Распространение электромагнитной волны в кристалле

Вместе с тем вектор S -= [EH], определяющий направление распространения потока энергии (а также единичный вектор Si = S/S), перпендикулярен векторам Е и Н и не совпадает с направлением к , так как известно, что D и Е не коллинеарны. Рис. 3. 14 иллюстрирует эти следствия решения уравнений Максвелла. Следовательно, при распространении электромагнитной волны в кристалле фазовая скорость и ( направленная по kj) U лучевая скорость U (совпадающая по направлению с вектором [c.126]

Заметим, что проведенные преобразования позволяют в общем виде решить задачу о распространении электромагнитной волны в кристалле. Действительно, комбинируя оба решения уравнений Максвелла, имеем [c.127]

Теперь несложно разобрать две основные задачи, связанные с распространением электромагнитных волн в кристаллах. [c.128]

РАСПРОСТРАНЕНИЕ ЭЛЕКТРОМАГНИТНОЙ ВОЛНЫ В КРИСТАЛЛЕ 1Э [c.19]

Распространение электромагнитной волны в кристалле. [c.19]

Обеспечить условие синхронизма на большом пути распространения волн оказалось возможным в кристаллах, обладающих двойным лучепреломлением. Скорость распространения электромагнитных волн в таких кристаллах зависит от поляризации луча. При этом в направлении оптической оси обыкновенный и необыкновенный лучи распространяются с одной и той же скоростью наибольшая же разность скоростей имеет место в направлении, перпендикулярном оптической оси. На рис. 47 приведены сечения волновых поверхностей одноосного кристалла. Оптиче- [c.76]

Таким образом, электрический вектор Е или D) в кристалле в известном смысле является главным. Это и понятно, так как именно он определяет электрическую поляризацию среды, а возбуждение последней составляет сущность процесса распространения электромагнитных волн в материальных средах. [c.457]

В предыдущем разделе мы показали, что внешнее электрическое поле может изменять эллипсоид показателей преломления определенных кристаллов. Известно также, что характеристики электромагнитного излучения, распространяющегося в кристаллах,, определяются эллипсоидом показателей преломления. Следовательно, электрооптический эффект в этих кристаллах можно использовать для управления распространением световой волны, в частности ее состоянием поляризации. В качестве примера рассмотрим пластинку, представляющую собой г-срез кристалла KDP, на которую действует внешнее электрическое поле Е, параллельное оси Z. Для света, распространяющегося вдоль оси z, двулучепреломление в соответствии с (7.2.9) и (7.2.10) можно записать в виде [c.257]

Кристаллы. Введем некоторые определения. Плоскостью падения называется плоскость, содержащая луч и нормаль к поверхности кристалла. Главным сечением кристалла называется плоскость, содержащая оптическую ось кристалла и луч. Оптическая ось кристалла — прямая, проведенная через любую точку кристалла в направлении, в котором не происходит двойного лучепреломления. Рассмотрим прохождение электромагнитной волны через одноосный кристалл. Определим прямоугольную систему координат. Направим оптическую ось кристалла вдоль оси л , как показано на рис. 25.2. Выберем произвольное направление распространения луча в кристалле Ог. Пусть фазовая скорость распространения электромагнитной волны будет V. Уравнение световой волны, распространяющейся в произвольном направлении в среде, имеет вид [c.196]

Другая ситуация складывается для необыкновенного луча (е). Направления колебаний необыкновенного луча должны быть перпендикулярны к направлениям колебаний обыкновенного луча, т. е. должны лежать в плоскости чертежа и в то же время эти колебания должны быть перпендикулярными к лучу, так как электромагнитная волна поперечна. В этом случае для различных направлений распространения необыкновенного луча в кристалле колебания (обо- [c.200]

Уравнение распространения электромагнитных волн. Электромагнитное поле в кристалле не обязано обладать трансляционной инвариантностью с периодичностью решетки, и поэтому вектор напряженности электрического поля, исходя из общего подхода, основанного на анализе Фурье, естественно представить не в виде суммы типа (А.2), а в виде интеграла Фурье [c.718]

В технике СВЧ существуют приборы и устройства, использующие искусственное замедление электромагнитных волн с помощью периодических структур, создаваемых на проводящих электродах. Естественно ожидать, что подобного рода устройства, использующие замедляющие системы, найдут полезное применение в акустике и акустоэлектронике. В связи с этим мы исследуем распространение упругих и акустоэлектрических волн в кристалле с периодически неровной поверхностью. Такая система— один из наиболее известных примеров замедляющих структур (рис. III.И). Физическую причину замедления волн периодической структурой легко понять. Волна, распространяющаяся в среде со скоростью звука о, обтекает неровности, поэтому ее эффективная скорость s вдоль поверхности оказывается меньшей, чем So. Существует целый ряд работ, посвященных замедляющим структурам в электродинамике [72, 133] и акустике [61, 62, 134]. Мы рассмотрим некоторые сравнительно простые эффекты, ограничиваясь наиболее характерным случаем малых неровностей, когда высота неровностей а мала по сравнению с их периодом d и длиной волны в кристалле Ко. [c.141]

Кварцевые кристаллы, используемые в электрических фильтрах, можно представить в виде резонаторов, соединенных между собой цепями, обеспечивающими распространение волн (соединительными проводами), для которых сдвиг фазы и затухание очень малы. При значительно более высоких частотах положение меняется и соединительные цепи необходимо рассматривать как коаксиальные линии [23] или волноводные фильтры. Поскольку скорость распространения упругих волн существенно меньше, чем скорость распространения электромагнитных волн, все устройства, применяемые для передачи акустических, гидравлических и механических колебаний, следует рассматривать в большинстве случаев как распределенные системы. [c.415]

НИИ значение потенциала, в котором происходит движение решетки, при определенной конфигурации положений ядер равно полной энергии основного состояния, причем эта энергия вычисляется при неподвижных ядрах в той же самой конфигурации. В дальнейшем изложении мы в той мере исходим из модельных допущений п. 3.161, в какой мы учитываем связанные с колебаниями электрические поля наряду с этим принимается во внимание периодичность кристалла. Определяющие соотношения для колебаний решетки (уравнения для плотности энергии, уравнения движения и др.) содержат в явном виде как механические компоненты, так и компоненты внутренних электрических полей в кристалле. Необходимые принципиальные познания об оптических (в особенности о нелинейных оптических) свойствах мы можем получить уже при изучении относительно простых кристаллов или модельных кристаллов так, например, мы рассмотрим решеточные волны линейной цепочки и в трехмерном представлении колебания решетки с определенным направлением поляризации и распространения в оптически изотропных кристаллах с двумя ионами в элементарной ячейке. Сначала мы займемся невозмущенной системой и изучим длинноволновые оптические колебания решетки (оптические фононы) и колебания поляризации (фо-нон-поляритоны), представляющие собой смешение решеточных и электромагнитных колебаний [3.1-2]. Затем мы перейдем к рассмотрению взаимодействия решетки с внешним полем излучения. Квантовое описание основных соотношений для невозмущенной системы, а также для взаимодействия с внешним полем излучения может быть успешно выполнено как в качественной, так и в количественной формах по аналогии с классическим рассмотрением. В ч. I и до сих пор в ч. II мы еще не обсуждали решеточные колебания, и поэтому нам придется начать издалека. [c.371]

Отказавшись от детального описания особенностей отражения света от кристаллов с пространственной дисперсией диэлектрической проницаемости, при исследовании распространения света внутри кристалла мы будем исходить из выражения (56.9). В этом случае отношение амплитуд, возникающих в кристалле нормальных электромагнитных волн определенной частоты и поляризации, определяется однозначно без введения дополнительных граничных условий для экситонных полос различной природы. Полученные результаты имеют строгий смысл, если их относить к случаю распространения света в области г>0, возникающего в кристалле бесконечных размеров под действием сторонних токов (56.5), создаваемых в плоскости г = 0 внутри кристалла. Ниже вычисляется векторный потенциал (56.9), напряженности электрического Ех и магнитного. Ну полей и компонента вектора плотности потока электромагнитной энергии 5 в кристалле для различных предельных случаев. [c.459]

Основной задачей кристаллооптики является исследование распространения в кристаллах плоских монохроматических волн, характеризующихся определенными значениями частоты ю и волнового вектора к. Такие волны, если они удовлетворяют однородному волновому уравнению, называются нормальными электромагнитными волнами. Нормальные волны бывают нескольких типов, но сейчас мы будем иметь в виду лишь однородные волны, электрическое поле в которых имеет вид [c.11]

Однако с ним связана электромагнитная часть потока энергии (см. 4), соизмеримая с потоком энергии в упругой волне. Возникновение магнитного поля в акустоэлектрической волне — не исключение, а правило, и это обстоятельство особенно существенно нри распространении волн в ограниченном пьезокристалле. Мы рассмотрели примеры распространения сдвиговых волн перпендикулярно оси симметрии кристалла. [c.20]

Эмпирически давно было обнаружено существование соотношений взаимности L1 = Ь1 . Например, тензор электропроводности в анизотропном кристалле симметричен. Чем это можно объяснить В данном случае взаимность выступает в несколько иной форме, чем в упоминавшемся примере с распространением сигнала, где она обусловлена динамическими законами распространения электромагнитных или звуковых волн. (Хотя, строго говоря, принцип взаимности при распространении сигналов также является частным случаем теоремы взаимности Онсагера.) Взаимность кинетических коэффициентов не является прямым следствием подобных динамических законов. Онса-гер [1] поставил этот вопрос и дал на него ответ. Его доказательство, появившееся в 1931 г., было основано на анализе процессов флуктуаций и обратимости динамических законов, управляющих микроскопическими процессами, лежащими в основе всех наблюдаемых макроскопических явлений. [c.399]

В Институте радиотехники и электроники Академии наук СССР разработана активная ультразвуковая линия задержки. Принцип ее действия основан на использовании явления усиления ультразвука дрейфом электронов в твердых телах. Усиление возникает из-за взаимодействия электронов с кристаллической решеткой. Особенно эффективно это взаимодействие в материалах, обладающих пьезоэлектрическими свойствами. Благодаря такому взаимодействию ультразвуковой волне передается энергия потока электронов, когда скорость их дрейфа в кристалле превышает скорость распространения ультразвука. Электромагнитные колебания преобразуются электромеханическим преобразователем в ультразвуковые. Возникшая ультразвуковая волна распространяется через звукопровод и активный элемент, в котором происходит ее усиление, и затем снова преобра- [c.136]

В данном разложении интерес представляют вторая и третья гармоники частоты ю падающей волны. Эти члены есть диполь-ные моменты единиц объема, индуцированные в среде с частотами, соответственно в два и три раза превыщающими частоту падающей волны. Эти осциллирующие диполи в свою очередь приводят к появлению электрических полей с частотами 2(о и 3(0. Генерация второй и третьей гармоник электромагнитных волн особенно явно выражена в некоторых кристаллических веществах. Последние, однако, часто являются анизотропными, вследствие чего коэффициенты нелинейной поляризуемости оказываются зависящими от направления распространения, типа поляризации падающей волны и ориентации оптических осей кристалла. Иными словами, коэффициент 2 заменяется тензором 0 цк 2(л), так что для второй гармоники поляризацию среды можно записать как [c.27]

Дебай использовал для расчета внутренней энергии и теплоемкости кристалла так называемую непрерывную модель, В этой модели закон дисперсии предполагается таким же, как для сплошной среды и для электромагнитного излучения, т, е, линейным, В соответствии с этим для частоты продольных и поперечных фононов имеем v = = fut / 2тг и V = fut / 2л, где ui и и, — скорости распространения продольных и поперечных упругих волн соответственно, которые считаются не зависящими от частоты. Заметим, что эти выражения для частоты получаются, если разложить функцию v(f) в ряд по степеням/и ограничиться первым (линейным) членом разложения. Поэтому они, строго говоря, пригодны лишь при малых/(подробнее см. конец параграфа). [c.257]

В книге известных американских специалистов рассматриваются вопросы распространения электромагнитных волн в периодических средах, теория волноводных мод в диэлектрических волноводах и в волокнах, теория распространения поверхностных поля-ритонов и т. п. Представлены также основы нелинейной оптики и явления оптического фазового сопряжения. Большое внимание уделяется теории распространения, электромагнитных волн в кристаллах, подверженных внешним воздействиям. Мо кет использоваться как учебное пособие. [c.4]

Вместе с тем не может быть и речи о том, что в рамках кристаллооптики с учетом пространственной дисперсии уже исследованы все штересные задачи. Достаточно сказать, что даже в классической кристаллооптике, которая развивается много десятилетий, до сих пор встречаются интересные вопросы и еще недостаточно изученные случаи (упомянем, например, о сингулярных оптических осях). Число кристаллооптических задач, которые можно было бы решать с учетом пространственной дисперсии, очень велико. Однако решение многих таких задач далеко не всегда будет оправдано с точки зрения реальных требований, которые определяются экспериментальными возм-ожностями и ценностью той или иной информации для теории кристаллов. Поэтому, как нам представляется, проводить дальнейшее развитие теории (речь сейчас идет о расчетах, аналогичных изложенным в 10) в первую очередь нужно в тесной связи с анализом данных и возможностей эксперимента. Впрочем, и вне непосредственной связи с экспериментом вряд ли можно считать излишним исследование влияния слабой пространственной дисперсии на распространение электромагнитных волн в кристаллах разных классов, вблизи оптических осей. [c.355]

Процессы распространения упругих волн в кристаллах много сложнее процессов распространения электромагнитных волн. Электромагнитные волны всегда поперечны, упругие (звуковые) полны могут быть поперечными н продолы ыми. Продольные волны — волны сжатий и растяжений, поперечные — вдлны деформаций сдвига. В каждом заданном нанравлении в кристалле распрост-раняются в J общем случае три поляризован- [c.143]

Если среда анизотропна, то процесс распространения волн может описываться гиперболическими уравнениями не второго, а более высокого (например, четвертого) порядка, которые приводятся к уравнениям второго порядка только при специальных предположениях о характере протекания волнового процесса в анизотропной среде. Такого типа задачи встречаются при исследовании распространения световых волн в кристаллах, электромагнитных волн в плазме или феррите, находящихся в магй ит-ном поле, упругих волн в анизотропных твердых телах и т. д. [c.13]

Однако волны в кристалле во многих отношениях существенно отличаются от электромагнитных волн. Прежде всего, электромагнитные волны поперечны и обладают двумя независимыми состояниями поляризации. В отличие от этого волны в кристалле могут быть как поперечными, с двумя независимыми поляризациями, так и продольными. Кроме того, что еще бОлее существенно, набор электромагнитных волн не ограничен по частотам, и существуют волны со сколь угодно большими частотами. Для волн в кристалле из-за дискретности решетки длина волны не может быть меньше минимального расстояния / между атомами Amin "" К и, следовательно, частота не может превышать значения Vmax и Xmin и I (и — средняя скорость распространения волн). Поэтому общее число различных волн в кристалле конечно и определяется числом колебательных степеней свободы кристалла. [c.255]

Полное число различных колебаний равно ЗМ — 6, так как из полного числа степеней свободы 3N надо вычесть три поступательные и три вращательные степени свободы твердого тела как целого здесь N — число атомов или ионов в кристалле, причем атомы рассматриваются как материальные точки. Наконец, следует сказать, что для электромагнитных волн в вакууме закон дисперсии — соотношение между частотой v и волновым вектором / — имеет простой вид v = f /2л (множитель с = onst) отсутствует зависимость фазовой скорости от частоты. В противоположность этому, для волн в кристалле закон дисперсии в общем случае не имеет столь простого вида, ибо скорость распространения как поперечных волн и,, так и продольных волн м/ зависит от частоты. [c.255]

Существует много веществ, оптические свойства которых зависят как от направления распространения, так и от поляризации световых волн. К оптически анизотропным материалам относятся кристаллы, например кальцит, кварц и KDP, а также жидкие кристаллы. Эти материалы характеризуются многими необычными оптическими свойствами, такими, как двойное лучепреломление, оптическое вращение плоскости поляризации, поляризационные эффекты, коническая рефракция, электрооптические и акустооптические эффекты. Анизотропные кристаллы используются во многих оптических устройствах, например в призменных поляризаторах, поляризационных пластинах и в двулучепреломляющих фильтрах. Анизотропные нелинейные вещества используются также для достижения фазового синхронизма при генерации второй гармоники. Таким образом, очевидно, сколь важным для практического применения этих свойств является четкое представление о процессе распространения света в анизотропных средах. Данная глава целиком посвящена изучению распространения электромагнитного излучения в этих средах. [c.78]

В данном разделе мы применим исчисление Джонса для исследования распространения электромагнитных волн через анизотропную среду со слабым кручением. Типичным примером такой задачи является распространение света в нематических жидких кристаллах с кручением. Этот случай аналогичен веерному фильтру Шольца, число пластинок N которого стремится к бесконечности, а толщина пластинок стремится к нулю как /N. Действительно, анизотропную среду с кручением можно разделить на N слоев, предполагая, что каждый слой представляет собой волновую пластинку с некоторой фазовой задержкой и азимутальным углом. При этом полную матрицу Джонса можно получить перемножением всех матриц, отвечающих этим пластинкам. [c.156]

При распространении электромагнитного излучения в периодических средах возникает много интересных и потенциально полезных явлений. К ним относятся дифракция рентгеновского излучения в кристаллах, дифракция света на периодических изменениях механических напряжений, возникающих при прохождении звуковой волны, и запрещенная зона для света в слоистых периодических средах. Эти явления используются во многих оптических устройствах, таких, как дифракционные решетки, голограммы, лазеры на свободных электронах, лазеры с распределенной обратной связью, лазеры с распределенным брэгговским отражением, брэгговские отражатели с высокой отражательной способностью, акустооптические фильтры, светофильтры Шольца и т. д. В данной главе мы рассмотрим некоторые общие свойства электромагнитного излучения в периодических средах и общую теорию его распространения в слоистой периодической среде. Эта теория имеет весьма близкую формальную аналогию с квантовой теорией электронов в кристаллах и поэтому позволяет использовать понятия блоховских волн, запрещенных зон, затухающих и поверхностных волн. Наконец, мы обсудим применение этой теории для решения ряда хорошо известных задач, таких, как расчет коэффициента отражения от брэгговского зеркала, коэффициентов пропускания фильтра Шольца и оптических поверхностных волн. Кроме того, мы обсудим двойное лучепреломление за счет формы и его применение в дихроичных поляризаторах. Периодические структуры играют также важную роль в интегральной оптике, рассмотрение которой мы отложим до гл. 11. [c.169]

Рассмотрим теперь случай, когда невозмущенные нормальные моды оказываются связанными благодаря наличию внешнего электрического поля. Это имеет место, когда в уравнениях (7.4.7) недиагональные матричные элементы возмущения не равны нулю, т. е. Дг ,2 = 0. В этом случае при распространении волны в кристалле происходит обмен электромагнитной энергией между связанными модами. Поэтому величины модовых амплитуд являются функциями пространственных координат и времени. Модовые амплитуды удовлетворяют уравнениям связанных мод (7.4.7). Рассмотрим да- [c.270]

Энергия колебаний решетки, или энергия упругой волны, является квантовой величиной. Квант энергии упругой волны называется фононом, который назван так по аналогии с фотоном— квантом энергии электромагнитной волны (рис. 5.1). Вспомним вначале историю возникновения понятия фотон . Почти все концепции, используемые в применении к фотонам, например концепция корпускулярно-волнового дуализма, в равной степени хорошо подходят и к фононам. Звуковые волны в кристаллах можно рассматривать как распространение фоно-пов. Тепловые колебания атомов в кристаллах можно рассматривать как термическое возбуждение фононов, по аналогии с термическим возбуждением фотонов, из которых состоит излучение абсолютно черного тела, [c.171]

При освещении кристалла узким пучком лучей в нем возникают два луча, соответствующие двум электромагнитным волнам, распространяющимся в кристалле с различными скоростями и вследствие чего лучи имеют различные показатели преломления (ло = ivi и Пе = /uj) и распространяются внутри кристалла в различных направлениях. Для одного из лучей показатель преломления о не зависит от направления луча в кристалле и таким образом остается постоянным при любом угле падения световой волны на кристалл этот так называемый обыкновенный луч полностью подчиняется обычным законам преломления. Другой луч — необыкновенный он не следует обычным законам преломления и, кроме частных случаев, не остается в плоскости падения. Скорость распространения этого луча в зависимости от направления распространения в кристалле может принимать различные значения в определенном интервале, соответственно с этим и показатель преломления его зависит от направления. В одноосном кристалле имеется только одно направление оптической оси, в котором оба луча имеют одну и ту же скорость распространения. Во всех других направлениях скорости распространения для обыкновенного и необыкновенного лучей различны. [c.71]

После того как мы кратко рассмотрели распространение волн в анизотропных кристаллах, вернемся теперь к проблеме индуцированной нелинейной поляризации. Вообще говоря, для анизотропной среды скалярное соотношение (8.41) не справедливо. В этом случае следует использовать тензорное соотношение. Запишем сначала в данной точке г вектор электрического поля Е (г, электромагнитной волны на частоте со и вектор нелинейной поляризации Рнелин(г, /) на частоте 2 в виде [c.497]

В 1900 г. следуя Максвеллу, Рзлей интерпретировал излучение как электромагнитные волны, у которых напряженности электрического и магнитного полей периодически изменяются по величине во взаимно перпендикулярных направлениях, нормальных к линии распространения волн. Как и в случае собственных колебаний кристалла, полый резонатор содержит стоячие электромагнитные волны, длины которых должны удовлетворять граничным условиям этой полости. Приписывая каждому из этих колебаний некоторую среднюю энергию кТ по аналогии с колебанием двухатомных молекул в кинетической теории газов, Рэлей получил следующую формулу для плотности энергии излучения [c.91]

До сих пор при рассмотрении электрооптической модуляции предполагалось, что фаза электромагнитной волны, выходящей из элек-трооптического кристалла, определяется мгновенными значениями внешнего электрического поля. Понятно, что это предположение теряет силу, когда поле, действующее на кристалл, является переменным с достаточно высокой частотой. В этом случае за время прохождения света через кристалл внешнее электрическое поле может существенно измениться (и даже несколько раз поменять знак) и полная задержка (или изменение фазы) окажется очень малой. Высокочастотные модуляции особенно важны для систем оптической связи с большой скоростью передачи информации, в которых модулирующее поле может осциллировать на частотах микроволнового диапазона. Для учета этих высокочастотных эффектов при электрооптической модуляции необходимо рассмотреть распространение света в кристаллах при наличии электрических полей, изменяющихся как во времени, так и в пространстве. [c.264]

В гл. 7 мы рассмотрели электрооптические эффекты в кристаллах, т. е. вопрос о том, как внешнее электрическое поле влияет на распространение электромагнитного излучения. Эти эффекты можно использовать для создания модуляторов света, перестраиваемых спектральных фильтров, электрооптических фильтров, сканирующих устройств и т. п. Электрооптическая модуляция позволяет управлять лазерным пучком или контролировать сигнал излучения с высокой скоростью (вплоть до частоты в несколько гигагерц), поскольку при этом не используется механическое перемещение элементов. В данной главе мы рассмотрим различные такие устройства, их характеристики и принципы действия. Рассмотрим также некоторые важные особенности их конструирования. В гл. 11 мы обсудим электрооптические приборы на основе направляемых волн, такие, как модуляторы и согласующие устройства. [c.297]

В лазере, как и во всяком генераторе электромагнитных волн, основой является активный элемент, преобразующий энергию внешнего источника питания в нужное излучение. В нашем случае таким элементом является кристалл алюмоиттриевого граната с добавкой трехвалентного иона неодима Y3Al50i2-Nd +. Этот ион является самым распространенным активатором лазерных кристаллов. Он обладает способностью к генерации почти в 80 средах [22]. Однако из этого многообразия сред широкое практическое применение нашли лишь стекла нескольких марок и несколько типов кристаллов, самым распространенным из которых является алюмоиттриевый гранат [22, 23]. Последнее обусловлено присущей кристаллам граната с неодимом (АИГ-Nd) совокупности полезных свойств, которые будут рассмотрены ниже. [c.9]

Некоторые растворы и кристаллы редких земель, солей железа и других веществ вращают плоскость поляризации в магнитном поле в направлении, противоположном вращению тока, возбуждающего электромагнит. К этой группе относится много парамагнитных тел, почему и самое вращение иногда называют парамагнитным в отличие от обычного магнитного. По Дорфману и Ладенбургу эффект Фарадея определяется, вообще говоря, двумя причинами. Одна из них, на основе к-рой и построена изложенная теория, сводится к тому, что электронная орбита совершает прецессионное вращение в магнитном поле. Другая состоит в том, что магнитное поле ориентирует атомы благодаря ранее существовавшему в них магнитному моменту. Ориентированные т. о. атомы будут различно реагировать на свет, поляризованный по кругу вправо и влево, и следовательно число электронов, отвечающих на одну и другую волну, будет несколько различным к этому сводится объяснение парамагнитного вращения. В общей квантовой теории (Френкель) разделение двух факторов, диамагнитного и парамагнитного, строго говоря, является недопустимым теория в конце концов должна целиком основываться на характере явления Зеемана для данного вещества. Однако для слабых магнитных полей такое разделение целесообразно и в квантовой теории. Кроме перечисленных вращательных эффектов, вызываемых связанными электронами, Кек наблюдал вращение плоскости поляризации коротких электромагнитных волн при их распространении в ионизованном газе, содержащем свободные электроны и находящемся в магнитном поле. Этот эффект, как показал Эпльтон, может играть большую роль при распространении радиоволн в верхних ионизованных слоях атмосферы (благодаря действию земного магнитного поля). [c.199]

В металлах второй группы (кадмий и др.) с гексагональной решеткой и равными концентрациями электронов и дырок геликоны не образуются. Однако в них возможно распространение вдоль постоянного магнитного поля, направленного вдоль гексагональной оси кристалла, особого типа циркулярно поляризованных низкочастотных электромагнитных волн, получивших название доплеронов. [c.190]

Область частот Г. соответствует частотам электромагнитных волн дециметрового, сантиметрового и миллиметрового диапазонов (т. н. сверхвысоким частотам — СВЧ). Частоте 10 Гц в воздухе при нормальном атмосферном давлении и комнатной температуре соответствует длина волны Г. 3,4 10 см, т. е. одного порядка с длиной свободного пробега молекул в воздухе при этих условиях. Упругие волны могут распространяться в среде только при условии, что их длины заметно больше длины свободного пробега в газах или больше межатомных расстояний в жрщко-стях и твёрдых телах. Поэтому в газах (и, в частности, в воздухе) при нормальном атмосферном давлении гиперзвуковые волны не распространяются. В жидкостях затухание Г. очень велико и дальность распространения мала. Сравнительно хорошими проводниками Г. являются твёрдые тела в виде монокристаллов, но гл. обр. при низких темп-рах. Так, напр., даже в монокристалле кварца, отличающемся малым затуханием упругих волн, продольная гиперзвуковая волна с частотой 1,5 10 Гц, распространяющаяся вдоль оси X кристалла при комнатной темп-ре, ослабляется по амплитуде в 2 раза на расстоянии всего в 1 см. В монокристаллах сапфира, ниобата лития, железо-иттрие-вого граната затухание Г. значительно меньше, чем в кварце. [c.86]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...