Cтраница 2
Пусть из линейной среды, обозначаемой в дальнейшем /, на границу раздела с нелинейной средой 2 падает монохроматическая плоская волна ( частота со), порождающая обычные отраженную и преломленную волны. Волновые векторы этих волн изображены жирными стрелками на рис. 41.11, из которого ясна и выбранная система координат. Тонкие стрелки соответствуют волновым векторам волн с частотой 2со, и их смысл будет пояснен ниже. [16]
Пусть из линейной среды, обозначаемой в дальнейшем 1, на границу раздела с нелинейной средой 2 падает монохроматическая плоская волна ( частота w), порождающая обычные отраженную и преломленную волны. Волновые векторы этих волн изображены жирными стрелками на рис. 41.11, из которого ясна и выбранная система координат. Тонкие стрелки соответствуют волновым векторам волн с частотой 2и, и их смысл будет пояснен ниже. [17]
Параметрическая люминесценция возникает в среде при взаимодействии интенсивной когерентной внешней световой волны с флуктуациями собственного поля среды. Частоты возбуждаемых волн будут зависеть от угла наблюдения относительно волнового вектора возбуждающей волны и ие будут связаны с собственными частотами среды. [18]
Согласно относительности теории, передача любых сигналов и движение материальных тел не может происходить со скоростью, большей скорости света в вакууме с. А, где со и k - частота и волновой вектор волны, и определяет скорость переноса энергии группой волн с близкими частотами. [19]
Уравнения ( 97 8), из которых было получено уравнение Френеля, для этой цели неудобны, так как в них входит напряженность Е, в то время как поперечной в волне ( по отношению к заданному п) является индукция D. Для того чтобы с самого начала учесть попереч-ность вектора D, выберем временно новую систему координат, одна из осей которой направлена вдоль волнового вектора волны. [20]
Уравнения (97.8), из которых было получено уравнение Френеля, для этой цели неудобны, так как в них входит напряженность Е, в то время как поперечной в волне ( по отношению к заданному п) является индукция D. Для того чтобы с самого начала учесть поперечность вектора D, выберем временно новую систему координат, одна из осей которой направлена вдоль волнового вектора волны. [21]
Уравнения ( 97 8), из которых было получено уравнение Френеля, для этой цели неудобны, так как в них входит напряженность Е, в то время как поперечной в волне ( по отношению к заданному п) является индукция D. Для того чтобы с самого начала учесть попереч-ность вектора D, выберем временно новую систему координат, одна из осей которой направлена вдоль волнового вектора волны. [22]
В качестве примера на рис. 6.7 приведены экспериментальные и рассчитанные кривые для первой моды. Видно, что данная мода возбуждается при условии, что направление оси излучателя отличается как от направления оси волновоца, так и от направления волнового вектора бриллюзновской волны соответствующей моды, причем измеренные значения оптимального угла хорошо согласуются с расчетными величинами. [23]
Обычно затухание электромагнитной волны связано с тем, что электроны, раскачиваемые этой волной, теряют свою энергию па столкновения с другими частицами. В турбулентной плазме электроны чаще сталкиваются с плазменными волнами. Однако здесь они могут не только отдавать энергию, но и приобретать ее. Например, оказывается, что если волновые векторы электромагнитных и ионнозву-ковых волн направлены в одну сторону и если плотность энергии ионнозвуковых волн больше некоторого минимального значения ( см. ниже), то при раскачке электронов обеими волнами энергия передается от ионпо-звуковой волны к электромагнитной. При противоположных направлениях волновых векторов энергия перекачивается от электромагнитных волн к ионнозвуковым. Существенно, что направление перекачки энергии зависит от анизотропии плазменной турбулентности. В случае строго изотропной турбулентности эффект усиления пропадает. [24]