Взаимодействие волн как возмущение

Взаимодействие волн как возмущение [c.65]

НЕЛИНЕЙНАЯ АКУСТИКА — область акустики, в к-рой изучают явления в звуковых полях большой интенсивности и взаимодействия звуковых волн с возмущениями другой природы (гидродинамич., тепловыми, эл.-магн. и т. д.). Для описания этих явлений недостаточны приближения линейной теории звука и необходим учёт нелинейных членов ур-ний гидродинамики и ур-ния состояния. Такие явления (т. н. н е л и-нейные эффекты) возникают в результате изменения физ, свойств среды, вызванных распространяющейся волной большой интенсивности и влияющих как на условия распространения данной волны (само-воздействие), так и на др. виды возмущений (взаимодействие). [c.288]

Благодаря наличию периодического возмущения вблизи слоя устанавливается связь между различными флоке-волнами как в слое, так и вне его, т. е. взаимодействуют различные колебания слоя и, главное, возникает связь собственных колебаний такого резонатора со свободным пространством. Таким образом, при рассеянии плоской волны на слое периодическая решетка играет роль возбудителя высших колебаний в слое-резонаторе. В результате взаимодействия полей этих высокодобротных высших колебаний с полем, прошедшим через слой на основной волне, происходит интерференционное гашение полного прошедшего поля, или запирание слоя. В этот момент плоская волна полностью отражается от слоя с решеткой. Пользуясь волноводной терминологией, такой эффект можно интерпретировать как параллельное подключение резонатора к волноводному тракту, приводящее к запиранию последнего на соответствующих частотах 1251]. Ясно, что в зонах отсутствия запертых волн Флоке возбуждающиеся в слое квази-собственные колебания сами по себе уже не являются высокодобротными [c.121]

Следует подчеркнуть, что для нарастания тепловых волн важную роль играет их взаимодействие с гидродинамическими возмущениями. Чисто тепловые волны в потоке с кубическим профилем, как показано в затухают [c.323]

В зависимости от того, какой именно механизм приводит к раскачке колебаний, в П. могут развиваться весьма разнообразные турбулентные движения. Ио характеру этого движения целесообразно различать слабую и сильную турбулентности. К слабой турбулентности приводят такие неустойчивости, у к-рых время нарастания малых возмущений значительно больше периода колебаний. В этом случае турбулентное движение представляет собой набор слабо взаимодействующих волн. Для распадного спектра колебаний, когда разрешены процессы распада волн на две и слияния двух волн в одну, именно эти процессы определяют стационарный уровень шумов. [c.22]

Знак минус здесь принят, поскольку отраженная волна распространяется в сторону, противоположную направлению распространения взаимодействующих простых и ударной волн. Соотношение (VII.2.13) принято линейным в силу малости величины отраженной волны по сравнению с величинами других возмущений. Отраженные волны, вообще говоря, должны нелинейным образом взаимодействовать с гладкими участками профиля, однако такая постановка задачи выходит за рамки принятых в настоящей работе приближений. Мы будем рассматривать отраженные волны как невзаимодействующие друг с другом и с бегущей волной. [c.183]

Рассмотрим, например, взаимодействие волны с частотой Е1й и волновым вектором д = р/Й с какой-либо нормальной модой кристалла, имеющей частоту со и волновой вектор к. Мы предполагаем, что возбуждена только эта нормальная мода, т. е. рассматриваем взаимодействие волны лишь с одним из фононов. Будем также пока пренебрегать микроскопической структурой кристалла, рассматривая интересующую нас нормальную моду как волновое возмущение в сплошной среде. Если бы такое возмущение не двигалось, для падающего излучения оно представляло бы собой периодическое изменение плотности, действующее подобно дифракционной решетке (фиг. 24.10), и тогда рассеянная волна определялась бы законом Брэгга. Однако возмущение не стационарно, а движется с фазовой скоростью фонона, которая направлена вдоль к и имеет величину а/к [c.111]

Подробно задача формулируется как задача Коши с начальными значениями М и 0, заданными на исходной ударной волне. В двух измерениях эта задача полностью аналогична задаче, рассмотренной в 6.12. Имеется исходная область взаимодействия, а затем возмущение разделяется на две простые волны, движущиеся в положительном и отрицательном направлениях вдоль ударной волны. Для каждой] из них полные изменения 0 и М будут равны нулю, так что они в конце концов превратятся в ТУ -волны [c.298]

Подробный анализ мы здесь выполнять не будем. Было установлено, что взаимодействия между волнами и полем / можно разложить в ряд теории возмущений вида (2.14). Среднее течение т определяет форму коэффициентов связи, но его не следует рассматривать как возмущение. Следовательно, мы формально рассматриваем лишь взаимодействия между компонентами и /. [c.124]

Оптика линейная и нелинейная нелинейно-оптические явления. Световые пучки в вакууме или в воздухе проходят один сквозь другой, не оказывая друг на друга какого-либо возмущения. В этом проявляется принцип суперпозиции световых волн, из которого следует линейность уравнений классической оптики. На фотонном языке суперпозиция световых волн означает, что фотоны непосредственно друг с другом не взаимодействуют. [c.211]

Рассеяние статическими дефектами решетки. Кроме взаимодействия решеточных волн вследствие ангармоничности межатомных сил, нужно рассмотреть еще их взаимодействие, обусловленное наличием статических дефектов кристаллов, таких, как нарушения периодичности или статические напряжения. Вероятность такого взаимодействия может быть вычислена методом, подобным изложенному в и. 5 энергия возмущения выражается через смещение и, которое в свою очередь выражается через амплитуды решеточных волн (3.7). Члены, квадратичные относительно [c.235]

Участки профиля, прилегающие к его передней кромке и находящиеся до точки пересечения двух скачков или скачка и пучка характеристик набегающего потока, расположены вне зоны возмущений от соседних профилей, и поэтому давление здесь такое же, как и на изолированном профиле. Распределение давления на остальной части профиля определяется взаимодействием косых скачков и волн Маха и их последовательным отражением от поверхности двух соседних профилей. Применение известного графоаналитического способа ) позволяет в общем случае больших возмущений построить распределение давлений по профилю и найти путем интегрирования величину и направление равнодействующей силы. [c.76]

Встречное взаимодействие ударной и акустической волн. Пусть ударная и акустическая волны движутся навстречу друг другу. В этом случае отраженная акустическая волна отсутствует, так как никакое возмущение не может обогнать фронт ударной волны (рис. 3.3). [c.57]

При акустическом облучении турбулентной струи непосредственное взаимодействие акустического поля с турбулентными пульсациями в струе практически не имеет места, так как длина акустических волн существенно превышает характерный размер сопла (его диаметр) или толщину пограничного слоя в начальном сечении слоя смешения. Однако акустические волны генерируют вихревые возмущения на неоднородности течения [2.32,2.43], на кромке сопла в случае струи или на задней кромке разделяющей два потока пластины в случае слоя смешения. Эти возмущения и воздействуют на вихревую систему слоя смешения в начальном участке струи подобно тому, как это наблюдается при механическом воздействии на поток. При этом акустическое возбуждение обладает важным преимуществом дальнодействия, т.е. оно не требует введения в поток каких-либо препятствий или подвижных устройств. [c.46]

Пиппард [188] развил теорию поглощения ультра-звука в металлах эта теория применима для любых значений ql и дает тот же результат, что и теория возмущений, в области применимости последней. Согласно теории Пиппарда, электрон-фононное взаимодействие уменьшается при малых ql как для продольных, так и для поперечных волн. Поглощение продольных волн достигает величины, предсказываемой теорией возмущений, при ql 5, когда оно становится пропорциональным q, но для поперечных волн поглощение при больших значениях qt перестает зависеть от 9 и изменяется обратно пропорционально / . [c.208]

Рассмотрим теперь распространение плоской монохроматической световой волны в среде, в которой возбуждена звуковая волна и показатель преломления является периодически промодулированным. Как было показано в разд. 9.1 на конкретных примерах, звуковая волна вызывает изменение показателя преломления среды. При этом среда становится периодической с периодом, равным длине звуковой волны. Это периодическое возмущение изменяется как в пространстве, так и во времени. Если звук представляет собой бегущую волну, то периодическое возмущение перемещается со скоростью звука (ее типичное значение порядка нескольких тысяч метров в секунду). Поскольку скорость звука на пять порядков меньше скорости света (с = 3 - 10 м/с), периодическое возмущение, вызванное звуковой волной, можно считать стационарным. Задача при этом сводится к задаче о распространении электромагнитного излучения в периодической среде, рассмотренной нами в гл. 6. Для иллюстрации акустооптического взаимодействия рассмотрим в качестве примера распространение светового пучка в воде. Благодаря фотоупругому эффекту звуковая волна приводит к изменению показателя преломления. Пусть ось г совпадает с направлением распространения звуковой волны, а плоскость yz параллельна плоскости падения. Если световой пучок линейно поляризован в направлении х (ТЕ-мода), то, как мы показали в разд. 9.1.1 на конкретном примере, показатель преломления для этой моды записывается в виде [c.354]

Пусть эта волна при z = О падает на тонкий слой среды, в которой распространяется звуковая волна. В режиме дифракции Рамана — Ната (Q < 1) длина взаимодействия L достаточно мала, так что такой периодически возмущенный слой (О < z < L) действует как фазовая решетка. Иными словами, при прохождении света через возмущенную область О < z < L происходит лишь модуляция фазы плоской волны. Таким образом, прошедшую волну можно записать в виде [c.382]

Проявления неустойчивости в колебат. системах с конечным числом степеней свободы в осн. аналогичны рассмотренным на примере маятника. Проявление неустойчивости в волновых системах имеет особенности, обусловленные пространств, протяжённостью этих систем. Как и в колебат. системах, неустойчивость волновых движений в консервативных волновых системах является резонансной и связана с нелинейным взаимодействием волн, напр. трёх-, четырёх- и т. д. волновые взаимодействия, возникающие в нелинейных средах при выполнении условий синхронизма, самовоздействие волн (самомодуляция, самофокусировка) и др, В активных волновых системах неустойчивость может иметь как автоколебательный, так и резонансный характер. Примерами активных волновых систем являются лазеры, гиротроны, волновые пучки в плазме, химически активные среды. При автоколебат. неустойчивости волновые возмущения нарастают за счёт энергии веколебат. источников, напр. пучков частиц или течений. В отличие от колебат. систем нарастание возмущений в таких системах может происходить не только во времени, но и в пространстве. В частности, возмущение может носить [c.348]

Посмотрим сначала, как волны противоположного семейства влияют на пересечение одноименных характеристик и скачков, а следов-таельно, и на их эволюцию. На длине трубы пересекаются одноименные характеристики и скачки, принадлежащие коротким волнам , ширина которых по х или t имеет порядок еХ еТ Т. Возмущения противоположного семейства с точностью до членов более высокого порядка смещают каждую короткую волну как целое, не изменяя взаимодействия составляющих ее элементов . С этой точки зрения, приближение невзаимодействующих волн разных семейств описывает течение весьма точно. Что касается точности вычисления моментов прихождения (7 -характеристик в сечение ж = 0, то она также оказывается большей, чем для промежуточных сечений. [c.290]

В квантовомеханическом подходе эта синусоидальная во времени энергия взаимодействия рассматривается как синусоидальный во времени гамильтониан взаимодействия который затем вводится в нестационарное уравнение Шрёдингера. Поскольку (О (оо, этот гамильтониан взаимодействия приводит к переходу между двумя уровнями атома. Прежде чем получить окончательный результат, сделаем еще три предположения 1) длина волны падающего излучения много больше размеров атома (электродипольное приближение) 2) волна взаимодействует с атомом в течение очень длительного времени 3) вероятность перехода мала, так что можно пользоваться методами теории возмущений (нестационарной теорией возмущений), С учетом всех этих предположений окончательное выражение для вероятности поглощения запишется в виде [c.35]

Общепринятой в настоящее время [Маслоу, 1984] является точка зрения, согласно которой в следе отсутствует субгармонический резонанс, тогда как в слое смешения он является стандартным каналом развития вторичной неустойчивости [Веретенцев, Рудяк, 1987а]. Возможность или невозможность реализации субгармонического резонанса при взаимодействии двух возмущений антисимметричной моды - основного и субгармонического - легко понять из простой кинематической модели, когда след моделируется двумя рядами вихрей с завихренностью разных знаков (дорожка Кармана, см. рис. 6.19а). В результате первичной неустойчивости на частоте ( (или с длиной волны X) исходного основного возмущения образуется дорожка Кармана из вихрей, расположенных в шахматном порядке. Вторичная неустойчивость, следствием которой является спаривание вихрей в каждом из рядов, реализуется на длине волны Тк. Возмущение, развивающееся на этой длине волны. [c.372]

Векторы состояния г ) , составляющие полную систему, ортонормировапную па единичный объем, в случае непрерывного спектра отвечают, соответственно, расходящимся и сходящимся волнам. Как известно, соответствующие ряды теории возмущений содержат добавки е в правилах обхода особенностей, где е — бесконечно малая положительная величина, определяющая скорость адиабатического включения взаимодействия. Между тем в аналогичных выражениях для дискретного спектра, для которого векторы 1 ) совпадают (стоячая волна), особенности понимаются в смысле главного значения. Для унификации правил обхода и самих уравнений излагаемого метода удобно сделать замену [c.259]

ОбратихМ внимание на следующее обстоятельство. В сверхзвуковом потоке всякое выравнивание начальных возмущений происходит путем многократного взаимодействия звуковых волн или характеристик. Но в ударном слое тонкого (как заостренного, так и притупленного) тела местные числа очень велики (см. 8.1), поэтому область взаимодействия или отражения возмущений может быть достаточно протяженной. Кроме того, из 3.5 следует, что возмущения, дойдя до скачка уплотнения, при этих условиях отражаются от него весьма слабо. Поэтому основное выравнивание возмущений происходит в сравнительно разреженном высокоэнтропийном слое благодаря их отражению от более плотного ударного слоя. В высокоэнтропийном слое числа существенно меньше, чем в ударном, практически течение в нем умеренно сверхзвуковое (см. рис. 11.2). Все это определяет характер распространения возмущений, показанный на рис. 11.1. [c.255]

Ниже приводятся результаты численного исследования взаимодействия ударной волны с возмущением, которое представлено как маленький скачок-ступенька. Сначала в области неединственности была поставлена начально-краевая задача для системы уравнений (8.4). Начальные условия (при i = 0) и правое граничное условие (при t > О, х = I) взяты в виде Пг = С/г = 1 (точка А на рис. 8.11), для левого граничного условия (при i > О, з = 0) принято и = -0.6, 2 = —0.2 (точка Г>2 на том же рисунке). В решении этой начально-краевой задачи при достаточно больших временах t можно различить последовательность быстрой ударной волны (скачок Л ( г) и медленной ударной волны (скачок <51 Лг), хорошо видные на рис. 8.12, т.е. автомодельную асимптотику первого типа. Точкам А, Лг и (51 на рис. 8.11 соответствуют на рис. 8.12 участки оси ж, выделенные штрихпунктирными линиями, на которых величины 1 и г принимают постоянные значения. [c.349]

ДОМ ему удалось подавить третью гармонику. Математически влияние парамагнитных ионов может быть описано добавлением к модулям упругости в волновом уравнении комплексной величины АСмагн- В упрощенных уравнениях первого порядка магнитное возмущение учитывается добавлением к правой части уравнения (4.43) члена Д J aгнP з5з. Действительная часть величины АСмагн вызывает рассогласование фазовых скоростей, а мнимая часть — поглощение волны 5з. Вблизи магнитного резонанса обе части дают вклад в подавление волны третьей гармоники 5з. Поэтому уравнения (4.41) и (4.42) оказываются для этого случая хорошим приближением. Описанным методом Ширен [6] получил экспериментальные точки (см. фиг. 12), удивительно хорошо совпадающие с теоретической кривой, рассчитанной для случая взаимодействия только двух волн. В случае когда третья гармоника не подавлена, амплитуда основной волны как функция начальной амплитуды спадает более медленно. В этом случае, характеризуемом отсутствием дисперсии, генерируются все гармоники, и решение дается формулами типа (3.27) и (3.29). [c.150]

Пусть волновой импульс падает слева на завесу (х < 0). При взаимодействии волны с завесой можно выделить три характерных этапа. Первый этап - прохождение волны через левую границу х = 0) из чистой жидкости в пузырьковую жидкость. Второй этап - распространение волны в завесе до правой ее границы (д = /о). И наконец, третий этап - прохождение волны через правую границу завесы. Полагая протяженность импульса значительно меньще ширины завесы, при прохождении волны через одну из границ влиянием другой границы будем пренебрегать. Следовательно, при нахождении коэффициентов отражения и прохождения через границы завесы область, занятую пузырьковой и чистой жидкостью (х < О, дг > /о), будем рассматривать как полубесконечную. Поскольку произвольный волновой импульс в линейной теории может быть представлен как суперпозиция гармонических волн, выведем условия отражения для таких возмущений. Для волны, падающей на границу дг = О, в чистой жидкости будем полагать, что движение при д < О определяется наложением двух волн падающей и отраженной [c.135]

Ряд прикладных задач требует подробного знания параметров дальнего следа, оставляемого телами при спуске в атмосфере с гиперзвуковой скоростью. К их числу необходимо отнести задачи, связанные со взаимодействием электромагнитных волн с возмущенной при пролете областью атмосферы. Это важно, например, при исследовании метеорных явлений или при обеспечении качества радиосвязи со спускающимися аппаратами и т.д. Важнейшими из отмеченных характеристик течения являются электронная концентрация температура потока Т и температура электронов Т . При спуске в атмосфере условия течения в дальнем следе могут сильно меняться от ламинарного режима на больших высотах до турбулентного при полетах на малых, от химически замороженного течения при малых значениях плотности окружающей среды верхней атмосферы до равновесного вблизи поверхности Земли. Необходимо отметить, что к настоящему времени течения в дальних следах достаточно подробно исследованы [1-9]. В ряде расчетно-теоретических работ эта область течения рассматривалась как в рамках совершенного газа, так и, где это необходимо, с учетом химических реакций. Между тем в условиях гиперзвукового полета и разреженной среды возможно не только неравновесное протекание химических реакций, но и достаточно сильное отклонение от состояния термического равновесия. Анализ времен релаксации различных физико-химических процессов в условиях низкотемпературной плазмы дальнего гиперзвукового следа показывает, что возможны колебательная неравновссность отдельных молекул (прежде всего молекул О2 и N2, если ограничиться рассмотрением течений "чистого" воздуха без учета возможных добавок естественного или искусственного происхождения) и отрыв температуры электронов 7,, от температуры поступательно-вращательных степеней свободы тяжелых частиц Т. Термическая неравновссность, важная сама по себе, влияет и на остальные параметры потока. Основные закономерности подобных течений выявлены в [7-10]. Данная работа является продолжением указанных исследований на всем протяжении гиперзвукового спуска в атмосфере. [c.154]

Данные, приведенные в табл. 5, показывают, что среди щелочных металлов особое положение занимает натрий, у которого отношенне наблюдаемого сопротивления к вычисленному имеет самое низкое значение. (Калий находится на втором месте, но очень близок к натрию.) Этот результат можно рассматривать как доказательство того, что у натрия относительная энергия взаимодействия имеет минимальное значение. По-видимому, он свидетельствует также о том, что натрий лучше всех других металлов соответствует идеализированной модели свободных электронов . Бардин [97, 98] несколько улучшил модель рассеяния и показал, что результаты исследования натрия хорошо согласуются с развитой им теорией. Данные, относяш иеся к калию, находятся в удовлетворительном согласии с теорией, в то время как рубидий и цезий обладают сопротивлением, которое значительно превосходит теоретическое значение. Бардин учел тот факт, что когда поны смеш ены из своих положений равновесия упругими волнами, распространяющимися в решетке, то они создают при этом возмущенное распределение зарядов, которое в свою очередь вызывает рассеяние электронов проводимости aMif электроны проводимости имеют тенденцию группироваться таким образом, чтобы компенсировать нарушенное распределение зарядов. Это явление можно назвать динамическим экранированием. Конечно, и в статических условиях электроны имеют тенденцию экранировать заряды ионов, а с этой точки зрения модель Блоха соответствует но существу почти полному экранированию зарядов ионов. Действительно, ири полном отсутствии экранирования иона, рассматриваемого как точечный заряд, потенциальная энергия электрона вблизи него была бы равна—е 1г при наличии экранирования потенциальная энергия электрона убывает с расстоянием быстрее, а именно по закону—(е //-)й [48,37] (стр. 86). В модели Блоха подразумеваетс>], что ири этом получается формула (17.1). Из приближенной теории [c.195]

Природа взаимодействия (44.12) была рассмотрена Сингви [145, 146] ). Электроны вблизи поверхности Ферми движутся со скоростями, значительно большими скорости звука S. Испускание фононов моншо рассматривать как излучение Черенкова или как волну от снаряда, движущегося и воздухе со скоростью, большей скорости звука. Возмущением захватывается только область следа внутри угла, равного рад. Проводя в (44.12) суммирование и беря только главное значение расходящихся выражений, Сингви установил, что энергия взаимодействия двух электронов равна нулю, за исключением случая, когда один из электронов находится в следе другого. Взаимодействие положительно (отталкивание) и максимально на границе следа, где оно становится бесконечным. Бом и Ставер [131] еще раньше высказывали предположение о том, что такая следовая природа взаимодействия мон ет оказаться существенной. Они предположили, что в сверхпроводящем состоянии могут образовываться цепочки электронов, в которых один электрон движется в следе другого. Сингви также рассматривал эту возможность. Однако в такой модели возникают трудности, связанные с принципом неопределенности. Как мы уже видели ранее, имеется веское доказательство того, что волновые функции электронов в сверхпроводящем состоянии размазаны на большие расстояния и поэтому трудно представить, чтобы они описывали локализованные и сравнительно слабо взаимодействующие цепочки . [c.775]

При упруго-пластическом деформировании материала встреча волн разгрузки (характеристики С+ и С на рис. 107, а) приводит к широкой зоне взаимодействия. Возмущение, обусловленное нарушением сплошности материала, достигает свободной поверхности быстрее всего от области разрушения, лежащей на последней С-характеристике. Разгрузка слева нарушается появлением разрушения и, следовательно, характеристика BBi, проходящая через еще не разрушенный материал, ограничивает область неискаженной разгрузки. Откольный импульс нагрузки от поверхности откольного разрушения повышает массовую скорость вблизи поверхности разрушения в области выше характеристики ВВ , в то время как на свободной поверхности вследствие различия в скорости распространения пластической разгрузки и упругой нагрузки (откольного импульса) последний смещается относительно волны разгрузки (рис. 109). Время смещения Д/ = ботк (1/ап- [c.220]

Построение теоргтических моделей, адекватных физической реальности, и создание инженерных методов расчета оборудования с учетом особенностей двухфазных течений невозможно без изучения волновой динамики газо- и парожидкостных сред. Особенности проявления волновых свойств зависят как от состояния и структуры самой среды, так и от амплитуды и частоты вносимых в нее возмущений. При этом предметом изучения становятся релаксационные и диссипативные процессы, происходящие в двухфазных средах при распространении в них волны возмущения. Времена протекания этих процессов, их взаимное влияние определяют эволюцию генерируемых волн в нестационарных условиях, скорость их распространения и интенсивность. Как показали многочисленные эксперименты, в газодинамике двухфазных потоков паро-(газо-) капельной структуры определяющим является обмен количеством движения между молекулами несущей газовой среды и каплями жидкости. При рассмотрении быстропротекающих процессов в смесях жидкости с пузырьками пара и газа определяющими являются инерционные свойства жидкости при внутренних радиальных ее движениях, возникающих в результате взаимодействия молекул газа в пузырьках с прилегающими к ним объемами жидкости При добавлении пузырьков газа мало меняется средняя плотность среды при достаточно малых концентрациях пузырьков, но характер изменения давления меняется существенно. [c.32]

Наличие встречного или попутного газового потока, взаимодействующего с поверхностью жидкости, еще более усложняет картину течения, поскольку в этих условиях характер и интенсивность волнообразования, помимо Re j , зависят также от Re (рис. 3). Согласно данным [55], при вынужденном движении пленки наблюдается шесть разновидностей состояния волновой поверхности. Нместе с тем имеющийся в литературе материал показывает, что в качественном плане вид волновой поверхности, возмущенной газовым потоком, близок к тому, который имеет место при свободном стекании пленки. По-видимому, в этом случае, так же как и при рассмотрении свободного движения [31], можно ограничиться в первом приближении двухслойной моделью волнового течения, выделив два основных типа возмущений [56, 62, 75, 93, 97, 133] мелкомасштабную рябь с длиной волны порядка десяти толщин пленки и длинноволновые возмущения с большой высотой волны. [c.193]

Акустооптика изучает взаимодействие оптических волн с акустическими в различных веществах. Возможность такого взаимодействия впервые предсказал Бриллюэн в 1922 г., а затем ее экспериментально проверили в 1932 г. Дебай и Сиарс в США и Люка и Бигар во Франции. При взаимодействии света со звуковыми волнами наиболее интересное явление представляет собой дифракция света на акустических возмущениях среды. При распространении звука в среде возникает соответствующее поле напряжений. Эти напряжения приводят к изменению показателя преломления. Такое явление называется фотоупругим эффектом. Поле напряжений для плоской акустической волны является периодической функцией координат. Поскольку показатель преломления среды претерпевает периодическое возмущение, возникает явление брэгговской связи, как показано в гл. 6. Акустооптическое взаимодействие является удобным способом анализа звуковых полей в твердых телах и управления лазерным излучением. Модуляция света при акустооптическом взаимодействии находит многочисленные применения, в том числе в модуляторах света, дефлекторах, устройствах обработки сигналов, перестраиваемых фильтрах и анализаторах спектра. Некоторые из этих устройств мы рассмотрим в следующей главе. [c.343]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...