Анализ поля отраженной волны

Анализ поля отраженной волны р н является нашей задачей- [c.243]

В частном случае воздействий типа сосредоточенной вертикальной или горизонтальной силы, двойной силы, центра сжатия изящный вывод выражений для смещений в дальнем поле приведен в работе [53]. В основу вывода положен анализ процесса отражения волн от свободной границы полупространства. [c.98]

Ход линий г Тх, Ту) = О на рис. 149, а и 150, а достаточно хорошо можно объяснить путем анализа приближенного условия (5.16). Параметры 2/г// и X для рис. 149 таковы, что при нормальном падении ширина лент меньше половины длины fi-волны в щелях решетки 2hj% g = 0,29), а для рис. 150 параметр 2h превышает Xg V2 на малое значение (2h/Kg — 0,55). При отклонении угла 0 от нормального в любой плоскости Ф, кро.ме ф = О, равенство (5.16) может быть достигнуто за счет изменения обоих слагаемых в левой части. Случай сканирования в плоскости Ф = О эквивалентен частотной зависимости при нормальном падении, когда f j-волна не возбуждается и режим полного отражения отсутствует. Сканирование поперек лент приводит к изменению только arg/ ii, величина которого в первом случае возрастает до значения, достаточного для выполнения условия резонанса (5.16), а следовательно, и получения точки г(Т , Ту) О (рис. 149, а). При переходе к плоскостям сканирования ф<90° величина oi и первое слагаемое в (5.16) уменьшаются поэтому потеря в фазовом набеге 5-волны должна компенсироваться большим значением arg/ n, что возможно при больших углах 0. Этим объясняется тот факт, что линия г(Тх, Ту) = 0, обусловленная эффектом полного отражения Я -составляющей поля падающей волны, для решетки с шириной лент < 0,5,0=0 начинается на коорди- [c.215]

Поэтому для анализа статистических характеристик поля отраженного излучения были развиты [3, 4, 12, 74] асимптотически строгие методы решения уравнений для локационной функции Грина второго и четвертого порядков в предельных случаях слабых и сильных флуктуаций интенсивности поля световой волны. Суть этих методов заключается в построении [12] по аналогии с тем, как это делалось в п. 2.2, интегральных уравнений для <02> и <04>, эквивалентных дифференциальным уравнениям (2.68) при п = 1 и п = 2, и последующем интегрировании этих интегральных уравнений. [c.36]

Опыт. Фазовые соотношения при зеркальном отражении света от стекла. Попытаемся проверить соотношения, показанные на рис. 8.8. Кроме предметов, использованных в опыте 8.25, нам нужен еще один поляроид, который мы поместим между источником света и лежащим на столе стеклом. Ось пропускания этого поляроида должна составлять угол 45° с горизонталью. (Совет. Удобно сделать так воткните угол поляроида в пластилин или просто замазку, положив ее на предметное стекло микроскопа, поверхность которого и будет отражающей поверхностью.) Будем смотреть на поверхность стекла так, чтобы видеть источник света через первый поляроид. Предположим, что ось пропускания поляроида направлена от направо вверх к налево вниз . Будем менять угол падения света (передвигая по столу стекло с поляроидом или лампу) и для каждого угла произведем с помощью второго поляроида анализ поляризации отраженного света. Вы обнаружите, что, когда угол падения близок к нулю (почти нормальное падение), отраженный свет поляризован в направлении от налево вверх к направо вниз . По мере перемещения стекла и приближения угла падения к углу Брюстера поляризация остается линейной, но ее направление поворачивается к горизонтальному. Оно становится горизонтальным при угле Брюстера и продолжает свой поворот при переходе от угла Брюстера к скользящему падению, приобретая направление от вниз налево к вверх направо . Таким образом, при переходе от нормального к скользяще.му падению направление поляризации поворачивается на 90 , как предсказывает рис. 8.8. (При нормальном падении условия отражения обеих компонент, вследствие симметрии, почти совпадают, и поэтому направление поляризации соответствует 45 . При скользящем падении обе компоненты отражаются почти полностью и опять находятся в равных условиях. Поэтому поляризация снова отвечает углу в 45°.) Интересно отметить, что поляризация при всех углах падения остается линейной. Это значит, что между компонентами поля, лежащими в плоскости падения и перпендикулярными к ней, нет других сдвигов фаз, кроме 0° и 180°. Таким образом, при отражении падающей волны импеданс оказывается чисто активным. Этого и следует ожидать при отражении от прозрачной поверхности. [c.400]

Рассмотрим [109], в каких областях распространяются геометрооптические волпы (первичная и отраженная) и краевые волны кромок О О и ОЕ. Ввиду сложности геометрии целесообразно ограничиться анализом поля на бесконечно удаленной сфере, т. е. рассмотреть вклады этих волн в диаграмму суммарного поля. [c.158]

ПОЛЯ боковых волн, образовавшихся при одно-, двукратном и последующих отражениях луча от границы г = - Я, во всей области их наблюдения. Формула (14.17) дает результат интерференции этих парциальных боковых волн при г > Н. Для спучаев, когда в переходном слое между однородными полупространствами волновое число меняется с глубиной линейно, квадратично или по закону Аг (2) = Агг + (2+21)" +С(2+2,)", анализ боковой волны дан в [406,419]. [c.315]

Задача о вычислении поля преломленных сферических волн имеет практический интерес в ряде случаев. К ней сводится, например, вычисление поля радиоволн или звуковых волн под землей или в воде при излучающей антенне, находящейся в воздухе. При этом, как и для отраженной волны, в качестве первого приближения мы получаем геометрическую оптику, а в последующих приближениях — поправки к ней (иногда весьма существенные). Мы остановимся сначала на анализе преломленной волны, исходя из лучевых представлений. [c.190]

Анализ отражения от наклонного плоского дефекта с помощью дифракционных теорий [10] представляет поле отражения как сумму геометрически отраженной волны и двух дифракционных волн рт краев дефекта, ближнего и дальнего к преобразователю. Поведение каждой из них подчиняется закономерностям, рассмотренным в п. 1.4.1. Наличие двух источников дифракционных волн вызывает их интерференцию, под влиянием которой амплитуда эхо-сигнала осциллирует с изменением частоты, размера дефекта и угла падения на него. Возникновение осцилляций следует также из формул (2.25) с учетом (2.26) поскольку Ф — осциллирующая функция с аргументом Имеется существенное различие в результатах расчетов методом Кирхгофа и по дифракционной теории [7]. Согласно первому амплитуда максимумов осцилляций уменьшается с увеличением аргумента, а согласно второму— остается постоянной. Последний результат подтверждается экспериментом. [c.122]

Поскольку технология в реальных условиях должна опираться на конкретные программные средства, рассмотрим в качестве примера технологию анализа волновых полей для прогнозирования геологического разреза с использованием пакета программ СЦС-З-ПГР. В главе описывается, какие программы и в каких сочетаниях следует применять для получения информации о кинематических и динамических параметрах отраженных волн в сочетании с данными ГИС для ПГР. [c.79]

Б наших рассуждениях мы исходим из того, что на опыте обычно измеряется групповая скорость U. Это действительно так практически все приемники света реагируют на усредненное значение квадрата напряженности электрического поля <Е >. Более того, детальный анализ любого эксперимента по определению скорости электромагнитных волн показывает, что в опыте тем или иным способом образуется импульс света, который затем регистрируется. Наиболее ясно это выявляется при изучении различных способов, основанных на прерывании света (метод Физо, Майкельсона и т. д.). Следует также указать, что все радиолокационные установки в диапазоне УКВ работают на принципе эхо , регистрируя отраженный сигнал и измеряя т = 2R/U, где R — расстояние до исследуемого объекта. Так как в воздухе t/ = ц = с, то Я = сх/2. Многократная проверка правильности показаний локаторов и свидетельствует о том, что в этом случае U = с. [c.50]

Проведем теперь предварительное исследование общего случая. Электромагнитная волна падает под произвольным углом на границу раздела двух сред. В данном параграфе не используются соотношения между амплитудами напряженности электрического и магнитного полей на границе сред, а будут лишь записаны исходные уравнения, из анализа которых сразу можно получить законы отражения и преломления электромагнитных волн. [c.79]

В книге изложены результаты исследования закономерностей распространения волн и стационарных волновых процессов в упругих телах. Основное внимание уделено освещению тех свойств таких процессов, которые вследствие особенностей отражения упругих волн от границы не имеют аналогов в акустике и электродинамике. С этой точки зрения проведен количественный и качественный анализ волновых полей в полупространстве, составном пространстве, бесконечных слое и цилиндре. Детально исследованы особенности частотных спектров и собственных форм колебаний конечных пластин, в частности раскрыта природа краевого и толщинного резонансов. Показана возможность существования изолированных резонансов в областях типа полуполосы. [c.2]

При анализе отражения рентгеновского излучения существенным элементом является установление зависимости оптических постоянных б и у от частоты падающего излучения. Первой попыткой объяснить спектральную зависимость оптических констант была классическая теория дисперсии Лорентца, в которой среда рассматривается как состоящая из большого числа заряженных частиц (электронов), движущихся под воздействием падающей электромагнитной волны. Реакция среды на воздействие внешнего поля Е = Еое описывается вектором поляризации [c.15]

Проведенный анализ не коснулся случая наклонного падения электромагнитных волн на диэлектрическую решетку. Изменения, происходящие при отклонении волнового вектора первичной волны от направления нормали к решетке, в основном такие же, что и для решеток других типов, рассмотренных ранее. Проанализировать их можно на основе работ [25, 28, 248], в которых выводятся и поправки дифрагированного поля, вызванные омическими потерями в образующих решетки. В работе [28] для произвольных значений 0 = dll получены приближенные представления коэффициентов отражения и прохождения Я-поляризованной волны [c.102]

Г4 = <ц (ж, р1)м х, рг)м (х, рз)м х, р4)>, с помощью которого затем найти величину (х, р)>, полагая в решении Р1 = Рг == Рз = Р4 = Р- Однако решить аналитически это уравнение не представляется возможным, и оно содержит много лишних (для нахождения параметров, в то время как запись величины Р (х, р)> в континуальном виде этих параметров не содерншт. Поэтому такая запись может быть полезна для изучения асимптотических характеристик любых моментов и, следовательно, распределения вероятностей для интенсивности волнового поля (см. следующий параграф). Кроме того, в ряде случаев представление поля в операторном виде позволяет найти соответствующие средние характеристики технически проще по сравнению с изучением соответствующих уравнений. Так, в 4 предыдущей главы при изучении амплитудно-фазовых флуктуаций требовалось вычислить величину <е (у, рх)/ (х, р,) (х > /). Если исходить при этом из уравнения (1.1), то следует составить дифференциальное уравнение для величины е (г/, рх)м (х, ра) и (х, рз) при у <С X, усреднить его, установить граничное условие для величины (гии У при X = у, решить полученное уравнение с соответствующим граничным условием, а уже затем положить рз = р2. В то же время вычисление этой величины с помощью представления I х, Ра) в операторном виде мало чем отличается от вычисления величины рассмотренного выше. Запись решения в виде континуального интеграла удобна и при анализе структуры волнового поля, отраженного от зеркальной поверхности 41]. Используя формулу (8.1.15) и явное выражение для функции Грина (1.19), для поля отраженной волны в точке (О, р) получаем выражение (предполагаем для простоты, что зеркало пространственно однородно, т. е. У (рг, Рх) = У (Рг — Р1)) [c.290]

Осцилляции кривой зависимости динамического коэффициента интенсивности напряжений от времени могут бьггь объяснены путем анализа распространения и отражения волн от границ пластины и вершин трещины (в случае отсутствия трещины поле напряжений представляло бы стоячую волну). На рис. 3.7 на оси времени через h обозначено время, необходимое для того, чтобы инициированная нагрузкой продольная волна прошла путь от края пластины до трещины (i i - 7i ) — время, необходимое для прохождения волны Рэлея от одной вершины трещины к другой (в течение этого периода времени численные резуль- [c.61]

Можно, полагать, что динамическое поле напряжений представляет собой суперпозицию большого числа волн напряжений, каждая из которых связана с малым приращением распространяющейся трещины. Высокочастотный шум , возникающий из-за незначительных нерегулярностей процесса разрушения, в основном затухает в результате поглощения вблизи конца трещины. Соответствующие потери энергии, имеющие сравнительно небольшую величину, следует рассматривать как часть интенсивности поглощения энергии G. Однако существуют потери энергии, связанные с отражением волн напряжений от углов, кромок и поверхностей образца, а также потери энергии в толще материала. Поглощения энергии такого рода не могут быть представлены как часть G и должны быть учтены в уравнении (15), возможно, посредством видоизменения третьего члена. Кроме того, анализ сложностей динамической задачи дает повод для использования сильно упрощенной модели образца, которая имеет меньше степеней свободы. Это усложняет задачу правильной записи члена dT/dt в уравнении (15), Вообще необходимо иметь в виду, что параметры К и (/ для бегущей трещины определяются правильно лишь через напряжения и смещения вблизи конца трещины. Практически это означает, что К следует определять на основе линейно-упругой модели распространяющейся трещины, которая дает лучшее описание поля напряжений как у самогр конца трещины, так и за пределами [c.16]

Полная методология описания условий остановки трещины должна предусматривать знание трещинострйкости материала как функции скорости трещины и возможность динамического анализа поля напряжений в теле с трещиной, что позволит применять это знание для расчета конструкций. Учет реальных трудностей такогд подхода делает желательным разработку более простых методов оценки трещиностойко-сти на стадии остановки трещины. Хотя упрощенный подход может быть менее строг, он может иметь практическую инженерную ценность. Сомнения в полезности оценки трещи-ностойкости остановки трещины К а базируются на том, что в нее не включены в явном виде динамические эффекты — инерционные силы, кинетическая энергия, отраженные волны напряжений. И все же измерения К а дают замечательно согласующиеся величины при условиях, когда можно ожидать различные динамические эффекты. Обзор полученных данных приведен в работе [1]. Авторы придерживаются точки зрения, что параметр Кы достаточно перспективен как имеющий смысл и полезный инженерный параметр, чтобы оправдать дальнейшие усилия по его определению и измерению. [c.200]

Эта специфика прежде всего выражается в реальной и широко используемой возможности генерирования плоских или квазипло-ских волн, в особом значении импульсного режима излучения, в воздействии мощного ультразвука на среду и ее реакции на это воздействие, в сильном поглощении ультразвуковых волн в газах и возможности распространения сдвиговых волн в жидкостях, в отчетливом проявлении нелинейных акустических эффектов в жидкостях и твердых телах, постоянных сил в ультразвуковом поле и т. д. Соответственно на первое место в ультраакустике выходят вопросы распространения плоских волн, их поглощения, отражения, преломления, прохождения через слои, фокусирования, рассеяния, анализ нелинейных эффектов, пондеромоторных сил в поле плоских волн, дифракционных и интерференционных эффектов в поле реальных излучателей ультразвуковых пучков вместе с анализом отклонений характеристик ультразвукового поля в ограниченных пучках по сравнению с полем идеальных плоских волн, распространения различных типов ультразвуковых волн в безграничных и ограниченных твердых телах, в том числе — в кристаллах и пр. В насго-яи ей книге сделана попытка дать всем этим вопросам достаточно полное освещение в сочетании с другими аспектами распространения ультразвуковых волн. В книге приводятся также э сперимеп-тальные данные по скорости и поглощению ультразвука в л<идко-стях и газах, а также по скорости звука в изотропных твердых телах и кристаллах. Наряду с классическим материалом в ней использованы данные из оригинальных источников, на которые сделаны соответствующие ссылки. [c.5]

До сих пор мы рассматривали распространение ультразвуковых волн в среде без границ. На границах раздела сред волна частично отражается, интерферируя с падающей волной, частично проникает во вторую среду. В этой главе мы выявим критерии отражения и прохождения плоских волн при различных условиях косого и нормального их падения на границы раздела сред, а также рассмотрим структуру интерференционного поля, образующегося при сложении отраженной волны с падающей. При этом ограничимся пока рассмотрением сред, в которых могут распространяться только продольные волны, т. е. жидкостей и газов, имея в виду отмеченную ранее общность полученных результатов для разных типов волн. На границах раздела твердых сред наряду с отражением и преломлением происходит еще и трансформация волн из одного вида в другой (см. далее), однако общий энергетический баланс и законы отражения и преломления для каждой волны остаются теми же. Далее мы ограничимся рассмотрением монохроматических плоских волн бесконечно малой амплитуды, учтя роль немонохроматич-ности, нелинейных эффектов, а также затухания волны в граничащих средах дополнительно. Результаты, которые мы получим для этих волн, в общих чертах сохраняют свое значение и для волн других конфигураций (сферических, цилиндрических и т. д.) по отношению к их лучам, т. е. нормалям к фронту волны. Поэтому специально прохождение сферических, цилиндрических и волн других конфигураций через границы раздела мы рассматривать не будем, учтя те возможные поправки, которые могут быть связаны с различием в углах падения. Анализ прохождения плоских волн через границы раздела сред начнем с наиболее простых случаев, обобщая их затем па более сложные ситуации. [c.141]

Метод исследования поверхностных фаз путем анализа поляризационных характеристик падающей (/) и отраженной (г) световой волны получил название ЭJУ un oмemptlu. Обычно используются две такие характеристики отношение амплитуд Ар/А = 1 (/ и разность фаз (бр — 65) = Д параллельной (р) и перпендикулярной (х) к плоскости падения компонент вектора напряженности электрического поля световой волны. Соотношения между ними устанавливаются формулами Френеля. В случае проводящих сред следует учитывать, что показатель преломления отражающей среды является комплексной величиной п = п - . В распространенном случае эллипсометрии на поверхности твердого тела, покрытой тонкой пленкой (например, окисла), экспериментально определяются изменения и Д в результате отражения света [c.130]

На границах сред с диссипацией, как показывает анализ формул 4, модуль коэффициента отражения V может быть больше единицы. Реальность этого явления до сих пор оспаривается некоторыми авторами, ошибочно видящими здесь противоречие с законом сохранения энергии (о дискуссии такого рода см., например, работу [287], где обоснована возможность того, что I КI > 1 для звуковой волны, падающей из поглощающей жидкости на границу идеально упругого твердого тела). В жидкости отражение звука с I КI > 1 не нарушает закон сохранения энергии благодаря неаддитивности потоков энергии в отраженной и падающей волнах. Действительно, пользуясь формулой (2.11), легко убедиться, что в звуковом поле с гармонической зависимостью ехр[/( лг - со )] от горизонтальных координат и времени при вещественных со и вертикальная компонента 2 вектора плотности потока мощности равна разности значений 4 в падающей и отраженной волнах и, следовательно, пропорциональна величине 1 - I К р только при вещественном, т.е. в непоглощающей среде. [c.146]

Вернемся к анализу поля точечного источника, расположенного Над слабой границей раздела. Полученные выше результаты, как мы видели, позволяют вычислить звуковое давление в отраженной волне в двух предельных случаях. - когда и - J мало или велико по сравнению с (AJ i) . В промежуточном диапазоне расстояний, где Ы - 1 - 1, асимптотику лоля не удается выразить через известные специальные функции. Обзор выполненных до середины бО-х годов работ, посвященных задаче о слабой границе раздела, в том числе - в случае упругих полупространств, дан в статье (237], Позднее Стикпер (516, 517] опубликовал асимптотику поля отраженной слабой границей волны в терминах функций параболического цилиндра. Этот результат, однако, является ошибочным. В работе (99] показано, что в случае и 1 подынтегральная функция в (12,10) не удовлетворяет условиям гладкости, необходимым для применимости использованного р (516, 517] метода асимптотической оценки интегралов из статьи (363], [c.268]

Итак, мы внднм, что полюсы подынтегрального выражения можно не учитывать прианалпзе поля отраженной волпы. То же самое можно показать и для случая горизонтальной поляризации Е. В определенных случаях при деформации Fj в Г может появиться дополнительно интеграл по берегам разреза, давая своеобразную ( боковую ) волну, анализ которой мы отнесем к 30. Теперь же вернемся к оценке интеграла по перевальному пути, входящего в (28.2). При учете формул (27.9), (27.17) и (28.3) эта оценка производится элементарно. Роль переменной в этом случае будет выполнять угол d. В результате, пренебрегая величинами порядка l/(f / i) по сравнению с единицей, получаем [c.169]

Ниже будет проведен анализ расчетных данных, характеризую- их волновое поле обменных отраженных волн в таких идеализи-ованных моделях. При этом основное внимание уделено следую-,им вопросам 1) выявлению и исследованию факторов, определяю-1ИХ интенсивность волн РЗ и характер ее изменения с расстоянием [c.19]

ГОРБАТСБА В.П., КУЗНЕЦСВА Л.И. Программа "Расчет и анализ волнового поля отраженных однократных и кратных волн с учетом расхождения и поглощения". Библиотека программ для обработки геофизических данных. Вып.1-5, ВНИИГеофизика, I97I. [c.72]

Обычно одновременно изучают несколько динамических параметров отраженных волн, которые наиболее чувствительны к отображению залежей углеводородов и наименее чувствительны к погрешностям измерений. Признаки отображения залежи в волновых полях можно определить с помощью анализа теоретических волновых полей, для которых свойства залежи заведомо известны, либо изучением разбуренных месторожде- [c.14]

Другая сторона этой проблемы состоит в том, что при наличии локальной кривизны границ или нарушении их гладкости (например, в области сбросов), возникают эффекты преломления, петель и дифракций. Сложность расшифровки волновых картин обычно состоит в том, что в большинстве случаев поле регулярных волн в этих зонах маскируется сильным фоном слаборегулярных волн-помех, образующихся вследствие рассеяния и отражения от деформированных фрагментов границ в нарушенных зонах. В таких условиях разделить отражения от волн, связанных с плоскостями скольжения, петель и дифракций часто невозможно, поэтому реализуются лишь частные приближенные решения построения модели среды. Использование средств математического моделирования для расшифровки строения нарушенных зон пока малоэффективно из-за ряда ограничений, присущих решению прямых задач как лучевым способом, так и на основе волнового уравнения. Ситуация будет резко ухудшаться, если зона нарушений нависает над залежью. Совершенно очевидно, что в таких условиях динамический анализ отражений будет существенно затруднен. [c.47]

В работе показано, что наиболее эффективный, но и наиболее трудный путь уменьшения влияния большинства этих мешающих факторов состоит в кардинальном расширении спектра частот полезных отраженных волн. Этот путь реализуется на основе приемов и методики высокоразрешающей сейсморазведки, применяемых как при регистрации волн, так и при обработке на ЭВМ. Для расшифровки и учета влияния мешающих факторов наиболее действенным инструментом анализа служат программы и методики геосейсмического моделирования волновых полей и численного расчета альтернативных вариантов моделей интерпретации волновых картин. [c.129]

При расположении приемников в скважине, а излучателей на дневной поверхности реализуются сейсмические технологии вертикального сейсмического профилирования (ВСП) и скважинной сейсморазведки. В первом случае волновое поле полз ают при перемещении приемников по стволу скважины и стационарном положении излучателя, а во втором - источник перемещается по дневной поверхности, а приемник или группа приемников находятся в стационарном положении. Метод ВСП используют, в основном, для изучения скоростной характеристики разреза скважины, литолого-стратиграфической идентификации ( привязки ) отраженных волн и анализа структуры сейсмического волнового поля, искусственно возбужденного в геосреде. Метод скважинной сейсморазведки используется, в основном, для детального изучения строения геосреды в околоскважинном пространстве. Основными источниками информации являются продольные и поперечные, проходящие и отраженные волны. [c.17]

Изменение амплитуды, скорости и спектра отраженных волн с удалением источник-приемник определяется многими факторами, среди которых трещиноватость зачастую играет не главную роль при формировании амплитуды и других параметров волны. Известно, что сейсмический сигнал отраженной волны формируется в толще, мощность которой составляет несколько десятков (до сотни) метров. Поэтому правильно говорить не об отражающей границе, а об отражающей толще. Естественно, что эта толща неоднородна и состоит из множества пластов, имеющих различные мощности и скорости, которые могут меняться на удалениях в сотню метров. Чтобы убедиться в последнем, достаточно сравнить по близкорасположенным скважинам диаграммы акустического каротажа, на которых, практически, в любом 50-метровом интервале нельзя найти полную идентичность структур вертикального строения и совпадения значений скорости в одноименных литологостратиграфических комплексах пород. Учитывая латеральную изменчивость структуры и скоростной характеристики отражающей толпщ, а также неопределенность характера изменения амплитуды и спектра отражающего сигнала при разных углах преломления в многослойной отражающей толще при возрастающих удалениях, следует считать, что данное направление исследования трещиноватости и других параметров среды по изменению атрибутов волны в зависимости от удаления источник-приемник требует статистически представительного анализа с независимо пол чен-ной информацией о трещиноватости, например, по данным промысловогеологических исследований, ГИС, бурению, гидродинамическим наблюдениям и др. [c.97]

Из анализа волновой картины следует, что наиболее интенсивными являются поверхностные волны рэлеевского типа. За ними по интенсивности следуют звуковые, рефрагированные и преломленные волны. На долю отраженных волн приходится значительно меньшая энергия суммарного волнового поля, но вопреки предположениям, их интенсивность все же достаточна для того, чтобы осуществить попытку энергетического воздействия на продуктивные пласты. [c.306]

Остальные из упомянутых выше свойств второй гармоники в отраженном свете требуют более детального анализа. Количественное их описание основано на теории, аналогичной изложенной в гл. XXIII для френелевского отражения в линейной оптике. Согласно объясненному там общему методу, свойства отраженных и преломленных волн устанавливаются с помощью граничных условий, сводящихся к требованию непрерывности тангенциальных составляющих напряженности электрического и магнитного полей. Сами же напряженности записываются как суперпозиции волн, удовлетворяющих уравнениям Максвелла. [c.846]

Анализ акустического тракта выполним для схемы, изображенной на рис. 2.14, а. Отражение от бесконечной плоскости можно рассматривать как зеркальное отражение падающих на плоскость акустических волн (см. подразд. 2.2). В соответствии с этим акустическое поле, возникающее в результате отражения от бесконечной поверхности, можно нредсгавнть как акустическое поле мнимого излучателя, рассеянное на реальном и мнимом изображении экрана-дефекта. Мнимые излучатель и дефект расположены зеркально-симметрнчно по отношению к действительному излучателю и дефекту (рис. 2.15), В результате акустический тракт при контроле зеркально-теневым [c.120]

Всякого рода соображения о взаимностных связях между полями, создаваемыми различными источниками, широко используются в электродинамике. Важную роль они играют при анализе свойств матриц рассеяния волн на периодических структурах при этом соотношения взаимности не определяют связь между значениями поля в некоторых точках пространства, а воплощаются в виде определенных связей между коэффициентами матриц преобразования различных волн друг в друга. Соотношения взаимности уже сами по себе содержат как следствия ряд основополагающих физических результатов. Укажем, например, на важный в теоретическом и прикладном плане закон инвариантности коэффициента отражения на нулевой гармонике по отношению к знаку угла падения волны на решетку. Во многих задачах соотношения взаимности совместно с законом сохранения энергии дают возможность еще до решения соответствующих граничных задач рассмотреть ряд конкретных ситуаций и априори проанализировать зависимость коэффициентов отражения и прохождения от основных геометрических параметров. [c.26]

Итак, при 6i Ф 82 существуют такие наборы параметров х, б и 0, при которых под действием падающего поля возбуждаются колебания периодической решетки, близкие к собственным колебаниям соответствующего периодического открытого резонатора, и это приводит к полному отражению падающей волны. Неравенство 6i Ф 63 означает, по существу, что связь полей в зонах прохол<дения и отражения должна осуществляться ТЕМ-волнами, постоянные распространения которых не совпадают. Из численного анализа следует, что добротность резонансов в точках полного отражения изменяется при возрастании 6 и увеличивается в тех случаях, когда они располагаются ближе к границе, за которой область становится нерезонансной (рис. 61). На рис. 61, а (под рисунками величины N, Mi и — составляющие вектора [N, М , М2], определяющего режим связи полей над и под решеткой) приближение к границе, разделяющей резонансную и нерезонансную области, происходит при уменьшении Эффект полного отражения на фоне полной прозрачности решетки становится все более высокодобротным и исчезает с пересечением границы 63 = 1. На рис. 61, б добротность режимов полного отражения возрастает по мере приближения 0 к значению 0,37, отделяющему области с 44 + М2 = 3 и Mi + = = 2. Во второй из них не выполнены условия реализации режима полного отражения, так как постоянные распространения волн, распространяющихся в различных каналах, совпадают, т. е. связь, по существу, происходит на одной волноводной моде. [c.119]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...