Синусоидальная плоская волна - Sinusoidal plane wave

В физика, а синусоидальный (или же монохромный) плоская волна это частный случай плоская волна: а поле значение которого изменяется как синусоидальная функция времени и расстояния от некоторой фиксированной плоскости.

На любую позицию ${\displaystyle {\vec {x}}}$ в космосе и в любое время ${\displaystyle t}$, значение такого поля можно записать как

${\displaystyle F({\vec {x}},t)=A\cos \left(2\pi \nu ({\vec {x}}\cdot {\vec {n}}-ct)+\varphi \right)\,}$

куда ${\displaystyle {\vec {n}}}$ это вектор единичной длины, то направление распространения волны, и "${\displaystyle \cdot }$"обозначает скалярное произведение двух векторов. Параметр ${\displaystyle A}$, который может быть скаляром или вектором, называется амплитуда волны; коэффициент ${\displaystyle \nu }$, положительный скаляр, его пространственная частота; и размерный скаляр ${\displaystyle \varphi }$, угол в радианах, это его начальный этап или же сдвиг фазы.

Скалярная величина ${\displaystyle d={\vec {x}}\cdot {\vec {n}}}$ дает (подписанное) смещение точки ${\displaystyle {\vec {x}}}$ из плоскости, перпендикулярной ${\displaystyle {\vec {n}}}$ и проходит через начало системы координат. Эта величина постоянна в каждой плоскости, перпендикулярной к ${\displaystyle {\vec {n}}}$.

Вовремя ${\displaystyle t=0}$, поле ${\displaystyle F}$ меняется в зависимости от смещения ${\displaystyle d}$ как синусоидальная функция

${\displaystyle F({\vec {x}},0)=A\cos \left(2\pi \nu ({\vec {x}}\cdot {\vec {n}})+\varphi \right)\,}$

Пространственная частота ${\displaystyle \nu }$ - количество полных циклов на единицу длины в направлении ${\displaystyle {\vec {n}}}$. Для любого другого значения ${\displaystyle t}$, значения поля смещены на расстояние ${\displaystyle ct}$ в направлении ${\displaystyle {\vec {n}}}$. То есть кажется, что все поле движется в этом направлении со скоростью ${\displaystyle c}$.

Для каждого перемещения ${\displaystyle d}$, движущаяся плоскость перпендикулярна ${\displaystyle {\vec {n}}}$ на расстоянии ${\displaystyle d+ct}$ от происхождения называется волновой фронт. Этот самолет лежит на расстоянии ${\displaystyle d}$ от происхождения, когда ${\displaystyle t=0}$, и движется в направлении ${\displaystyle {\vec {n}}}$ также со скоростью ${\displaystyle c}$; и значение поля будет таким же и постоянным во времени в каждой его точке.

Синусоидальная плоская волна может быть подходящей моделью для звуковая волна в объеме воздуха, который мал по сравнению с расстоянием до источника (при условии, что нет эхосигналов от близких объектов). В таком случае, ${\displaystyle F({\vec {x}},t)\,}$ будет скалярным полем, отклонение давление воздуха в точке ${\displaystyle {\vec {x}}}$ и время ${\displaystyle t}$, вдали от нормального уровня.

В любой фиксированной точке ${\displaystyle {\vec {x}}}$, поле также будет изменяться синусоидально со временем; это будет скалярное кратное амплитуде ${\displaystyle A}$, между ${\displaystyle +A}$ и ${\displaystyle -A}$

Когда амплитуда ${\displaystyle A}$ вектор, ортогональный ${\displaystyle {\vec {n}}}$, волна называется поперечный. Такие волны могут проявлять поляризация, если ${\displaystyle A}$ можно ориентироваться по двум не-коллинеарен направления. Когда ${\displaystyle A}$ вектор, коллинеарный ${\displaystyle {\vec {n}}}$, волна называется продольный. Эти две возможности иллюстрируются S (поперечные) волны и P (давление) волны учился в сейсмология.

Приведенная выше формула дает чисто «кинематическое» описание волны без ссылки на какой-либо физический процесс, который может вызывать ее движение. В механической или электромагнитной волне, которая распространяется через изотропный средний, вектор ${\displaystyle {\vec {n}}}$ кажущегося распространения волны также является направлением, в котором на самом деле течет энергия или импульс. Однако два направления могут отличаться в анизотропная среда.^[1]

Альтернативные представления

Та же синусоидальная плоская волна ${\displaystyle F}$ выше также может быть выражено через синус вместо косинус используя элементарную идентичность ${\displaystyle \cos a=\sin(a+\pi /2)}$

${\displaystyle F({\vec {x}},t)=A\sin \left(2\pi \nu ({\vec {x}}\cdot {\vec {n}}-ct)+\varphi '\right)\,}$

куда ${\displaystyle \varphi '=\varphi +\pi /2}$. Таким образом, значение и значение фазового сдвига зависит от того, определена ли волна в терминах синуса или косинуса.

Добавление любого целого числа, кратного ${\displaystyle 2\pi }$ к начальной фазе ${\displaystyle \varphi }$ не влияет на поле. Добавление нечетного кратного ${\displaystyle \pi }$ имеет тот же эффект, что и отрицание амплитуды ${\displaystyle A}$. Присвоение отрицательного значения пространственной частоте ${\displaystyle \nu }$ имеет эффект изменения направления распространения на противоположное при соответствующей настройке начальной фазы.

Когда время равно нулю, положительный фазовый сдвиг приводит к смещению волны влево.

С увеличением t волна движется вправо, и значение в данной точке x колеблется. синусоидально.

Анимация трехмерной плоской волны. Каждый цвет представляет разные фаза волны.

Формулу синусоидальной плоской волны можно записать еще несколькими способами:

• ${\displaystyle F({\vec {x}},t)=A\cos(2\pi [({\vec {x}}\cdot {\vec {n}})/\lambda -t/T]+\varphi )}$

Здесь ${\displaystyle \lambda =1/\nu }$ это длина волны, расстояние между двумя волновыми фронтами, где поле равно амплитуде ${\displaystyle A}$; и ${\displaystyle T=\lambda /c}$ это период изменения поля во времени, наблюдаемого в любой фиксированной точке пространства. Его ответная ${\displaystyle f=1/T}$ это временная частота волны, измеренной в полных циклах за единицу времени.

• ${\displaystyle F({\vec {x}},t)=A\cos(k({\vec {x}}\cdot {\vec {n}})-\omega t+\varphi )}$

Здесь ${\displaystyle k=2\pi \nu =2\pi /\lambda }$ параметр, называемый угловое волновое число (измеряется в радианах на единицу длины), и ${\displaystyle \omega =2\pi /T}$ является угловая частота изменения в фиксированной точке (в радианах в единицу времени).

• ${\displaystyle F({\vec {x}},t)=A\cos(2\pi ({\vec {x}}\cdot {\vec {v}})-\omega t+\varphi )}$

куда ${\displaystyle {\vec {v}}=\nu {\vec {n}}={\vec {n}}/\lambda }$ это вектор пространственной частоты или же волновой вектор, трехмерный вектор ${\displaystyle {\vec {v}}=(v_{1},v_{2},v_{3})}$ куда ${\displaystyle v_{i}}$ - количество полных циклов, которые происходят на единицу длины в любой фиксированный момент времени вдоль любой прямой, параллельной оси координат ${\displaystyle i}$.

Комплексная экспоненциальная форма

Плоская синусоидальная волна также может быть выражена через комплексная экспонента функция

${\displaystyle e^{{\boldsymbol {i}}z}=\exp({\boldsymbol {i}}z)=\cos z+{\boldsymbol {i}}\sin z}$

куда ${\displaystyle e}$ это основание из естественная экспоненциальная функция, и ${\displaystyle {\boldsymbol {i}}\,}$ это мнимая единица, определяемый уравнением ${\displaystyle {\boldsymbol {i}}^{2}=-1}$. С помощью этих инструментов можно определить комплексная экспоненциальная плоская волна в качестве

${\displaystyle U({\vec {x}},t)\;=\;A\exp[{\boldsymbol {i}}(2\pi \nu ({\vec {x}}\cdot {\vec {n}}-ct)+\varphi )]\;=\;A\exp[{\boldsymbol {i}}(2\pi {\vec {x}}\cdot {\vec {v}}-\omega t+\varphi )]}$

куда ${\displaystyle A,\nu ,{\vec {n}},c,{\vec {v}},\omega ,\varphi }$ определены для (реальной) синусоидальной плоской волны. Это уравнение дает поле ${\displaystyle U({\vec {x}},t)}$ чья ценность комплексное число, или вектор с комплексными координатами. Чтобы получить

${\displaystyle F({\vec {x}},t)={\text{Re}}[U({\vec {x}},t)]}$

Чтобы понять связь этого уравнения с предыдущими, ниже приведено то же уравнение, выраженное с помощью синусов и косинусов. Обратите внимание, что первый член равен реальной форме только что обсужденной плоской волны.

${\displaystyle U({\vec {x}},t)=A\cos(2\pi \nu {\vec {n}}\cdot {\vec {x}}-\omega t+\varphi )+{\boldsymbol {i}}A\sin(2\pi \nu {\vec {n}}\cdot {\vec {x}}-\omega t+\varphi )}$

${\displaystyle U({\vec {x}},t)=\qquad \ \ F({\vec {x}},t)\qquad \qquad +{\boldsymbol {i}}A\sin(2\pi \nu {\vec {n}}\cdot {\vec {x}}-\omega t+\varphi )}$

Введенную сложную форму плоской волны можно упростить, используя комплексная амплитуда ${\displaystyle C\,}$ подставить действительную амплитуду ${\displaystyle A\,}$.
В частности, поскольку сложная форма

${\displaystyle \exp[{\boldsymbol {i}}(2\pi {\vec {x}}\cdot {\vec {v}}-\omega t+\varphi )]\;=\;\exp[{\boldsymbol {i}}(2\pi \nu {\vec {n}}\cdot {\vec {x}}-\omega t)]\,e^{{\boldsymbol {i}}\varphi }}$

можно поглотить фазовый фактор ${\displaystyle e^{{\boldsymbol {i}}\varphi }}$ в комплексная амплитуда позволяя ${\displaystyle C=Ae^{{\boldsymbol {i}}\varphi }}$, что приводит к более компактному уравнению

${\displaystyle U({\vec {x}},t)=C\exp[{\boldsymbol {i}}(2\pi {\vec {x}}\cdot {\vec {v}}-\omega t)]}$

Хотя комплексная форма имеет мнимую составляющую, после выполнения необходимых вычислений в комплексной плоскости ее реальное значение может быть извлечено, давая вещественное уравнение, представляющее реальную плоскую волну.

${\displaystyle \operatorname {Re} [U({\vec {x}},t)]=F({\vec {x}},t)=A\cos(2\pi \nu {\vec {n}}\cdot {\vec {x}}-\omega t+\varphi )}$

Основная причина, по которой можно было бы работать со сложной экспоненциальной формой плоских волн, заключается в том, что комплексные экспоненты часто алгебраически легче обрабатывать, чем тригонометрические синусы и косинусы. В частности, правила сложения углов чрезвычайно просты для экспонент.

Дополнительно при использовании Анализ Фурье техники для волн в среда с потерями, результирующий затухание легче справиться с использованием комплексного Фурье коэффициенты. Если волна распространяется через среду с потерями, амплитуда волны больше не является постоянной, и поэтому волна, строго говоря, больше не является истинной плоской волной.

В квантовая механика решения Волновое уравнение Шредингера по самой своей природе комплексно-ценны и в простейший экземпляр принять форму, идентичную представлению комплексной плоской волны выше. Мнимая составляющая в этом случае, однако, не была введена с целью математической целесообразности, а фактически является неотъемлемой частью «волны».

В специальная теория относительности, можно использовать еще более компактное выражение, используя четырехвекторный.

В четырехпозиционный ${\displaystyle {\vec {x}}=(ct,{\vec {x}})}$

В четырехволновой вектор ${\displaystyle 2\pi \nu {\vec {n}}=\left({\frac {\omega }{c}},2\pi \nu {\vec {n}}\right)}$

Скалярное произведение ${\displaystyle 2\pi \nu {\vec {n}}\cdot {\vec {x}}=\omega t-2\pi \nu {\vec {n}}\cdot {\vec {x}}}$

Таким образом,

${\displaystyle U({\vec {x}},t)=C\exp[{\boldsymbol {i}}(2\pi \nu {\vec {n}}\cdot {\vec {x}}-\omega t)]}$

становится

${\displaystyle U({\vec {x}})=C\exp[-{\boldsymbol {i}}(2\pi \nu {\vec {n}}\cdot {\vec {x}})]}$

Приложения

Уравнения, описывающие электромагнитное излучение в однородном диэлектрик средой в качестве специальных решений признаются плоские синусоидальные волны. В электромагнетизм, поле ${\displaystyle F}$ обычно электрическое поле, магнитное поле, или же векторный потенциал, которая в изотропной среде перпендикулярна направлению распространения ${\displaystyle {\vec {n}}}$. Амплитуда ${\displaystyle A}$ - тогда вектор той же природы, равный полю максимальной напряженности. Скорость распространения ${\displaystyle c}$ будет скоростью света в среде.

Уравнения, описывающие колебания в однородном упругом твердом теле, также допускают решения, которые представляют собой плоские синусоидальные волны, как поперечные, так и продольные. Эти два типа имеют разные скорости распространения, которые зависят от плотности и плотности Параметры Ламе среды.

Тот факт, что среда определяет скорость распространения, означает, что параметры ${\displaystyle \omega }$ и ${\displaystyle k}$ должен удовлетворить соотношение дисперсии характеристика среды. Дисперсионное соотношение часто выражают как функцию ${\displaystyle \omega (k)}$. Соотношение ${\displaystyle \omega /|k|}$ дает величину фазовая скорость, а производная ${\displaystyle \partial \omega /\partial k}$ дает групповая скорость. Для электромагнетизма в изотропной среде с показателем преломления ${\displaystyle r}$, фазовая скорость равна ${\displaystyle c/r}$, которая равна групповой скорости, если индекс не зависит от частоты.

В линейных однородных средах общее решение волновое уравнение может быть выражено как суперпозиция синусоидальных плоских волн. Этот подход известен как метод углового спектра. Форма плоско-волнового решения на самом деле является общим следствием поступательная симметрия. В более общем смысле, для периодических структур, обладающих дискретной трансляционной симметрией, решения имеют вид Волны Блоха, самый известный в кристаллический атомных материалов, но и в фотонные кристаллы и другие периодические волновые уравнения. В качестве другого обобщения, для структур, однородных только в одном направлении Икс (например, волновод вдоль Икс направлении) решения (волноводные моды) имеют вид exp [я(kx-ωt)] умноженное на некоторую амплитудную функцию а(у,z). Это частный случай разделимое дифференциальное уравнение в частных производных.

Поляризованные электромагнитные плоские волны

Линейно поляризованный свет

Циркулярно поляризованный свет

Блоки векторов показывают, насколько величина и направление электрического поля постоянны для всей плоскости, перпендикулярной направлению движения.

На первом рисунке справа изображен линейно поляризованный, электромагнитная волна. Поскольку это плоская волна, каждая синяя вектор, указывающий перпендикулярное смещение от точки на оси к синусоиде, представляет величину и направление электрическое поле для всей плоскости, перпендикулярной оси.

На втором рисунке представлен циркулярно поляризованный, плоская электромагнитная волна. Каждый синий вектор, указывающий перпендикулярное смещение от точки на оси к спирали, также представляет величину и направление электрического поля для всей плоскости, перпендикулярной оси.

На обеих иллюстрациях вдоль осей расположена серия более коротких синих векторов, которые представляют собой уменьшенные версии более длинных синих векторов. Эти более короткие синие векторы экстраполируются в блок черных векторов, которые заполняют объем пространства. Обратите внимание, что для данной плоскости черные векторы идентичны, что указывает на то, что величина и направление электрического поля постоянны вдоль этой плоскости.

В случае линейно поляризованного света напряженность поля от плоскости к плоскости изменяется от максимума в одном направлении до нуля, а затем обратно до максимума в противоположном направлении.

В случае циркулярно поляризованного света напряженность поля остается постоянной от плоскости к плоскости, но ее направление постоянно изменяется вращательным образом.

Ни на одном из рисунков не указано соответствующее электрическое поле. магнитное поле который пропорционален электрическому полю в каждой точке пространства, но находится под прямым углом к ​​нему. Иллюстрации векторов магнитного поля будут практически идентичны этим, за исключением того, что все векторы будут повернуты на 90 градусов вокруг оси распространения так, чтобы они были перпендикулярны как направлению распространения, так и вектору электрического поля.

Отношение амплитуд составляющих электрического и магнитного полей плоской волны в свободном пространстве известно как свободное пространство волновое сопротивление, равное 376,730313 Ом.

Смотрите также

• Метод углового спектра
• Коллимированный пучок
• Плоские волны в вакууме
• Расширение плоской волны
• Прямолинейное распространение
• Волновое уравнение

Рекомендации

1. В этом разделе Википедии есть ссылки. Волновой вектор # Направление волнового вектора

• Дж. Д. Джексон, Классическая электродинамика (Wiley: Нью-Йорк, 1998).
• Л. М. Бреховских, "Волны в слоистых средах", Серия: Прикладная математика и механика, том 16, (Academic Press, 1980).