по правилу Гюйгенса для получения фронта (плоской) волны проводят плоскость, касательную к поверхности Гюйгенса. А фронт волны тсателен именно к лучевой поверхности (рис. 26.11, а) и пересекает поверхность нормалей (рис. 26.11, б). [c.509]

Оптическая ось О О" лежит в плоскости падения под некоторым углом к преломляющей поверхности кристалла (рис. 17.21, а). Пусть на преломляющую поверхность кристалла падает плоский фронт волны АВ. Угол падения равен I. За время, в течение которого свет от точки В достигнет О на границе двух сред, в кристалле около А возникнут две волновые поверхности — сферическая и эллиптическая, соприкасающиеся друг с другом в направлении оптической оси АО. На рис. 17.21, а эллиптическая поверхность лежит внутри сферической, что соответствует случаю положительного кристалла. Около всех точек между А п О возникнут такие же волновые поверхности. По принципу Гюйгенса необходимо провести две плоскости, касательные к сфере (ОР) и эллипсоиду (ОЕ). Первая плоскость дает фронт преломленной обыкновенной волны, вторая — необыкновенной. Обыкновенные преломленные лучи Л , Со, Оо получим, проведя линии к точкам касания сферических поверхностей с плоскостью ОЕ. Колебания электрического вектора в этих лучах происходят перпендикулярно к плоскости главного сечения кристалла, которая совпадает с плоскостью чертежа (на рис. 17.21, а они отмечены точками). Необыкновенные преломленные лучи Ае, Се, Ое получим, проведя ЛИНИИ К точкзм касания эллиптических поверхностей с плоскостью ОЕ. В рассматриваемом случае они лежат в плоскости падения, но они не нормальны к волновому фронту. Колебания электрического вектора в необыкновенных лучах происходят в плоскости главного сечения кристалла (на рис. 17.21, а они отмечены стрелками). Таким образом, из рис. 17.21, а видно образование двух систем лучей — обыкновенных и необыкновенных, идущих в кристалле в разных направлениях. [c.48]

Таким же образом можно рассмотреть и обратную картину — прохождение волны мимо экрана конечных размеров. В этом случае элементарные источники нужно поместить на всей поверхности плоской волны, кроме точек, закрытых экраном. По обе стороны от экрана пройдут куски плоских волн. На краях этих волн, так же как и в случае широкой щели, будут наблюдаться искривления фронта волны. Поэтому волны будут отчасти проникать в область, закрытую экраном. Пока размеры экрана велики, волны все же не проникнут в среднюю часть области, закрытой экраном. При уменьшении размеров экрана проникающие за него волны захватывают все большую и большую часть области, закрытой экраном. Когда размеры экрана становятся малыми по сравнению с длиной волны, волны захватывают всю область, закрытую экраном, как будто экран вообще отсутствует. Экран, малый по сравнению с длиной волны, вообще не является для этих волн экраном. Поэтому, например, мол, который должен служить экраном для морсш. х волн, приходится делать больших размеров. При малых размерах мола морские волны свободно проникали бы в огражденное молом пространство. [c.717]

Используя принцип Гюйгенса, нетрудно показать, что фронт АВ плоской волны при распространении в однородной пзотроиноп среде остается плоским (рис. 172). Принцип Гюйгенса применим и для волн, распространяющи.чся в неоднородной среде. В это.м случае скорость распространения волн изменяется от точки к точке п поэтому соответственно будут различными радиусы вторичны.х волновых поверхностей, проводимых из разных точек исходного фронта. [c.217]

Рассмотрим отраи енпе волн от плоской поверхности. Основываясь па принципе Гюйгенса, плоскую волну можно считать образованной из очень большого числа сферических волн, расходящихся из точек, распололгенных на плоскости, параллельной фронту волны (рис. 173). Пусть в момент волна, исходящая из точки 1, достигла преграды в точке А, тогда эта точка становится источником и начинает излучать вторичные волны. В момент 2 волна от точки 2 достигнет преграды в точке В, которая также начнет излучать вторичные волны, и т. д. Ког.да в момент /з до преграды (точка С) дойдет волна от точки 3, вторичные [c.217]

Рассмотрим установившееся движение плоской ударной волны навстречу лазерному излучению. Интенсивность лазерного излучения Р считаем постоянной. Газ перед волной неподвижен и характеризуется начальной плотностью частиц Л о- Тепловое излучение плазмы ионизирует слой газа перед фронтом светодетонационной волны. При значениях Го и Л о соответствующих светодетонационному режиму, начальная ионизация газа непосредственно перед фронтом равна aeг<10 . Пробег ионизующих квантов не превышает миллиметра, поэтому в нескольких миллиметрах от фронта газ вообще не ионизован. Температура электронного газа перед фронтом Те определяется равновесием между поглощением лазерного излучения и потерями энергии при столкновениях. В светодетонационном режиме для водорода, гелия и аргона величина Те равна Те -н2 эВ. Время от начала фотоионизации очередного слоя газа до прохождения фронта волны через этот слой порядка 10 с. Передачей энергии от электронов к атомам можно пренебречь (из-за большого различия в массах атома и электрона), поэтому для температуры атомов (и ионов) перед фронтом справедлива оценка Т < Те. [c.112]

Рис. 76. Элеметы кривых распределения скорости газа за фронтом ударной волны при постоянной скорости фронта в плоском, цилиндрическом и сферическом случаях.

В более общем виде колебание в плоскости фронта волны А В (рис. 51) может быть охарактеризовано Рис. 51. Распростране- с помощью волновой функции W, записанной в ком-ние плоского волне- плексном виде [c.88]

Звуковое поле. Непрерывная упругая поверхность, все точки которой находятся одиовременпо в одинаковой фазе колебательной скорости, называется фронтом волны. В зависимости от вида фронта различают сферические (шаровые), цилиндрические и плоские волны. Следует отметить, что все виды волн по мере удаления от источника приближаются к плоским. [c.17]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...