Дифракция на прямолинейном крае экрана

Чем обусловлено различие векторных диаграмм для дифракции на прямолинейном крае экрана (см, рис, 6.8) и на круглом отверстии (см, рис. 6.4) [c.283]

В приведенном примере они удовлетворяются при Гд, Го > 9 см. Впрочем, квадратичным приближением (41.2) пользуются даже тогда, когда условия (41.4) не выполняются. Это делается при вычислении интеграла 1-1) в несущественных частях области интегрирования, где точное знание фазы Ф не имеет значения. Пример такого рода будет приведен в следующем параграфе при рассмотрении дифракции на прямолинейном крае экрана. [c.280]

Дифракция на прямолинейном крае экрана [c.129]

Дифракция Френеля. на прямолинейном крае экрана [c.279]

ДИФРАКЦИЯ НА КРУГЛОМ ОТВЕРСТИИ, КРУГЛОМ ПРЕПЯТСТВИИ и НА ПРЯМОЛИНЕЙНОМ КРАЕ НЕПРОЗРАЧНОГО ЭКРАНА [c.130]

Дифракция света на прямолинейном крае непрозрачного экрана. Свет, исходящий из точечного источника S, падает на непрозрачный экран 5i, имеющий прямолинейный край и простирающийся влево до бесконечности. Наблюдение ведется на экране Э-2 (рис. 6.11). Так как волновой фронт ограничивается прямолинейным краем полуплоскости, то наблюдается дифракция. Для оценки дифракционной картины на экране необходимо, как и в предыдущих [c.132]

Строгое электродинамическое решение задачи дифракции плоской электромагнитной волны на прямолинейном крае идеально проводящего полубесконечного экрана было получено в 1894 г. А. Зоммерфельдом. С тех пор было найдено строгое решение лишь нескольких дифракционных задач (Л. И. Мандельштам, В. А. Фок и др.). Для большинства задач метод Френеля дает единственный путь решения и приводит к практически удовлетворительным результатам. Несмотря на отмеченные выше принципиальные трудности и ограниченную применимость, он оказался чрезвычайно плодотворным. [c.283]

Поясним метод на примере. Пусть ищется поле, возникающее при дифракции единичной плоской разрывной волны давления от прямолинейного края полубесконечного экрана. Волна распространяется параллельно плоскости экрана и фронт ее достигает экрана в момент =0. Перед фронтом единичной волны давление равно нулю, позади фронта —единице. Дифракционное явление развивается в цилиндре радиуса t. Ось цилиндра — край экрана задача является плоской. Граничные условия таковы на верхней полуокружности р=1 (рис. 1), на нижней полуокружности р=0. На обоих берегах разреза АС др/дп=0 (экран предполагается жестким). [c.242]

Большой принципиальный интерес представляет принадлежащее Зоммерфельду точное решение задачи о дифракции плоской волны относительно прямолинейного края полубесконечного экрана. Потенциал в этом случае не зависит от координаты, отсчитываемой вдоль края экрана, и задача приводится, следовательно, к плоской. Идея решения вкратце такова условия, существующие на экране, могли бы получиться в свободном поле при наличии второго, симметрично расположенного источника. Однако такого источника на самом деле нет. Но если ему нет места в действительном физическом пространстве, то его можно поместить во вспомогательном фиктивном пространстве. Строится двулистная рима-нова поверхность. Один лист физический, другой фиктивный оба листа сшиты по линии экрана. Остается подобрать симметричную относительно шва функцию, удовлетворяющую волновому урав- [c.276]

ТГеперь с помощью спирали Корню легко получить распределение интенсивности вблизи края геометрической тени при дифракции плоской волны на прямолинейном крае экрана. При любом расположении точки наблюдения Р относительно края экрана верхняя часть волновой поверхности полностью открыта (см. рис. 6.7). Поэтому на векторной диаграмме колебанию в Р сопоставляется вектор QP, конец которого всегда находится в верхнем фокусе Р (рис. 6.8, б). Положение начала этого вектора (точки Q) на спирали Корню зависит от положения точки наблюдения Р. Когда Р находится на границе геометрической тени (т. е. край экрана на рис. 6.7 совпадает с осью у и (1=0), точка Q совпадает с О и колебание изображается вектором ОР, равным половине вектора РР сопоставляемого колебанию при полностью открытой волновой поверхности. Поэтому интенсивность при =0 в четыре раза меньше интенсивности /о в отсутствие экрана. При перемещении точки наблюдения Р в освещенную область, т. е. вверх на рис. 6.7, точка Q на векторной диаграмме (рис. 6.8, б) будет перемещаться по нижней ветви спирали Корню. При этом интенсивность будет последовательно проходить через максимумы и минимумы (рис. 6.9, с >0). В первом, наибольшем из максимумов /=1,37 /р, а в первом минимуме /=0,78/(). С увеличением расстояния с1 от края геометриче- [c.281]

Впервые такой метод был осуществлен в 1896 г. Зоммерфельдом (1868—1951) в задаче о дифракции плоской волны на прямолинейном крае экрана. Зоммерфельд рассмотрел идеально проводящий (а потому непрозрачный) экран, толщина которого пренебрежимо мала по сравнению с длиной волны. Хотя в оптике такой случай и невозможно осуществить, решение Зоммерфельда имеет большое значение, так как оно позволяет судить о точности и границах применимости приближенных методов. В 1897 г. Рэлей решил задачу о дифракции на узкой щели (Ь Я,) в бесконечно тонком идеально проводящем экране. В курсе общей физики нет возможности приводигь эги решения ). Сравним только их результаты с тем, что дает простой метод Френеля, чтобы составить более конкретное представление о границах применимости этого метода. [c.297]

Одним из классических опытов такого рода является дифракция волн на прямолинейном крае полубеско-нечной плоскости, которая количественно анализируется с помощью спирали Корню. В результате дифракции возникают полосы, параллельные прямолинейному краю экрана, видимость которых постепенно уменьшается при удалении от края экрана. Под экраном интенсивность дифрагированной волны плавно уменьшается (рис. 39). [c.63]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...