Дифракция на диске

Рис 385. К задаче о дифракции на диске, ограниченном дугами окружностей, имеющих общий центр. [c.391]

ГЛАВА II ДИФРАКЦИЯ НА ДИСКЕ [c.54]

ВТОРИЧНАЯ ДИФРАКЦИЯ НА ДИСКЕ [c.163]

Уфимцев П. Я. Приближенный расчет дифракции плоских электромагнитных волн на некоторых металлических телах, ч. П. Дифракция на диске и конечном цилиндре. ЖТФ, 28, № И, 2604—2616, 1958. [c.237]

Уфимцев П. Я Вторичная дифракция на диске. ЖТФ, [c.237]

Дифракция на полом диске. Диском имитируют дефекты типа трещин небольшого размера. Отражатель считают полым, если напряжения на его границах равны нулю. Задача о дифракции на диске входит в число задач о дифракции упругих волн на объектах небольших размеров по сравнению с длиной волны. Точный путь решения подобных задач состоит в разложении падающей и рассеянной волн в ряды по функциям, близким к форме объекта. Для диска используют сплюснутые сфероидальные функции, т. е. соб- [c.47]

Дифракция на краю трещины (дифракция первого типа). С теоретической точки зрения трещина представляет собой двухмерную поверхность с конечной или бесконечной площадью внутри упругого твердого тела. Например, дискообразную трещину можно представить как результат изъятия из твердого тела части материала, имеющего форму тонкого диска. [c.37]

Дифракция на моделях дефектов эллиптической формы. Особенностью таких моделей дефектов является, во-первых, то, что они объединяют все исследованные ранее отражатели. Диск, полоса, сфера и цилиндр в двухмерном представлении являются частными случаями эллипсов. Во-вторых, это совпадает с представлением, принятым в теории прочности, согласно которой дефекты характеризуются коэффициентами концентрации или интенсивности напряжений и коэффициентом формы дефекта, определяемом соотношением полуосей эллипса Q = Ы 21), где Ь, I — малая и большая полуоси эллипса. [c.44]

Другая, эквивалентная модель рассматривает, каким образом конечная апертура линзы, служащей для построения изображения, будет ухудшать формирование изображения каждой точки объекта в отдельности. Читатель поймет, что здесь используется историческая работа о разрешающей способности телескопов, где отмечается, что изображение звезды (близко аппроксимирующей точечный источник) размывается дифракцией на апертуре линзы в диск, окруженный кольцами. Диск носит название картины Эри в честь члена Британского астрономического общества сэра Джорджа Эри, который исследовал детали этой картины в 1835 г. (разд. 2.3). Размеры картины Эри обратно пропорциональны диаметру дифракционной апертуры. Поэтому каждая точка объекта будет представлена в виде точки только при бесконечно большом размере апертуры. [c.24]

Следовательно, если мы задаче о дифракции падающего на отверстие поля Я° сопоставим задачу о дифракции падающего на диск поля Я°, такого, что [c.197]

Рис. 22.2. Дифракция на отверстия (а) и диске (б).

Дифракция на полупрозрачном круглом диске [c.117]

Не случайно, что та же функция с тем же аргументом встречается в формуле для дифракции на непрозрачном круглом диске (при перпендикулярном падении). Мы можем установить эту связь следующим образом. [c.117]

Задача о нахождении Г значительно усложняется, если препятствие имеет конечные размеры, хотя и большие Я, и следует учитывать дифракцию. Таким образом, радиационная сила будет зависеть от формы препятствия. Имеется ряд решенных задач для препятствий симметричной конфигурации — для жесткой и сжимаемой сферы, на которую падает плоская волна (случай идеальной жидкости), на диск и полоску. Эти вопросы достаточно подробно изложены в [2] там же приведены ссылки на оригинальные работы. [c.126]

Дифракция на круглом диске. Пятно Пуассона [c.125]

При рассмотрении дифракционных задач первой группы нужно иметь в виду принцип двойственности [4], который позволяет легко переходить от ленты к щели, от диска к круговому отверстию и д. В литературе, как правило, предпочитают рассматривать отверстия в бесконечном плоском экране, в то время как в нашей книге исследована дифракция на ленте и диске, что облегчает переход к объемным телам (см. замечание в начале данной главы). [c.177]

Белкина M. Г. Дифракция электромагнитных волн на диске. В сб. Дифракция электромагнитных волн на некоторых телах вращения . ИзХ-во Советское радио , 1957, (стр. 148—174). [c.238]

На рис. 1.18 показаны характеристики направленности одностороннего диска. Обратим внимание на подъем характеристики в тыльной области вблизи углов, близких к 180°. Это связано с тем, что поле в тыльной области формируется в результате дифракции на кромке, в результате чего образуется некоторый дополнительный излучатель. В направлении в = 180° все точки этого излучателя работают синфазно, что увеличивает давление в этом направлении. Аналогичное явление в оптике. [c.41]

Дифракция на цилиндре, сфере, эллипсоиде. Эти объекты имитируют реальные дефекты типа пор, шлаковых включений различной формы. Они имеют гладкую выпуклую поверхность. Отличие их от ребра разреза, полосы и диска с точки зрения теории дифракции состоит в том, что они не имеют блестящих точек и дифрагированные волны образуются в каждой точке их поверхности. [c.49]

Рис. 22.8. Дифракция на диске. Заметно, как смыкаются полутеиевые зоны.

В дальнейшем мы рассмотрим теорию дифракции на сферах больших размеров лишь в общих чертах, более подробно эта теория представлена в книге ван де Хюлста. Например, основное внимание мы обратим на вычисление сумм, содержащих фазовые сдвиги. При этом будем полагать, что оставшиеся члены, пропорциональные постоянному множителю 1/2, дают картину, характерную для дифракции на диске. [c.467]

Задача о дифракции на диске имеет строгое решение [24—26], однако оно непригодно для численных расчетов в квазиоптической области, когда размеры диска велики по сравнению с длиной волны. Между тем, (ИСПОльзуемое в таких су1учаях приближение физической олтикн дает иногда ошибочные результаты. В частности, рассеянное поле, вычисленное в этом шрибл ижении, ие удовлетворяет принципу взаимности. [c.54]

Рис. 19. к дифракции на диске. Полуплоскость лежит в пл> скости диска. ребр> п лyп. o-г скости является касательтй к окружности Диска в точке = а, = О (д — радиус диска). [c.60]

Пятно Пуассона. В 1818 г. Френель представил свою теорию дифракции на соискание премии Французской Академии. В том же году член комитета по премиям Пауссон, исходя из теории Френеля, доказал, что в центре тени маленького диска должно наблюдаться светлое пятно, носящее по сей день название ттна Пуассона. Однако поставленный соответствующий опыт вначале не подтвердил предсказание Пуассона. На основании этого Пуассон пришел к выводу, что теория Френеля неверна. Будет уместным отметить, что такое несоответствие результатов эксперимента с выводом из теории Френеля о наличии светлого пятна в центре может иметь место в том случае, когда края непрозрачного экрана не совмещаются точно с краями зон Френеля. Другой член комитета Араго, выполнив соответствующий эксперимент, доказал, что действительно при дифракции света от круглого непрозрачного экрана в центре тени возникает светлое пятно, предсказываемое теорией Френеля. [c.132]

По мере увеличения угла 6, т. е. по мере отклонения от направления падающей волны, интенсивность тенеобразующей волны быстро убывает и вскоре весь второй член становится меньше первого. Как уже сказано, тенеобразующая волна имеет в каждой точке пространства амплитуду, одинаковую с амплитудой падающей волны, как бы проходящей через отверстие в жестком экране, площадь которого равна площади поперечного сечения тела, причем фаза волны противоположна по отношению к фазе падающей. В результате интерференции этих волн за рассеивающим телом образуется тень с характерными особенностями на границе, связанными с дифракцией на краях колеблющегося диска. [c.314]

Сравним два опыта по дифракции на отверстии в экране и на том кусочке экрана (плоском диске в конкретном случае плоского экряня), который пополняет ло ( тттотттттоЛ ме- [c.241]

Ui = onst, то для решения дифференциальных уравнений в частных производных можпо использовать классический способ разделения переменных. Таким ь1етодом фактически и воспользовался Мн для решения упоминавшейся выше задачи о сфере, обладающей конечной проводимостью. В этом случае решение краевой задачи имеет вид бесконечного ряда и его ценность зависит от легкости вычисления необходимых функций, а также от скорости, с которой ряд сходится. Этот метод применялся в различных случаях (помимо задачи со сферой) особенно надо отметить его использование в случае дифракции на круглом диске или отверстии [5]. Следует, однако, замерить, что ли1иь некоторые из этих работ относятся к чисто скалярным задачам типа задач, встречающихся в теории звуковых волн малой амплитуды дальше будет показано, что двумерные задачи в электромагнитной теории принадлежат в основно.м к этому типу, но в других случаях векторная природа электромагнитного поля приводит к дополнительным осложнениям. [c.514]

Эти формулы справедливы только для малых углов и при выполнении условий т—1< 1 и х . При дополнительном предположении что г> имеет большую мнимую часть, они описывают известную дифракцию на непрозрачном диске (разд. 8.31). Вместо этого мы введем дополнительное условие р< 1 (р вещественное) и тем самым получим совокупность условий, при которых эту теорию можно применять наравне с изложенной вьнне теорией рассеяния Релея —Ганса имеем [c.117]

Задача о дифракции на круглом диске для случая пакленного падения была рассмотрена К- А. Лурье (Ж. техн. физ., 29, 1421, 1959). —ред. [c.392]

Сейчас уже опубликовано много работ, в которых подробно изучены различные факторы, влияющие на вращающий момент [101—106]. В работе Расмуссена [106 подробно обсуждаются поправки к формуле Кенига (129), учитывающие дифракцию волны на диске и движение диска. Если представить вращающий момент в виде [c.78]

Действительно, в соответствии с рис. 7.8, суммарная амплитуда всех открытых зон должна начинаться в точке на спира. п1, соответствующей числу Шд, и оканчиваться в центре векторной диаграммы. Если вектор определяет суммарную амплитуду, даваемую некоторым отверстием, то вектор А есть суммарная амплитуда волны, дифрагированной на диске того же диаметра. Сумма векторных амплитуд А и А во всех случаях отверстия и диска одного диаметра всегда равна амплитуде А волны, распространяющейся в отсутствие препятствия. В этом заключается принцип Бабине для дифракции на допол7штельных экранах, прозрачные части одного из которых соответствуют непрозрачным частям другого. [c.125]

В данной главе проводится уточ1нение приближения физической оптики. Сначала рассматривается дифракция плоской электромагнитной волны на диске при нормальном падении ( 7—9), а затем ( 10—12) —при наклонном падении. [c.54]

Однако формулы (12.11), (12.12) приводят к разрыву тангенциальной составляющей магнитного поля на плоскости г = 0, в которой лежит диск. Как и в случае дифракции на ленте, причина этого явления заключается в том, что нами не учтено взаимодействие краев. В учете указанного взаимодействия нуждается также рлучай [c.85]

В данной главе исследуется вторичная дифракция на бесконечно длинной ленте ( 20—23) и круговом диске ( 24). Решение этих задач мож т быть получено с помощью принципа двойственности из решения дифракционных задач для бесконечной щели и круглото отверстия в 1ПЛОСКОМ идеально проводящем экране. Оказывается, что в последнем случае физическая трактовка дифракции краевых волн значительно проще именно поэтому почти все исследования дифракции краевых волн относятся к отверстиям в плоском экране. Однако мы не пойдем таким путем, а рассмотрим ленту и диск непосредственно. Соответствующий подход обладает тем преимуществом, что его легко обобщить на случай объемных тел. [c.131]

Дифракция на плоских бесконечно тонких пластинах (бесконечная лента, круговой диск) и дифракция на дополнительных отверст1 ях в плоском экране (бесконечная ш,ель, круговое отверстие). [c.177]

Рисунки 1.13, а, б. .. 1.19 позволяют проследить влияние размеров экрана на акустические характеристики диска. При ширине экрана, составляющей примерно половину длины волны [к а - ах) > (2. .. 3)], импедансы излучения одностороннего диска в кольцевом экране и диска в бесконечном экране становятся практически равными. Заметим, что при возрастании размеров экрана осцилляции давления на оси (и для осциллирующего и для одностороннего дисков) не затухают (см. рис. 1.14, а, б). Это связано с тем, что при увеличении радиуса Э1 ра-на а увеличивается и длина окружности 2т, определяющая длину дополнительного излучателя, имитирующего дифракцию на кромке. Производительность этого излучателя (при а ах) убывает по сферическому закону, 1/а, в результате чего вклад его остается постоянным. Такая ситуация имеет место лишь для идеального абсолютно жесткого экрана. [c.42]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...