Возбуждение SH-волн в плоском волноводе

И В случае четных р вклад амплитуды гармоники с п = Пр учитывается в (1.57) только один раз. Справедливо также аналогичное представление для поля под решеткой. Суммарное поле имеет узлы и пучности (Я,) -составляющей соответственно на плоскостях у = 112 + ml и у = ml, т =0, 1, 2,. .., и описывает, таким образом, поле рассеяния Н ( )р-волны плоского волновода на неоднородности вида рис. 8, б (рис. 8, в). При таком возбуждении решетки волнами противоположной фазы получаем наоборот поле рассеяния Яр-волны плоского волновода на неоднородности типа рис. 8, в и р-волны на препятствии, изображенном на рис. 8, б. [c.34]

Поперечный элементарный диполь, находящийся на оси круглого волновода, возбуждает в нем только волны Е и Я]. Плоская волна, распространяющаяся в свободном пространстве в направлении оси волновода, также возбуждает только эти волны. Отмеченные особенности возбуждения волн и Н тесно [c.123]

Рис. 46—52 дают возможность вычислить поперечник возбуждения волн Ей и Н . Особенно интересны поперечники возбуждения для =я, когда плоская волна распространяется в направлении оси г и возбуждает внутри трубы только волны Ещ и Hin, а волн с другой азимутальной зависимостью (т= =0, 2, 3,...) не возбуждает. На рис. 53 изображено отношение поперечника возбуждения iS(jt) магнитных волн в направлении 0 =я к площади поперечного сечения волновода яа. Поперечники возбуждения электрических волн, как легко подсчитать с помощью рис. 52, оказываются весьма малыми и поэтому на рис. 53 не изображены. [c.155]

ВОЗБУЖДЕНИЕ ТМ-ВОЛН ПЛОСКОГО ИМПЕДАНСНОГО ВОЛНОВОДА [c.58]

Возможности, заложенные как в самом методе Винера— Хопфа—Фока, так и в его обобщениях, упомянутых выше, к настоящему времени почти исчерпаны, если иметь в виду применение этих методов в чистом виде для строгого решения диффракционных задач. Действительно, осталось очень мало систем, поля в которых могут быть рассчитаны методом Винера—Хопфа—Фока и для которых это еще не сделано в основном это — системы с прозрачными пластинами и прозрачными цилиндрами, перечисленные в 65 и приводящие к довольно сложным соотношениям. Конечно, и для хорошо изученных систем, например для полубесконечного круглого волновода, можно тем же методом решать более сложные задачи, скажем, о падении плоской волны, о возбуждении системы точечным источником, находящимся на конечном расстоянии, и [c.391]

Нек-рые типы О. р. удобно рассматривать как отрезки однородных волноводов, замкнутые с двух сторон плоскими проводящими стенками, перпендикулярными оси волновода и отстоящими друг от друга на определенное расстояние. Колебания, возбуждаемые в таких О. р., можно трактовать как стоячие волны, образующиеся в результате многократного отражения от стенок полости бегущих волн соответствующих типов. Механизм возбуждения колебаний можно пояснить следующим образом пусть в бесконечном волноводе распространяется одна из волн типа ТЕ, ТМ или ТЕМ (падающая волна). Разбив электромагнитное поле этой волны на поперечные (, //( и продольные Я компоненты, можно записать его в виде [3] [c.478]

В настояш,ем параграфе рассматриваются следующ,ие две граничные задачи о возбуждении SH-волн в бесконечном и полубеско-нечном плоских волноводах. [c.242]

К настоящему времени природа этих явлений изучена достаточно хорошо. Установлено, что резонансное запирание диэлектрических слоев связано с возбуждением в них (как в плоских диэлектрических резонаторах) соответствующих собственных колебаний. Общей закономерностью проявления резонансов в слое является существование четко выраженных частотных зон, где такие резонансы проявляются, и зон, где они не существуют. Необходимым условием их существования является возбуждение в слое высших пространственных распространяющихся гармоник при отсутствии таковых в свободном пространстве. Эти пространственные гармоники — волны Флоке — оказываются как бы запертыми в слое и в этом смысле резонансы в диэлектрическом слое полностью идентичны известным резонансам в многомодовых волноводах 1224, 225, 249, 250]. [c.120]

Рассмотренные выше характеристики излучения охватывают свойства открытого конца волновода как передающей антенны. Свойства открытого волновода как приемной антенны можно характеризовать поперечником возбуждения (или, как часто говорят в радиотехнике, величиной эффективной поглощающей поверхности ). Представим себе, что в свободном пространстве распространяется в направлении (я—2jt—ф) плоская волна. Она возбуждает в полубесконечном волноводе, вообще говоря, все волны Етп и Нтпу НО ЛИШЬ те из них, которые могут распространяться при данной частоте, уносят с собой внутрь волновода часть мощности падающей волны. Поперечник возбуждения )S(0, ф) какой-нибудь из распространяющихся волн по определению равен величине площадки (мысленно вырезанной в плоскости фронта падающей волны), поток энергии через ко- [c.153]

Это равенство означает тот физически очевидный факт, что при к— оо, т. е. в предельном случае геометрической оптики, полный поперечник возбуждения волновода (пропорциональный полной мощности, захватываемой волноводом из набегающей на его открытый конец плоской волны) оказывается 1Дри прямом падении просто равным площади поперечного сечения волновода. [c.156]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...