Волны нормальные

В сечении у устья трубы слева будет действовать давление р а справа р-(-Др, это повлечет за собой вытекание воды из трубы в резервуар и уменьшение давления на Др, т. е. восстановление его до нормы. При этом отраженная волна (волна нормального давления) будет распространяться от точки А к точке В со скоростью С1 — С. Это состояние соответствует концу второго этапа. [c.68]

По направлению акустической оси преобразователи подразделяют на прямые, излучающие волны нормально к поверхности изделия, и наклонные. [c.132]

Длины волн нормальных колебаний, которые могут возникать в такой цепочке, равны [c.129]

Решалась система уравнений движения невязкого нетеплопроводного совершенного газа и двух кинетических уравнений аррениусов-ского типа для реакций, одна из которых включается при прохождении фронта ударной волны и определяет время задержки начала второй реакции, идущей с тепловыделением. Константы в кинетических уравнениях подбирались так, чтобы моделировать горение разбавленной кислородо-водородной смеси. За масштаб длины была выбрана ширина зоны индукции для одномерной волны нормальной детонации, за масштаб времени = К/где д — тепловой эффект реакции. Расчеты проведены для двух значений ширины по л у полосы, равных 12 и 20 выбранным масштабам длины. На рис. 53 показано развитие по времени структуры фронта волны детонации для случая [c.164]

Рассмотренный выше случай возбуждения SH-волн является наиболее простым в рамках плоской динамической задачи об установившихся волновых движениях в полупространстве. При возбуждении волн нормальными поверхности полупространства и касательными (х) нагрузками в нем возникают как продольные, так и сдвиговые волны. Наличие границы предопределяет существование поверхностных волн Рэлея, т. е. физически картина волнового движения становится достаточно сложной, что отражается в сложности математических выражений для основных характеристик поля. [c.87]

Рассмотрим случай, когда на фронте детонационной волны нормальные производные функции Ui и с обращаются в бесконечность. Представим в первом приближении, следуя [8, гл. 6], функции щ, с в виде [c.119]

Над и под решеткой при больших г линии равных фазы и амплитуды параллельны оси Оу, линии потока энергии параллельны оси Ог и равномерно распределены по периоду. Значит, для наблюдателя, находящегося далеко от решетки, в случае, когда длина волны нормально падающего поля больше периода решетки, последняя представляется однородным полупрозрачным зеркалом. [c.47]

Рис. 117. Энергетические характеристики рассеяния плоской S-поляризованной волны, нормально падающей на решетку из полуцилиндров с различными параметрами заполнения s = = 0,25 (а) 0,50 (б) 0,75 (в) 0,95 (г).

В разд. 4.2 и 4.3 мы обсудили распространение электромагнитного излучения в анизотропных средах, используя метод независимых волн (нормальных мод). Эти нормальные моды характеризуются четко определенными состояниями поляризации и фазовыми скоростями они получаются диагонализацией тензора поперечной непроницаемости rii в (4.3.8). Любая волна, распространяющаяся в анизотропной среде, может быть представлена в виде линейной суперпозиции этих нормальных мод с постоянными амплитудами. Пусть [c.114]

Рис. 10.46 иллюстрирует изменение амплитуды Mr в зависимости от aR в случае алюминиевой пластины с тремя одинаковыми круговыми стальными включениями при падении изгиб-ной волны нормально линии их центров. [c.250]

Понятие пространственной частоты оказывается чрезвычайно полезным в оптике. Последнее легко пояснить на примере образования изображения оптической системой [13]. Объект, описываемый выражением т( ), представляет собой одномерную дифракционную решетку. Как известно, при освещении одномерной синусоидальной дифракционной решетки плоской волной, нормальной к ее поверхности, в выходной плоскости, будем иметь три плоские волны нулевой порядок дифракции— волну света, прошедшую решетку без дифракции, и две сопряженные плоские волны, дифрагировавшие под углами -f0 и —в. Угол дифракции находится по формуле дифракционной решетки [c.19]

Рассмотрим зарегистрированную интерференционную картину как синусоидальную дифракционную решетку с изменяющимися по координатам пространственными частотами. Осветим пластинку плоской волной, нормальной к поверхности пластинки. Часть света пройдет пластинку без отклонения (нулевой порядок дифракции), остальная часть света дифрагирует. Пользуясь формулой дифракционной решетки v= (sin t + sin у) Д, где i — угол падения освещающего пучка на решетку, у — угол дифракции, нетрудно убедиться, что при удалении от оси системы угол дифракции изменяется так, что свет фокусируется решеткой в точку, находящуюся на расстоянии Z от пластинки, равном расстоянию от точечного источника до пластинки при регистрации интерференционной картины. [c.24]

Следуя методу, впервые предложенному Дебаем, построим общую когерентную освещающую волну из плоских элементарных волн, нормальных к направлению а, р, у. и с амплитудой AdQ, в бесконечно малом телесном углу dQ, т. е. [c.245]

Принципиально отличный способ создания когерентного излучения предложен з работе [310]. В качестве нелинейной среды для генерации высших гармоник падающего излучения предлагалось использовать смеси паров щелочных металлов с инертными газами. Эти среды обладают кубической по полю нелинейностью, в них легко реализуется условие фазового согласования. Можно подобрать соотношение между компонентам смеси таким образом, чтобы аномальная дисперсия вблизи резонансных линий одного газа компенсировалась другим газом, обладающим в области этих длин волн нормальной дисперсией, т. е. получаются одинаковые рефракции для первой и третьей гармоник. [c.74]

Будем для определенности считать, что скорость монохроматических волн растет с увеличением длины волны (нормальная дисперсия). Тогда нижняя волна на рис. 2.16, имеющая длину >,+Д>,, обгоняет верхнюю волну с длиной X. Пусть в какой-то момент времени совпадают горбы Р и Р, т. е. центр группы волн приходится на точку Р. Через некоторое время т горб Р обгонит Р, но зато совпадут горбы Q и Ql. Это значит, что центр группы волн за это время сместился назад на одну длину волны X и совпадает с точкой Q. Поэтому скорость и центра группы меньше фазовой скорости верхней волны на Х/т и=и—Х/т. Время т, в течение которого горб догоняет Q, как легко видеть из рис. 2.16, равно Дл/Ду. Поэтому выражение для групповой скорости формула Рэлея) в пределе Д>, 0 принимает вид [c.131]

Пусть сферическая волна инициирована на радиусе Л и движется внутрь, а продукты взрыва свободно разлетаются наружу. В начальный момент волна нормальная и на ее фронте [c.327]

На первый взгляд кажется, что для построения такого примера достаточно рассмотреть сходящуюся коническую ударную волну, в вершине которой можно ожидать неограниченной амплитуды. Однако этого не происходит из-за того, что усиление волны по мере приближения ее к оси сопровождается увеличением ее скорости, в результате чего конус притупляется и вместо заостренной вершины образуется участок волны, нормальный к оси и движущийся с конечной скоростью (фазовой скоростью процесса), т. е. несущий конечное давление. [c.334]

Прежде всего рассмотрим завихренность потока за произвольным сильным скачком уплотнения. Пусть в некоторой точке М поверхности ударной волны главные кривизны есть Ка и Кь (индексы а тл Ь обозначают главные направления). Обозначим проекции скорости в точке М на главные направления через и у. Очевидно, эти составляющие скорости не терпят разрыва при переходе через фронт ударной волны. Нормальную составляющую скорости набегающего потока к поверхности волны обозначим через Рассмотрим некоторую другую точку поверхности волны, расположенную вблизи точки М и имеющую координаты 8хд, по главным направлениям. Компоненты скорости Ид, в новой точке будут отличаться от значений их [c.421]

В зависимости от длины волны могут находить использование следующие схемы схемы, указанные в п. 1, а, применяются на волнах не ниже 200—-300 м схемы, указанные в п. 1, б—г,—на волнах нормально до 20 J№ и иногда до 10—15 м указанные в п. 2 и. 3—яа, всем диапазоне волн, используемых радиотехникой указанные в п. 4—на волнах не выше 1 ООО м и наконец в п. 5—па волнах от 200 м к выше. В практике же приема установлены следующие границы рацио- [c.407]

Рещая уравнения Максвелла для плоской, монохроматической электромагнитной волны, нормально падающей па однородный ионизированный газ [8, 9], получили следующие выражения [c.26]

Дл53 обычных воли их скорость [см. (52.7)1 тем бол1)Ше, чем больше длина волны (нормальная дисперсия . Для капиллярных волн [см. (52.6)] наблюдается обратная зависимость, т. е. фазовая скорость их тем больше, чем меньше длина волны (аномальная дисперсия.). [c.205]

ДИСПЕРСИОННОЕ УРАВНЕНИЕсоотношение, спя- С зыиаюп ее циклич. частоты ш и волновые векторы /с U собственных гармонич. волн (нормальных волн,) в линейных однородных системах непрерыв 1ых средах, волноводах, передающих линиях и др. Д.у. записывается и явном (0= 0) (/с) или nVHHBOM / (ы, к) — О виде. [c.641]

Каждой волне нормального колебания с частотой и и волновым вектором к сопоставляется сонокупность-квазичастиц — фононов с энергией S = и квазн-импульсом р %к, число к-рых определяется интенсивностью волны. При достаточно низких темп-рах, когда кристалл механически слабо возбуждён, его термодннамич. свойства эквивалентны свойствам газон всех элементарных возбуждених в частности, решёточная часть энергии кристалла совпадает с энергией газа фононов. [c.404]

Лит. см. при ст. Модуляторы света. А. Н. Напорский. МОДЫ (от лат. modus — мера, образ, способ, вид) — тииы колебаний (нормальные колебания) в распределённых колебат. системах (см. Объёмный резонатор. Оптический резонатор) ИЛИ типы волн (нормальные волны) в волноводных системах и волновых пучках (см. Волновод, Квазиоптика). Термин М. стал употребляться также для любого волнового поля (вне его источников), обладающего определ. пространственной структурой (симметрией). Так появились понятия М. излучения лазера, утекающая М., поверхностная М., М. шепчущей галереи , экспоненциально спадающая М., селекция М. ИТ. д. [c.185]

Число п узловых точек в распределении напряжений по толщине П. наз. порядком волны. Нормальная волна частоты ш, порядка п может распространяться в П. при условии со > (йкр = ЯНС1/Л, где с/ — фазовая скорость поперечной волны в изотропном твёрдом теле, [c.627]

Приведённые ф лы позволяют ввести квазичастицы — Ф., считая, что п—число Ф. i-ro сорта с квазиволновым вектором к. Квазиимпульс р и энергия S Ф. равны p = hk, S = й(о, где к и ш — волновой вектор и частота соответству-Ю1цей волны нормальных колебаний решётки. Скорость Ф. равна групповой скорости волны колебаний [c.338]

В недавней работе [24] удалось с достаточной степенью точности рассмотреть задачу о детонации в постановке, в определенном смысле близкой к рассмотренной выше задаче о двумерной волне горения. Решение вновь игцется в по л у по лосе ж>жо, 0< <Ь.В качестве начального состояния задается одномерная стационарно распространя-югцаяся в направлении оси х волна нормальной детонации, передний фронт которой находится при ж = 0. Боковые границы полуполосы непроницаемы для газа, т.е. на них скорость газа в направлении оси у равна нулю. При х = —хо задаются условия отсутствия отражения возмугцений, идугцих от волны в область за ней, причем хо выбира- [c.163]

В другой X6MIV в одном плече, которое также становится самоюсти-рующимся, установлено пассивное обращающее зеркало. Фазовые сдвиги (без возможности их разделения на взаимные и невзаимные) можно измерять в любом плече. Если между расщепителем пучка и обращающим зеркалом находится оптически неоднородная среда, то качество интерференционной картины остается высоким за счет сопряжения поперечных компонент волнового фронта. Одновременно автоматически вьщеляется усредненный нулевой член его разложения по пространственным частотам (плоская волна нормальная к обращающему зеркалу) < ДФ> ц. В результате интерференционная картина смещается на (< ДФ> ц/тг) X полос ). Важным для дистанционных измерений явилось получение высококачественной интерференционной картины при внесении в плечо с обращающим зеркалом многомодового волновода с согласующими линзами [24]. [c.226]

Здесь ifi и Gn2 — растягивающие напряжения за фронтами ударных волн, нормальные по отношению к этим фронтам, а ро1 и ро2 — плотности перед фронтами. [c.136]

Получите формулу Плаика для спектральной плотности равновесного излучения, рассматривая излучение в полости как совокупность стоячих волн (нормальных колебаний). [c.444]

Джеффрис, занявший впоследствии кафедру Дарвина, в третьем издании своей уже упоминавшейся книги (см. стр. 208) высказал мнение, что дарвинская теория колебаний жидкости не в состоянии объяснить выброс Луны, так как в ней амплитуды приливов предполагаются малыми и так как скорости частиц приливных волн, нормальные к поверхности сферы, недостаточны для того, чтобы произошел отрыв масс без их возврата на Землю. Однако нам представляется, что можно смягчить эти возражения, если внести поправку в теорию Дарвина.. Согласно идеям, впервые предложенным в планетарной гипотезе Молтоном и Чемберленом, а позднее Джинсом, зарождение планет произошло при прохождении двух горячих звезд в такой близости друг от лруга, что на одной из них возник чудовищный прилив, который был вытянут гравитационным притяжением другой звезды в длинный протуберанец, выбросивший материю в пространство. Аналогично притяжение со стороны постороннего небесного тела, вероятно, сравнимого по размерам и массе с Землей и проходившего не очень далеко от нее по орбите, которая во всех прочих отношениях не нарушала порядка в солнечной системе, могло вырвать из твердой земной коры массы вещества, образовавшие Луну. [c.807]

Это биквадратное уравнение относительно неизвестной п следовательно, оно имеет две пары решений п и п2- Вырождение по знаку ( ) тривиально и является следствием возможности распространения волны в противоположных направлениях. Существование же двух, не равных по модулю, решений означает, что в одном и том же направлении 8 могут распространяться две различные плоские волны с разными фазовыми скоростями с/л, и с/л 2 Можно показать, что обе эти волны линейно-поляризованы и их направления поляриза-ВД1И (т. е. направления вектора Е) взаимно перпендикулярны. Таким образом, для любого направления 8 в анизотропной среде две плоские волны (нормальные моды) могут распространяться, чувствуя каждая свой показатель преломления п или П2- [c.39]

Отметим, что найденную осесимметричную волну разрежения нельзя соединить со следующим за ней потоком с помощью конического скачка уплотнения, так как в волне нормальная к лучу Ф = onst составляющая скорости дозвуковая. [c.321]

С квантовой точки зрения каждую волну с волновым вектором к и частотой т можно трактовать как квазичастицу с квазиимнульсом р = Ш ц энергией Ш = Йсо. Квазичастица, соответствующая волне нормальных колебаний, получила название фонона. Квазиимпульс фонона во многом схож с импульсом. Существенное отличие связано с тем, что значения р. [c.118]

В ограниченггых твердых телах могут распространяться также волны других типов. Из них основное значегше имеют поверхностные волны (волны Рэлея), нормальные волны в слоях (волны Лэмба), изтибные волны, нормальные стержневые волны (волны Похгамме-ра). [c.312]

Амплитуды Ео и Еа (следовательно, и плотности токов /о и а) можно выразить через aмплиJyды напряженности электрического и магнитного полей волны, нормально падающей [c.463]

Лифшиц и Розенцвейг показали, что зона поверхностных фононов попадает в запрещенную область между акустическими и оптическими ветвями объемных фононов и погружается в них. Образуются резонансные состояния, изменяющие фазу плоских волн нормальных колебаний решетки. Последующие расчеты Марадудина привели к выводу, что локальные моды частично неупорядоченной поверхности слабо связаны с "тепловой фононной баней" кристалла. Теория прямо указывает на возможность появления избытков энергии в поверхностных фазах. [c.162]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...