Оскільки тиск р створюється за рахунок Еk, то після стискування воно також зменшуватиметься; звичайно, тиск буде більше, ніж до моменту, що передував стискуванню, але воно буде менше, ніж відразу ж після стискування. Через деякий проміжок часу встановиться новий стан рівноваги газу, що випробував стискування; температура його декілька підвищиться за рахунок стискування, і встановиться новий розподіл енергії між зовнішніми і внутрішніми ступенями свободи молекул. У другий напівперіод хвилі, при розрідженні, картина буде зворотною; спочатку енергія поступальної ходи Еk різко зменшиться в порівнянні з її значенням при рівновазі, а потім в результаті ряду зіткнень частина внутрішньої енергії Ei переходитиме в енергію зовнішніх, поступальних ступенів свободи руху, і Еk збільшуватиметься. Таке ж буде і зміна тиску; безпосередньо після розрідження тиск різко падає, а потім поступово зростає. Через деякий час знову встановиться положення рівноваги, відповідне стану розрідження.

Тут ми маємо один з прикладів так званих релаксаційних процесів, що грають велику роль у фізиці. Релаксаційні процеси - це такі процеси, які прагнуть перевести яку-небудь систему в стан рівноваги. Як дуже грубий приклад релаксуючої системи можна привести легкий маятник, поміщений в дуже в'язку рідину. Якщо маятник виведений з положення рівноваги, то під дією сили тяжіння він через деякий час повернеться в положення рівноваги; як то кажуть, відхилення маятника "релаксує".

Що розглядається нами випадки - передача енергії зовнішніх ступенів свободи в багатоатомних газах на внутрішні ступені свободи під дією ультразвукової хвилі, що поширюється, - також є приклад релаксаційного процесу. Далі ми познайомимося з іншими подібними процесами, розбираючи питання про поширення ультразвукових хвиль в рідинах.

Час, протягом якого відхилення Еk, Еi p від їх рівноважних значень збільшується або зменшується в е разів (тобто в 2,7 рази), називається часом релаксації; ми позначимо його через . Ця важлива величина характеризує час відновлення рівноважного стану як після стискування, так і після розрідження газу, тобто час перерозподілу енергії між зовнішніми і внутрішніми ступенями свободи руху молекул газу. Якщо убування Ek після стискування відбувається на величину , то час убування Еk на є час релаксації ; так само легко бачити, що після розрідження у момент t1 часом релаксації буде час зростання Еk на величину .

Максимальна зміна швидкості звуку відбувається тоді, коли період звукової хвилі Т співпадає з часом релаксації (тобто на частоті ). Відома залежність квадрата швидкості звуку від частоти (по горизонтальній осі відкладений логарифм кругової частоти ), витікаюча з теорії поширення звуку в багатоатомних газах; ця залежність підтверджується експериментальними даними. Для вуглекислого газу дисперсія має місце при частоті , приблизно рівній 105 Гц; при t = 18°С і нормальному атмосферному тиску час релаксації для вуглекислого газу виявляється рівним приблизно 5*106 сек. На цьому ж малюнку внизу приведений хід кривої поглинання ультразвука залежно від частоти. Замість коефіцієнта поглинання по осі ординат відкладена величина , що характеризує послаблення амплітуди упродовж однієї довжини хвилі.

Як же пояснити аномальне поглинання, яке випробовують ультразвукові хвилі при тих частотах, де є дисперсія?

Легко бачити, що за повний період хвилі Т здійсниться замкнутий цикл. Але це означає, що елемент газу зробить роботу, яка може піти тільки на нагрівання газу. Дійсно, з механіки ми знаємо, що коли матеріальна точка під дією сили F проходить малу відстань l у напрямі сили, то вироблювана цією силою робота буде Fl. У нашому випадку силою являється тиск, діючий на площу поверхні елементу об'єму газу S:

. (2.6)

Якщо під дією тиску поверхня S елементу об'єму переміститься на відстань, то тоді робота А буде рівна: .

На діаграмі робота зобразиться площею, що лежить під відрізками 1 - 2 і 3 - 4. Різниця цих площ, тобто площа замкнутого циклу, представляє тому роботу, вироблювану елементом об'єму газу.

Ця робота здійснюється за рахунок енергії звукової хвилі і йде на нагрівання газу, чим вноситься додаткове поглинання звуку.

Таким чином, завдяки перерозподілам енергії між зовнішніми і внутрішніми ступенями свободи молекул в багатоатомних газах, що відбувається із-за сжатий і розріджень, що викликаються звуковими хвилями, виникає поглинання звуку. Це поглинання називають молекулярним поглинанням. Максимум молекулярного поглинання співпадає з максимумом дисперсії, тобто має місце при частоті ультразвука (період звукової хвилі співпадає з часом релаксації ).

Аномальне поглинання звуку у вологому повітрі. Загасання звуку в повітрі, як виявилось, в сильній мірі залежить від його вологості. Пояснення цього явища зводиться до обліку релаксаційного поглинання, пов'язаного з наявністю водяної пари. Коефіцієнт поглинання а, згідно з експериментальними даними, залежить від частоти звуку і від вологості повітря. Далі приведені експериментальні криві для різних звукових частот при температурі 20°С залежно від відносної вологості повітря, отримані американським акустиком В. Кнудсеном. Як видно з цього малюнка, максимум поглинання має місце при дуже невеликій відносній вологості (10-20%); поглинання зростає при збільшенні частоти. Помітимо, що вплив вологості на поширення звуку грає деяку рель в архітектурній акустиці, зменшуючи час реверберації приміщень.

Дослідження молекулярного поглинання і дисперсії багатоатомних газів належать великій області сучасного вчення про звук - молекулярну акустику - і мають важливе значення для з'ясування будови молекул.

Поняття дифракції

Дифракція звуку відхилення поведінки звуку від законів геометричної акустики, обумовлене хвилевою природою звуку. Результат дифракції звуку - розбіжність УЗ-вих пучків при видаленні від випромінювача або після проходження через отвір в екрані, загинання звукових хвиль в область тіні позаду перешкод, великих в порівнянні з довжиною хвилі, відсутність тіні позаду перешкод, малих в порівнянні з довжиною хвилі, і т.д. Звукові поля, що створюються дифракцією початкової хвилі на перешкодах, поміщених в середу, на неоднородностях самого середовища, а також на нерівностях і неоднородностях меж середовища, званих, - Розсіяними полями. Для об'єктів, на яких відбувається дифракція звуку, великих в порівнянні з довжиною хвилі б, міра відхилень від геометричної картини залежить від значення хвилевого параметра де D - поперечник об'єкту (наприклад, поперечник УЗ-вого випромінювача або перешкоди), r - відстань точки спостереження від цього об'єкту. Поблизу поршневого випромінювача звуку при P<<1 ("ближня", або "прожекторна", зона) поле в основному утворено циліндричним пучком променів, що виходять з випромінювача, і в межах пучка має в цілому характер плоскої хвилі з інтенсивністю, постійною по перерізу і не залежною від відстані, відповідно до законів геометричної акустики, а дифракційні ефекти виражаються тільки в розмиванні меж пучка. У міру видалення від випромінювача дифракційні ефекти посилюються, і при P~1 поле втрачає характер плоскої хвилі і є складною інтерференційною картиною. На ще більших відстанях, при р>1 ("далека" зона), пучок перетворюється на хвилю, що сферично розходиться, з інтенсивністю, що убуває обернено пропорційно до квадрата відстані, і з кутовим розподілом інтенсивності, не залежним від відстані; у цій області поле знову підкоряється законам геометричної акустики. Аналогічна картина спостерігається в пучку, що вирізується з плоскої хвилі отвором в екрані (рис.2.4).

Рис.2.4 Дифракційні ефекти

Кутова ширина головної пелюстки характеристики спрямованості далеко від поршневого випромінювача або екрану складає по порядку величини б/D. Якщо вимагається звузити УЗ-вий пучок в ближній зоні, то поперечник випромінювача (чи отвори) слід зменшити, а в далекій зоні - збільшити: звуження характеристики спрямованості вимагає збільшення розмірів випромінюючої системи. При розмірах випромінювача (чи отвори в екрані), малих в порівнянні з б, прожекторна зона відсутня і звукове поле є хвилею, що розходиться, ото на відстанях порядку б. При цьому різко падають опір випромінювання і акустична потужність, що передається випромінювачем в середу. Питома потужність малого випромінювача в плоскому екрані в рS/б2 разів менше питомої потужності великого випромінювача при однаковій коливальній швидкості (де S - площа малого випромінювача). При випромінюванні звуку в тверде середовище такого зменшення передаваної потужності малим випромінювачем немає.

Аналогічно розмиванню пучка в прожекторній зоні розмивається звукова тінь позаду перешкоди, великої в порівнянні з довжиною хвилі (рис.2.5); у області P>>1 тінь практично зникає. За перешкодою з розмірами порядку довжини хвилі і менше звукова тінь практично не утворюється (відбувається "обгинання" перешкоди - рис.2.5).

Рис.2.5 Дифракційні ефекти, обгинання перешкоди

Дифракція звуку при фокусуванні звуку призводить до того, що поблизу фокусів і каустичних поверхонь, на яких, згідно з геометричною акустикою, звуковий тиск звертався б в нескінченність, утворюються цілі області підвищених, але кінцевих значень тиску. Ці області тим вже, а значення поля в них тим вище, чим коротше довжина хвилі фокусованого звуку.

Розрахунок дифракції звуку зазвичай базується на принципі Гюйгенса-Френеля, згідно з яким всяке звукове поле можна розглядати як результат інтерференції вторинних хвиль, що випромінюються фіктивними джерелами звуку, розташованими на поверхнях, що охоплюють джерела звуку і тіла, що обумовлюють дифракцію звуку. Завдання розрахунку дифракції звуку зводиться, таким чином, до визначення продуктивності цих фіктивних джерел, що, як правило, вдається виконати тільки приблизно, внаслідок чого застосовність цього методу розрахунку обмежується областями, де звукове поле не занадто мало.

При поширенні приблизно плоских хвиль (радіус кривизни фронтів великий в порівнянні з довжиною хвилі, відносна зміна амплітуди уздовж фронту мало на відстані довжини хвилі) дифракційні ефекти можуть бути розраховані як результат поперечної дифузії амплітуди хвилі уздовж фронту, дифузії, що відбувається згідно із звичайним рівнянням, але з уявним коефіцієнтом дифузії.

Точно вирішити завдання про розрахунок дифракції звуку вдається тільки у виняткових випадках: відомі точні рішення для дифракції звуку на напівплощині і на клині з ідеальними межами, на пилкоподібних гратах, на отворі циліндричної труби з тонкими стінками, а також для дифракції звуку на сфері та ін. поверхнях 2-го порядку. З точними рішеннями можна порівнювати результати розрахунку дифракція звуку різними наближеними методами; вони можуть використовуватися також при оцінці дифракції на тілах, форма яких близька до форми тіл, для яких є точні рішення.

Інтерференція звуку

Нерівномірність просторового розподілу амплітуди результуючої звукової хвилі залежно від співвідношення між фазами хвиль, що складаються в тій або іншій точці простору. При складанні гармонійних хвиль однакової частоти результуючий просторовий розподіл амплітуд утворює не залежну від часу інтерференційну картину, краї відповідає зміні різниці фаз складових хвиль при переході від точки до точки. Для двох хвиль, що інтерферують, ця картина на площині має вигляд смуг посилення і послаблення амплітуди величини, що характеризує звукове поле (напр., звукового тиску), що чергуються. Для двох плоских хвиль смуги прямолінійні з амплітудою, що міняється упоперек смуг відповідно до зміни різниці фаз. Важливий окремий випадок інтерференції - складання плоскої хвилі з її віддзеркаленням від плоскої межі; при цьому утворюється стояча хвиля з площинами вузлів і пучностей, розташованими паралельно межі. Для двох точкових джерел інтерференційні смуги мають форму гіпербол (рис.2.6), у фокусах яких розташовані джерела.

Рис.2.6 Складання плоскої хвилі

Для групи двох або більш за джерела інтерференційна картина далеко від місця розташування групи виявляється різною по різних напрямах. Це явище лежить в основі спрямованої дії акустичних антен. При інтерференції хвиль квадрат амплітуди а коливань поля в цій точці взагалі не дорівнює сумі квадратів амплітуд хвиль, що складаються, напр, для двох хвиль з амплітудами А1 і А2 де ц - різниця фаз між початковими хвилями в даній точці. Для хвиль, що інтерферують, біжать в близьких напрямах, квадрат амплітуди поля пропорційний щільності енергії хвиль. Отже, при інтерференції має місце порушення енергетичного складання хвиль: в різних точках інтерференційної картини результуюча щільність енергії і інтенсивність можуть бути як більше, так і менше суми щільності енергії або інтенсивностей кожної із складових хвиль окремо. Таким чином, при інтерференції звуку відбувається перерозподіл акустичної енергії хвиль в просторі.

При інтерференції гармонійних хвиль з різними частотами інтерференційна картина переміщається в простір зважаючи на зміну різниць фаз з часом. При усереднюванні такої картини за великий проміжок часу інтерференційна картина повністю змащується, а середнє значення щільності енергії виявляється пропорційним сумі квадратів амплітуд складових хвиль, тобто має місце енергетичне складання хвиль. Тому часто говорять, що хвилі різних частот не інтерферують. Якщо час усереднювання малий в порівнянні з часом переміщення інтерференційної картини на одну смугу, то інтерференція спостерігається, хоча і з меншою різкістю.

Якщо усереднена за великий проміжок часу інтерференційна картина при суперпозиції негармонійних хвиль виявляється повністю стертою, то хвилі називають некогерентними (напр., хвилі, що створюються різними джерелами випадкових шумів). Але при накладенні хвиль одного походження (напр., хвиля і її віддзеркалення) інтерференція спостерігається навіть для випадкових шумів, хоча тільки в обмеженій області, причому енергетичне складання тут також порушується. При складанні когерентних шумів інтерференційна картина поступово змащується у міру видалення від місця її найбільшої різкості (міра когерентності зменшується і, іноді осцилюючи, прагне до нуля у міру збільшення різниці часів приходу хвиль, що інтерферують).

Важливий приклад інтерференції звуку - поле монохроматичного або близького до монохроматичного звуку, такого, що утворюється в обмеженому об'ємі (напр., у ванні для УЗ-вого очищення деталей). Звук, що випромінює у ванну, зі своїми віддзеркаленнями від стінок створює складну інтерференційну картину, що призводить до нерівномірної дії УЗ в різних частинах ванни. В цьому випадку для отримання рівномірності опромінення слід застосовувати модуляцію частоти або широкосмуговий сигнал, для якого міра когерентності прямого звуку з його віддзеркаленнями від стінок буде мала.

Уявлення про інтерференцію звуку використовує в теорії дифракція звуку, виражаючи дифраговане поле у вигляді суперпозиції полів від вторинних джерел. Інтерференцію звуку застосовують для виміру довжини хвилі звуку (а отже, і швидкості звуку) за допомогою звукових інтерферометрів. Інтерференція звуку має місце також і для здвигових хвиль в твердому тілі, проте в цьому випадку інтерферують тільки хвилі з однаковою поляризацією (однаковим напрямом зміщення часток).

Акустооптична дифракція

Дифракція світла на ультразвуку (акустооптична дифракція) - сукупність явищ, пов'язаних з відхиленням від законів прямолінійного поширення світла в середовищі у присутності УЗ-вої хвилі. В результаті періодичної зміни показника заломлення світла n під дією звукової хвилі в середовищі виникає структура, аналогічна дифракційним гратам, які мають періодичність УЗ-вої хвилі і рухаються разом з нею із швидкістю звуку. Якщо в такій структурі поширюється пучок монохроматичного світла, то в середовищі, окрім основного, виникають пучки відхиленого (дифрагованого) світла, характеристики яких - напрям в просторі, поляризація і інтенсивність - залежать від параметрів звукового поля (частоти і інтенсивності УЗ, товщина звукового пучка D), а також від кута и, під яким падає світло на звуковий пучок (рис.2.7).

Рис.2.7 Акустооптична дифракція

Рис.2.8 Спостереження акустооптичної дифракції з допомогою лазера

Спостерігати дифракцію світла на ультразвуку можна, посилаючи лазерний промінь 1 (рис.2.8) на зразок 2, в якому випромінювач звуку 3 збуджує УЗ-ву хвилю. Лінза 4 збирає дифраговане світло, що йде по різних напрямах. У різних точках екрану 5. Якщо випромінювач УЗ вимкнений, на екрані видно світлова пляма від світла, що проходить. При включенні УЗ справа і зліва від нього з'являються плями, що створюються дифрагованим світлом різних порядків (рис.2.9). Поміщаючи замість екрану діафрагму, можна виділити відповідний порядок дифракції, інтенсивність якого вимірюється фотоприймальним пристроєм 6. За допомогою поляризаційного аналізатора 7 можна виділити з відхиленого випромінювання світло певної поляризації. У такий спосіб вимірюють кутові, амплітудні і поляризаційні характеристики дифрагованого випромінювання.

Рис.2.9 Зрушення частоти дифрагованого світла

В результаті ефекту Доплера при розсіянні на рухомих гратах виникає зрушення частоти дифрагованого світла: для m - го порядку дифракції частота світла де щ0 - частота світла, що падає, Щ - частота звуку, щm - частота дифрагованого світла. Частота світла, відхиленого в стороyу поширення УЗ-вої хвилі, збільшується [знак + у формулі], а відхиленого в протилежну сторону [знак - ], зменшується. Безпосередня взаємодія світла, що падає, із звуком обумовлює тільки 1-й порядок дифракції, а вищі порядки з'являються лише в результаті наступної дифракції на звуці світла, вже відхиленого в 1-ій, 2-ій інші порядки.

Інтенсивність світла в дифракційному максимумі визначається фазовими зрушеннями між хвилями, що приходять в точку спостереження з усіх точок об'єму взаємодії (рис.2.9). У загальному випадку різниця фаз де d - довжина хвилі світла, тому електромагнітні хвилі, області взаємодії, що випускаються різними частинами, інтерферує, взаємно гасять один одного. При довільному вугіллі падіння світла и ефективність зm дифракція світла на ультразвуку мала (зm = Im/I00, Im - інтенсивність, світла в m - му порядку дифракції, I00 - інтенсивність світла, що падає). Проте при певній геометрії взаємодії, коли випромінювання, що йде з різних точок області взаємодії в напрямі на m - й дифракційний максимум, виявляється синфазним, значення зm зростає на багато порядків - виникає явище так званої резонансної дифракції. Це явище має місце в першому дифракційному порядку, якщо виконується умова: , де k і K - хвилевий вектор світла і звуку відповідно, с - швидкість світла у вакуумі, n - показник заломлення для світлової хвилі, L - довжина взаємодії в напрямі на 1-й дифракційний максимум (рис.2.10).

З квантово-механічної точки зору резонансна дифракція є процесом поглинання (випускання) акустичного фонона фотоном і утворення розсіяного фотона з частотою щ' і хвилевим вектором k'. Умова резонансної дифракції еквівалентна закону збереження енергії - імпульсу (так звана умова синхронізму): , . Оскільки частота світла при розсіянні практично не змінюється (оскільки, Щ<<щ0), то в ізотропному середовищі k'?k. Умова виникнення і характер резонансної дифракція світла на ультразвуку залежать від співвідношення між довжинами хвиль світла Щ і звуку Л. Для низькочастотного звуку, довжина хвилі якого задовольняє умові бL/Л2<<1, резонансна дифракція має місце при нормальному падінні cвета на звуковий пучок. Це так звана Дифракція Рамана-Ната. В цьому випадку світлова хвиля проходить крізь звуковий пучок не відбиваючись, а періодична зміна n під дією УЗ призводить до періодичної зміни фази минулої світлової хвилі. На виході плоска хвиля виявляється фазомодульованою: її хвилевий фронт стає "гофрованим".

Така хвиля еквівалентна значному числу плоских хвиль, що поширюються під малими кутами до світлового пучка, що проходить. Дійсно, умова резонансної дифракції виконується одночасно для великого числа порядків дифракції, і при достатній довжині взаємодії L виникає багатократне розсіяння фотона на фононах. Відповідно при виході з області акустооптичної взаємодії світловий промінь розбивається на серію променів з частотами щm = щm + mЩ, m = o,±1,±2, що йдуть по різних напрямах, визначуваним співвідношенням: . Інтенсивність випромінювання світла в m - й дифракційний максимум виражається формулою:

(2.7)

де Jm - функція Бесселя 1-го роду m - го порядку, Iзв = рс3S2 - інтенсивність звуку, р - щільність матеріалу, с - швидкість звуку в нім, S - амплітуда деформації в звуковій хвилі, б0 - довжина світлової хвилі у вакуумі. Величина де е0 і е - діелектрична проникність необуреного і обуреного середовища відповідно, S - деформація середовища) називається Упругооптической постійною матеріалу, або постійною Поккельса, а величина M2=p2n6/сc3. Акустооптичною якістю матеріалу і є основною характеристикою його акустооптичних властивостей. При достатній довжині взаємодії L і інтенсивності звуку Iзв амплітуда дифрагованого світла порівнюється c амплітудою того, що падає. Із збільшенням довжини L (рівній в цьому випадку товщині звукового пучка D) або амплітуди деформації S0 інтенсивності як світла, що проходить, так і світла, відхиленого в різні порядки дифракції, осцилюють (рис.2.10), причому амплітуда осциляції поступово зменшується, оскільки енергія випромінювання, що падає, розподіляється серед усе зростаючого числа дифракційних максимумів.

Рис.2.10 Явище резонансної дифракції

Резонансна дифракція світла на высокочастотному звуці, - довжина хвилі к-рого задовольняє умові бL/Л2>1, називають брегівською дифракцією. Вона виникає, якщо світло падає на звуковий пучок під певним кутом 6 (рис.2.11 а), так званим кутом Брега:

Рис.2.11 Резонансна дифракція світла на высокочастотному звуці

в цьому випадку відхилення світла відбувається тільки в 1-й порядок дифракції. Пояснити дифракцію Брега можна тим, що що падає під кутом до звукових грат світлова хвиля частково відбивається від неї (мал.12 б) і інтерференція відбитих променів визначає інтенсивність дифрагованого світла: вона максимальна, якщо різниця оптичного ходу Д світлових хвиль, відбитих від сусідніх максимумів деформації середовища, задовольняє умові: Д = 2Лsinи=б, тобто умові Брега. Інтерференційна картина, проте, виникає лише у тому випадку, якщо пучки, відбиті від сусідніх максимумів звукової хвилі, перетинаються, тобто виконується умова: .

Залежно від того, який кут - тупий або гострий утворює хвилевий вектор світла з напрямом поширення звукової хвилі, частота дифрагованого світла рівна щ + Щ (+ 1-й порядок дифракції) або щ - Щ ( - 1-й порядок). Цей процес можна представити як розсіяння фотона на фононі, при якому дотримується закон збереження енергії і імпульсу. При цьому знак - відповідає випусканню фонона, а знак + поглинанню. Дифрагований промінь виходить із звукового пучка під кутом розсіяння и'; в ізотропному середовищі и' = иб. Для цієї довжини світлової хвилі я існує гранична звукова частота Щпр = 4рсзв/б,, вище за яку брегівська дифракція неможлива. Ця частота відповідає випадку розсіяння світла точно у зворотному напрямі.

Енергія світлового випромінювання, що падає, розподіляється між тим, що проходить і дифрагованим променями. Інтенсивність дифрагованого світла I1 при брегівській дифракції зростає із збільшенням інтенсивності звуку Iзв і довжини взаємодії L = D/cosиб до тих пір, поки увесь світловий потік, що падає, не виявиться дифрагованим. При подальшому збільшенні Iзв (чи товщина звукового пучка D) частина відхиленого світу, знову дифрагуючи на звукових гратах, виходить з акустичного пучка по напряму випромінювання, що падає. В результаті виникає періодична залежність інтенсивності I0, що проходить, і дифрагованого I1: світла від Iзв і L:

, .

Дифракція світла на ультразвуку в анізотропному середовищі

У анізотропних середовищах взаємодіяти із звуком може не лише звичайний промінь, що підкоряється звичайним законам оптики ізотропних середовищ, але і незвичайний, показник заломлення якого залежить від напряму поширення світла відносно оптичної осі кристала. Гнучкооптичний ефект за певних умов призводить до того, що дифраговане світло, що виникає в результаті взаємодії із звуком звичайного променя, виявляється незвичайним, і навпаки. Геометричні умови дифракції світла на ультразвуку в цьому випадку із-за відмінності фазових швидкостей (показників заломлення) що падає і розсіяної світлових хвиль відрізняються від приведених вище для ізотропних середовищ.

У анізотропному середовищі світло з різною поляризацією має різні швидкості поширення. Тому умови резонансної дифракції, що визначають геометрію акустооптичної взаємодії, виконуватимуться при різних кутах падіння світла залежно від того, зберігає дифраговане світло поляризацію що падає або ні. Якщо поляризація не міняється, то кут Брега иб як і раніше визначається вираженням, а кут розсіяння и' = иб. Дифракція із зміною площини поляризації (так звана Анізотропна дифракція) має місце, коли світло падає під кутом иби, рівним де n0 - показник заломлення світла, що падає, n1 - дифрагованого. Кут розсіяння и' при анізотропній дифракції вже не дорівнює брегівському, а рівний і міняється в межах від - р/2 до +р/2 (рис.2.12).

Рис.2.12 Анізотропна дифракція

Анізотропну дифракцію можна розглядати як часткове віддзеркалення світлової хвилі від звукових грат, що відбувається із зміною поляризації світла. Основні особливості анізотропної дифракції полягають в наступному:

При незмінному вугіллі падіння світла на акустичний пучок дифракція має місце при двох різних значеннях частоти звуку. Цим значенням відповідають різні кути відхилення від напряму поширення світлової хвилі (рис.2.13), що падає.

Рис.2.13 Кути відхилення від напряму поширення світлової хвилі

Якщо площина розсіяння не проходить через оптичну вісь кристала, то існує мінімальне значення частоти звуку , нижче за яке анізотропна дифракція неможлива (рис.2.13).

3) якщо показник заломлення n0 хвилі, що падає, більше показника n1 розсіяної (n0 > n1), то існує мінімальне значення кута падіння: , при якому анізотропна дифракція ще спостерігається. Якщо світло надает на звуковий пучок під кутом иmin, то дифракція з поворотом площини поляризації спостерігається при звуковій частоті .

4) При зміні акустичної частоти поблизу цього значення брегівський кут міняється трохи, тоді як зміни кута розсіяння и' істотні. Дифрагований промінь при и = иmin виходить з області дифракції під прямим кутом до напряму поширення звуку (рис.2.14).

Рис.2.14 Дифрагований промінь виходить з області дифракції під прямим кутом до напряму поширення звуку

Якщо ж n1 > n0, то анізотропна дифракція має місце при будь-яких кутах падіння світла, проте можливі значення и' обмежені знизу, тобто .

Рис.2.15 Найменше значення кута розсіяння відповідає нормальному падінню світла на акустичний пучок

5) можлива колінеарна дифракція, при якій напрями поширення світла, що падає і дифрагованого, співпадають (рис.2.16)

Рис.2.16 Колінеарна дифракція

Вона має місце, якщо частота звуку рів на ѓmin.

Застосування на практиці акустооптичної дифракції

Дифракція світла на ультразвуку дозволяє визначати по зміні інтенсивності світла в дифракційних спектрах характеристики звукового поля (звуковий тиск, інтенсивність звуку і тому подібне), практично не обурюючи поля. За допомогою дифракції світла на ультразвуку вимірюють поглинання і швидкість ультразвука в діапазоні частот від декількох МГц до декількох ГГц (у рідинах) і до декількох десятків ГГц (у твердих тілах), модулі пружності 2-го і 3-го порядків, пружнооптичні і магнітопружні властивості матеріалів. Можливість спектрального аналізу звукового сигналу акустооптичними методами дозволяє досліджувати відхилення форми профілю звукової хвилі від синусоїдальної із-за нелінійних спотворень. Для низькочастотного звуку таке відхилення пов'язане з асиметрією в інтенсивностях спектрів позитивних і негативних порядків при дифракції Рамана-Ната. У разі високочастотного звуку нелінійні ефекти проявляються в появі дифракційних максимумів 2-го і вищих порядків при брегівській дифракції. Дифракція світла на ультразвуку застосовується для модуляції і відхилення світла, в різних пристроях акустооптики (у модуляторах світла, дефлекторах, фільтрах). Широко використовується дифракція світла на ультразвуку при оптикоакустичній обробці сигналів, для прийому сигналів в УЗ-вих лініях затримки та ін.

2.2 Загальна структурна схема ультразвукового локатора і принцип його роботи