Отражение от плоского слоя

Отражение от плоского слоя и системы слоев [c.15]

Решение. Коэффициент отражения от плоского слоя с импедансом Z , разделяющего среды и 2д, при нормальном падении можно записать как [c.40]

Решение. В задаче 1.4.2 рассчитан модуль коэффициента отражения от плоского слоя (см. (2.1)). Поскольку поглощение звука в стали не учитывается, коэффициент прохождения по мощности = 1- меньше 0,01. [c.43]

В системе чередующихся плоских слоев из легкого и тяжелого веществ рассмотрим движение волны с фронтом, параллельным слоям. Имея в виду случай неограниченного усиления ударной волны, будем считать оба вещества идеальными газами, до сжатия холодными, с V = = /д. Если толщины тяжелых слоев между собой равны (то же для легких слоев), т. е. система периодическая, то в ней может идти ударная волна с периодически меняющимся давлением на фронте, например, под действием равномерно движущегося поршня. (Очевидно, что периодичность установится не сразу, а лишь вдали от поршня.) Характер такого движения показан на рис. 17. Давление на фронте меняется периодически, испытывая скачки на границах слоев и в местах, где его догоняют вторичные ударные волны — результаты отражений от границ слоев. [c.335]

Представим теперь снова сферическую > волну с источником в О, разложенной по плоским волнам. Каждая из этих первичных волн будет испытывать многократные отражения от границ слоя, проникая при этом и за границы. При простейшем проникновении в Pi — случай а) на рис. [c.218]

Найти коэффициент отражения звука от плоского слоя толщиной , разделяющего две одинаковые по своим характеристикам среды. [c.40]

Этот случай близок к наплавке валика на пластину. В зависимости от толщины расчет температуры ведут по одной из трех схем. Если пластина тонкая, то предполагают, что источник выделяет теплоту равномерно по толщине листа и расчет проводят, как для линейного источника теплоты в пластине. В толстых плитах отражением теплоты от нижней границы пренебрегают и расчет ведут по схеме точечного источника теплоты на поверхности полубесконечного тела. Наконец, если пластина не удовлетворяет первым двум схемам, то выбирают схему плоского слоя с точечным источником теплоты на поверхности (рис. 6.16, а), принимая, что обе поверхности не пропускают теплоту. [c.185]

Здесь также более качественное согласование наблюдается при вертикальной поляризации падающих волн. Указанные свойства зависимости коэффициента отражения от слоя используются в основе многих СВЧ методов неразрушающего контроля материалов и сред, прозрачных в диапазоне СВЧ. Аналогичные рассуждения могут быть сделаны и для коэффициента прохождения волны через радиопрозрачный слой. Более подробно об этом будет сказано ниже. Здесь лишь отметим, что оба коэффициента тесно взаимосвязаны например, для плоских волн и диэлектриков без потерь энергетический коэффициент прохождения определяется как Т = 1 — / . [c.210]

Рис. 21. Зависимость коэффициента отражения от толщины плоского слоя для двух диэлектриков

Для уяснения физической сущности волн в пластинах рассмотрим процесс образования нормальных волн в жидком слое. Пусть на слой толщиной /г (рис. 1.3) падает извне под углом р плоская продольная волна. Линия AD показывает фронт падающей волны. В результате преломления на границе в слое возникает волна с фронтом СВ, распространяющаяся под углом а. и многократно отражающаяся в слое. При определенном угле падения фазы волны, отраженной от нижней поверхности, и прямой волны, идущей от верхней поверхности, совпадают, что и является условием возникновения нормальных волн. [c.15]

Определим коэффициент пропускания плоского слоя полупрозрачной среды. Поскольку с отражением от поверхности такой [c.212]

Параллельный нучок света частоты v надает на слой рассеивающего вещества с коэффициентом рассеяния и, пройдя этот слой, достигает плоской отражающей стенки, альбедо которой задано. Требуется определить интенсивность света, отраженного от стенки и вновь прошедшего через рассеивающую среду, как функцию угла, составляемого лучом и нормалью к стенке. [c.325]

Оптический метод исследования напряжений применяется для решения задач о деформациях в пределах упругости. Однако имеются возможности расширения метода на упруго-пластические деформации, и такая работа сейчас ведется. Основная возможность состоит в том, что зависимости (8.13) между главными показателями преломления и главными удлинениями сохраняют силу и в некотором диапазоне пластических деформаций. Кроме того, имеются косвенные пути, один из которых — метод наклеенных пластинок. На исследуемую модель из металла в виде плоской пластинки с одной отшлифованной поверхностью наклеивается тонкая пластинка из оптически активного материала, предел упругих деформаций которого выше предельной упругой деформации испытуемого материала. Оптическая картина наблюдается в отраженном от зеркальной поверхности образца свете, дважды прошедшем слой оптически активного материала. При этом пластическим деформациям в металле до некоторого предела будут соответствовать упругие деформации в оптически активном слое. Этот метод также находится в стадии разработки. [c.360]

В заключение остановимся на уменьшении (нри и 7 1) скорости затухания малых колебаний. При <С г, где (1 - толгцина ударного слоя, а г - радиус затупления, эволюция малых нестационарных возмугцений особенно в окрестности оси симметрии определяются отражением от скачка и от поверхности тела почти плоских акустиче- [c.312]

Задачи о диффузном отражении от полубесконечной атмосферы и о диффузном отражении и пропускании плоским слоем при рэлеевском законе рассеяния с учетом многократного рассеяния решил С. Чандрасекар [85]. Эти решения позволили ему объяснить ход поляризации неба в зависимости от высоты солнца. Было показано, что только учет многократного рассеяния дает возможность правильно определить положения так называемых нейтральных точек на небе, в которых поляризация отсутствует. Подробнее об этом можно прочитать в книге [44]. [c.272]

Как уже отмечалось, течение можно считать близким к свободномолекулярному, если минимальная длина пробега много больше, чем характерный размер тела. Однако оказывается, что существуют течения, не удовлетворяющие этому требованию, которые все же могут быть рассчитаны в рамках теории первых столкновений. К числу таких течений относится течение в молекулярном пограничном слое (М. Н. Коган, 1962, 1967). Такое течение возникает, например, у плоской пластинки, установленной параллельно потоку при М Кп Э Отраженные от пластинки молекулы имеют длину пробега на набегающих молекулах в М раз меньшую, чем в набегающем потоке (А. ,), и в Кп/М раз меньшую длины пластинки Ь. В результате около пластинки образуется уплотненный слой толщиной Ь Кп/М, в котором плотность в М/Кл раз больше, чем в набегающем потоке. Несмотря на все это, молекулы испытывают около пластинки лишь по одному столкновению, так как после столкновения эффективная длина пробега молекул возрастает примерно в М раз (явление перерождения молекул) и второе столкновение молекулы испытывают на расстоянии порядка Коо Ь. В режиме молекулярного пограничного слоя сопротивление пластинки в М/Кп раз, а давление в М Кп раз больше, чем в свободномолекулярном режиме. [c.433]

Рис. 7. Зависимость функции Ф/L, характеризующей роль излучения в плоском слое среды от а L при различных значениях коэффициента отражения

Импульс, падающий на границу раздела сред, представлен в виде плоской волны (пучка лучей), фронт которой ограничен в пространстве диаметром 2а преобразователя, а амплитуда волны одинакова в пределах фронта пучка. Затухание в слое в расчетах не учитывается. Решение для импульса плоской волны, прошедшего слой в прямом направлении, представляет собой бесконечную сумму импульсов, образованных многократными отражениями исходного импульса от границ слоя. Учет ограниченности пучка в пространстве приводит к необходимости введения для каждого импульса некоторого энергетического коэффициента Q , определяющего ту часть сечения пучка, в пределах которой импульс, k раз отраженный от границ слоя, может интерферировать со всеми импульсами, число отражений которых меньше k. Общее число импульсов, из которых составляется прошедший импульс, становясь ограниченным, определяется отношением длительности импульса к набегу фазы между импульсами, число отражений которых от границ слоя отличается на единицу (рис. 1.47). Лучи, прошедшие слой без отражений, попадают в среду 3 через площадку Fa с размером ВС в плоскости рисунка. Лучи, однократно отраженные от каждой границы слоя, проходят в среду 3 через площадку jFj с соответствующим размером BE. Дважды отраженные от каждой границы слоя лучи проходят в среду 3 через площадку fa с размером BF и т. д. Амплитуды соответствующих импульсов пропорциональны энергетическим коэффициентам = = VFJFa k = О, 1, 2, 3). [c.91]

Постоянные виз сильно зависят от ю н приближаются к своим статическим значениям только при очень малых частотах. Чтобы пайти точные значения, следует провести измерения при каждой частоте. С этой целью были выполнены измерения поглощения в очень тонком слое и измерения интенсивности и поляризации волны, отраженной от плоской поверхности. Такие измерения дали надежные значения пм п для многих веп1еств и ряда длин волн. Как и предполагалось, измерения в далекой инфракрасной области, начатые Хагеном и Рубенсом, показали постепенный переход е и а к их статическим значениям. В этом предельном случае глубина проникновения у связана с толщиной скин-слоя (разд. 14.41). [c.312]

Обобщая эти рассуждения, можно получить выражение для поля точечного источника, находящегося в слое. В этом случае в точке приема, кроме прямой волны, будем иметь еще бесконечный ряд волн с различным числом отражений от границ слоя. Фаза каждой из этих плоских волн в (точке приема будет даваться выражением к х + куу - - к ц, где гц — проекция на ось Z пути, проходимого волной [см. 35.1]. Индексы Ij характеризуют число отражений волны от границслоя и пробегают значения I — 0,1, 2,.... .. 00, / = 1, 2, 3, 4. [c.216]

Более интересны нормальные волны, в которых смещения частиц лежат в плоскости хг. Такие нормальные волны уже нельзя образовать только одной парой плоских волн, потому что при отражениях от границ слоя продольные волны переходят в поперечные и обратно. Нормальная волна такого типа должна быть образована двумя парами плоских волн парой продольных и парой поперечных волн, взаимно переходящих друг в друга при отражениях. На рис. 146.1 показаны волновые векторы всех четырех волн. Согласно закону Снеллиуса компоненты волновых векторов в направлении, параллельном оси волновода, равны у всех четырехплоских волн, составляющих нормальную волну. [c.473]

Отражение от тонкого слоя. Г. С. Подъянольским [47] получены и исследованы формулы лЧля коэффициентов отражения и преломления стационарных плоских волн на слое, мощность которого мала по сравнению с длиной падающей волны. Им же проведе11ы расчеты модулей и аргументов этих коэффициентов для продольных, обменных и поперечных волн при различных соотношениях мон ности слоя и длины волны и разных углах падения. Однако анализ полученных расчетных данных о коэффициентах отражения волн Р8 от тонкого слоя до настоящего времени не проводился. [c.9]

Опыт Винера со стоячими световыми волнами. Первый опыт со стоячими световыми волнами был выполнен в 1890 г. Винером. Схема установки Винера представлена иа рис. 5.4. Плоское металлическое (покрытое серебряным слоем) зеркало освещалось нормально падающим параллельным пучком монохроматического света. Плоская тонкая стеклянная пластинка П, поверхность которой покрыта тонким слоем (толщиной, меньшей V20 полуволны падающего света) прозрачной фотографической эмульсии, расположена на металлическом зеркале под небольшим углом ф к его поверхности. Отраженный от зеркала 3 лучок интерферирует с падаюидим в результате получается система стоячих световых волн. Согласно теории отражения света от металлической поверхности, первый ближайший к зеркалу узел электрического вектора расположится на поверхности зеркала, так как при таком отражении именно электрический вектор меняет свою фазу на противоположную. Следовательно, первый узел магнитного вектора расположится на расстоянии в четверть длины световой волны от зеркала. Таким образом, перед зеркалом будет наблюдаться система узлов (и пуч- [c.97]

Особый исторический интерес представляет случай интерференции в тонком воздушном слое, известный под именем когец Ньютона. Эта картина наблюдается, когда выпуклая поверхность линзы малой кривизны соприкасается в некоторой точке с плоской поверхностью хорошо отполированной пластинки, так что остающаяся между ними воздушная прослойка постепенно утолщается от точки соприкосновения к краям. Если на систему (приблизительно нормально к поверхности пластинки) падает пучок монохроматического света, то световые волны, отраженные от верхней и нижней границ воздушной прослойки, будут интерферировать между собой. При этом получается следующая картина в точке соприкосновения наблюдается черное пятно, окруженное рядом концентрических светлых и черных колец убывающей ширины ). [c.125]

Все три величины р, ос, d, являются величинами безразмерными. Акустическая проницаемость перегородки определяется наложением процессов поглощения в веществе, из которого изготовлена перегородка,и многократного отражения от передней и задней ее поверхности. При этом приходится уч1стывать и явлешя интерференции волн, налагающихся друг на друга в различных фазах. Чистое поглощение наблюдается в том случае, если толщина слоя настолько велика, что интенсивностью волны, отраженной от задней стенКи, можно пренебречь. Если при этом на слой падает плоская волна, интенсивность которой после вхождения в слой равна fo, то на некотором расстоянии от границы слоя интенсивность будет [c.219]

На фиг. 2 показаны относительные температурные распределения в плоском слое. Данные для расчетов выбраны такими, чтобы кондунтивная и радиационная составляющие были одного порядка. Во всех представленных здесь случаях теплопроводность составляла б вт/ы,град, температура Т = IQ36 К, коэффициент поглощения изменился по спектру от 10 до 35 альбедо рассеяния - от О до 0,5. Варьировались коэффициенты отражения границ и вид индикатрисы рассеяния. Для сравнения показаны случаи с нулевым альбедо (чистое поглощение, кривые 3 и 6) и прямая 7, демонстрирующая ход температуры без учета излучения, поглощения и рассеяния. Видно, что в зависимости от отражательных свойств границ рассеяние по разному влияет на температурный профиль при малых R (кривые 1-3) рассеяние увеличивает перепад температур на слое, при больших R (кривые 4-6) наблюдается обратная картина, [c.17]

Дальнейгаее развитие метода последовательных приближений по кратности эассеяния для плоской геометрии с интегрированием но характеристикам и квадратурами на единичной сфере и создание комплекса программ АН (атмосфера плоская) [57-59] позволяет осуществлять численный расчет поляризационных характеристик излучения в неоднородных плоскостратифицированных слоях. Нри этом матрицы рассеяния частицами и матрицы отражения от подстилающей поверхности могут быть произвольными и состояния поляризации источников излучения (внеганего параллельного потока или диффузного источника на границе и внутри слоя) — любыми [60-62. [c.776]

При этом мы рассматриваем случай нормального отражения от одной плоской границы без ограничения поля со стороны падающей волны. Практически же это поле ограничено с другой стороны поверхностью источника плоских волн, или второй границей слоя, через которую волна проникает от источника В этом случае многократное отражение плоской волны от двух границ слоя будет приводить к образованию стоячей волны, амплитуда, энергия и другие характеристики которой будут зависеть от толщины слоя и условий на обеих его границах К такой ситуации мы обратимся при анализе прохождения плоской волпы через плоскопараллельпый слой среды Теперь же перейдем к рассмотрению более общего случая наклонного падения плоской волиы на плоскую границу раздела двух сред. [c.153]

Для различных целей прикладной ультраакустнки весьма важна возможность акустического согласования двух сред с разными волновыми сопротивлениями, в том смысле, чтобы коэ( и-циент отражения от границ этих сред был близок к н) лю при разных частотах ультразвука. Проанализируем в этом плане промежуточный слой толщиной d с волновым сопротивлением г, помещенный между средами с волновыми сопротивлениями Zi и z.,- Иначе говоря, рассмотрим прохождение плоских ультразвуковых волн через две границы раздела трех сред с различными волновыми сопротивлениями, ограничиваясь случаем нормального падения (б = 0), пригодным и для твердых тел. Схема решения задачи здесь полностью повторяется, поэтому мы приведем лишь окончательный результат для коэффициента пропускания, который имеет следующий вид [64] [c.176]

На рис. 13.23 изображены результаты некоторых измерений, выполненных С. М. Богдоновым и К. Э. Кеплером [ ] над отражением косого скачка уплотнения от плоской стенки при турбулентном пограничном слое и при числе Маха внешнего течения, равном Маоо = 3. На рис. 13.23, а показано отражение слабого скачка уплотнения, а на рис. 13.23, б — отражение сильного скачка уплотнения. При слабом скачке, вызванном углом отклонения >0 = 7°, отраженный скачок имеет такой же вид, как в невязком течении, я отрыва пограничного слоя не возникает. [c.342]

Рис. 13.23. Отражение скачка уплотаения от плоской стенки при турбулентном пограничном слое. По С. м. Богдонову и К. Э. Кеплеру [ ]. Толпщна пограничного слоя перед скачком 6 3 мм. с) Слабый скачок угол отклонения в = 7°. Отражение скачка примерно такое же, как в невязком течении отрыва пограничного слоя не происходит, б) Сильный скачок угол отклонения в 13 . В результате отражения скачка возникает система волн уплотнения и разрежения пограничный слой отрывается, в) Распределение давления при различных углах отклонения в. Отрыв происходит при

Рис. 13.28. Отражение косого скачка уплотнения от плоской стенки с пограничным слоем. По Липману, Рошко и Дхавану [ 1. а) Ламинарный пограничный слой б) турбулентный пограничный слой.

Предельное состояние процесса распространения тепла при нагреве пластины (плоского слоя) точечным источником теплоты, двил ущимся с большой скоростью по ее поверхности, зависит от отражения теплоты нижней поверхностью пластины. Данный случай рассмотрен в следующем параграфе. [c.432]

При проведении измерений на сверхвысоких частотах необходимо иметь в виду, что для плоского однородного слоя, обладающего потерями, выражения для коэффициентов отражения и прохождения радиоволны при нормальном падении волны представляют собой осциллирующие функции с амплитудой, убывающей по мере возрастания И или отношения ИIX. Период этой функции определяется длиной волны X и показателем преломления измеряемого слоя, а степень убывания - коэффициентом затухания волны. На рис. 23 приведены зависимости коэффициента отражения при малом значении от толщины двух материалов. Как видно, период обратно пропорционален диэлектрической проницаемости измеряемого слоя. Зависимость коэффициента прохождения от толщины для материалов с различным поглощением приведена на рис. 24. Таким образом, при взаимодействии плоской электромагнитной волны с плоским диэлектрическим слоем характер результщ ющего сигнала зависит от вида поляризации, значений 8 и и определяется явлением интерференции падающей и отраженных от границ раздела волн. [c.434]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...