Геб pa и тершии^^на поверхности тела порождают краевые волны, к-рые можно интерпретировать как дифракц. лучи D. Пя вогнутой стороне тела могут возбуждаться волны шепчущей, галерой Е. Вблизи гра-виды свот ≈ тень на гладкой части поверхности тела об разуются волны соскальзывания F, к-рые уходят вдоль геодезических линий на теневую сторону тела, испытывая при этом экспсшенц. затухание кз-аа высвечивания С. При индуктивном импедансе на поверхности тела могут возбуждаться поверхностные волны Н'. К-рые высвечиваются слабо и аатухают практически только вч-за тепловых norepi. в самом теле. Реальная картина формирования рассеянного ноля усложняется взаимной трансформацией разл. типов волн, напр, краевые волны могут порождать волны соскальзывания и наоборот.
Расч╦т днфракц. полей в квазиоптич. области составляет предмет асимптотич. теории дифракции (АТД). К ной принадлежит, В частности, метод параболич. ур-пия (МНУ), опирающийся на т. я. принцип понереч-пой диффузии лучевой амшштуды ≈ диффузии амплитуды попер╦к лучевых трубок (вдоль волновых фронтов]. DTOT метод используют при изучении открытых волноводов и резонаторов, при исследовании распространения волновых пучков в линейных и нелинейных однородных, регулярно и статистически неоднородных сродах (напр., в атмосфере, ионосфере] и т. п. (см. Ле~ онтоеича параболические уравнение, Параболического уравнения приближение). Одним из первых применений МПУ была jKJiiiccii'i. задача о распространении радиоволн ндшп. поверхности Земли (асииптотич. решение Леонтовлча и Фоки). К АТД относится также рнд приближ╦нных подходов, опирающихся на принцип локальное ги и строгие решения модельных задач. В частности, для расч╦тов радиолокац. поперечников ыеталлич. тел сложной формы используют геом. оптики м(чод (ГОМ), физической оптики метод (ФОМ), геометрическую теорию дифракции (ГТД) и ы е т о д краевых волн (МКВ). При помощи ГОМ и ФОМ определяют гл. член асимптотич. рауложепид (при Я≈*0) для поля в <н;вещ╦н-ной области пространства. ГТД является обобщением ГОМ и дает рецепты построения краевых волн и волн Соскальзывании. МКВ являемся обобщением ФОМ и позволяет вычислять краевые волны. И Г'1Д, и МКВ применительно, напр., к задачам дифракции на телах с рсбртш опираются на решение классич. задачи о дифракции на кляне. Оба эти метода дают гл. член асимптотич. разложения для каждой краевой волны, возникающей при многократной дифракции. Для определения след, членов этого аснмптотич. разложения необходимо решение дополнит, модельных задач. Между упомянутыми методами существует тесная связь. Геомет7'ооптич. выражение для рассеянного поля вытекает и.1 асимптотич. оценки интегралов, описывающих это поле а приближении ФОМ. Точно так жй выражения для краевых волн, постулируемых в ГТД, следуют из интегральных представлений рассеянного поля в МКН.
В теории антенн используют апсртурный метод расч╦та диаграмм направленности, в основе к-рого лежит . предположит!!' о том, что распределение ал.-маги, поля в получающей апертуре (рас.крыве) соответствует неноммущ╦нной Во лбу ж дающей волне. Такан аппроксимация тем лучше, чем 6o.ii.nie параметр l!K, где ( ≈ линейный размер апертуры. 11оле, излучаемое антенной, вычисляют затем с помощью Грина формул. Такой метод представляет couoii обобщение на задачи Д. р. ишшстпого в оптике и акустике Кирхгофа метода', он удовлетворительно описывает главный и первые бо-ковыи лепестки диаграммы направленности. Для расчета дальних боковых лепссткои необходимо принимать mi внимание краевые волны, к-рые возникают при дифракции возбуждающей волны на краях аиер-туры.
Представляют интерес задачи Д. р. на телах, покрытых рад и «поглощающим материалом, на космич. аппаратах, входящих в атмосферу Земли tu сверхзвуковой скоростью и окруж╦нных неоднородной плазмой, на естеств. и искусств, неоднородпостях ионизации в атмосфере и ионосфере; задачи распространения (линейного И нелинейного) радиоволн в риал, ноод-нородпых средах, в частности в естеств. волповодных каналах (прежде всего, ионосферных], и, наконец, аада-чи диагностики разных сред и объектов с помощью радиоволн.
Лит.: Уфнмцев П. Я., Метод краевых волн в физической теории дифракции, М., 1962; X с и л X.. Ms у я А.. Нестпфаяь К., Теоуип дифракции, пер. с ней.. М., 1ЭВ4; В а и н ш т е И н Л. А., Открытые резонаторы и открыть»! волноводы. Ы., 19Й6; Фок В. Д.. Проблемы дифракции и распространения электромагнитных пили, м., 1970; Боровиков В. А., К и н 6 е р Б. Е., Геометрическая теория ди-фрвнции, М,, 1Э78; Electromagnetic and acoustic scattering by simple shapes. Arast., 1969; James G. L.. Geometrical theory ol djJtrarvtmn for electromagnetic waves. Stevenage, 1976; Electro-шаклШе scattering, N, y,, 1978, П. Я. Уфммцев.
ДИФРАКЦИЯ РЕНТГЕНОВСКИХ ЛУЧЕЙ ≈ возник-
новение отклонйнных (дифрагированных) лучей н результате интерференции упруго рассеянных электронами вещества вторичных воли. Д. р. л. обусловлена пространственно упорядоченным расположением атомов рассеивателя и большой величиной параметра пространственной дисперсии X/<i~5-tO~E-M (X ≈ дляка волны рентгеновского излучения, d ≈ характерное межатомное расстояние в веществе). Она является осн. методом исследования атомной структуры веществ (см. Рентгеновский структурный анализ. Рентгенография материалов, Рентгеновская топография, Речт-геновсхая спектроскопия) [1 ≈ 6].
Д. р. л. впервые наблюдалась М. фон Лауп (М. von Lauo), В. Фридрихом (W. Fricdrich) н П. Книппингок (P. Knipping) (1912). Первая элементарная (т. «. ки-нематич.) теория Д. р. л. предложена Лауэ в 1913; в том же году У. Л. Брэгг (W. L. Bragg) я Г. В. Вульф интерпретировали Д. р. л. как интерференц. отражение излучения от системы параллельных атомных плоскостей кристалла (см. Брэгга ≈ Вулъфа условие). В 1914 Ч. Дарвин (Ch. Darwin) сформулировал основы динамич. теории Д. р. л., яатем в li!17 П. ')вапъд (P. Ewald) развил теорию самосогласованного взаимодействия точечных диполей среды и поли излучения. В 1Й31 Лауэ изложил теорию Д. р. л. как илектроди-намич. задачу распространения излучения о среде с непрерывной трехмерной периодической поляризуемостью f (Г, ш) (см. Лоляриауемость рентгеновская).
Нниб. ярко Д. р, л. выражена в кристаллах, являющихся для рентгеновских лучей естеств. тр╦хмерными дифракционными решетками. Дифракц. максимумы в них возникают в направлениях, в к-рых вторичные (рассеянные атомами] волны распространяются с одинаковыми фазами. Для кристаллов ото условие фачировки требует удовлетворения одновременно тр╦м условиям дифракции на одномерных днфракц. реш╦т-
ках:
а (соэа ≈ cosan) = HX; b(cos ft ≈ с (cosy ≈ cos TO) = LK,
(1)
ЗС
1
где а, Ь, с ≈ периоды реш╦тки кристалла по тр╦м е╦ осям; щ. |J(, и fu ≈ углы, составляемые направлением распространения падающей, а а, р и у ≈ рассеянной волнами с ослми реш╦тки кристалла; Л, К и L ≈ целые числа, пропорциональные индексам кристаллографическим системы атомных плоскостей, находящихся в отражающем положении. Ур-ния (1) (т. п. ур-ния Лауэ) можно представить в виде условия Брэгга ≈ Вульфа. Т. К. углы On, Во, у└ фиксированы, а К, р, V не независимы, то система (1) обычно имеет крайне мало цепочно* лепных решении, т. с. при рассеянии лонохроматич. рентгеновского излучения на неподвижном кристалле *∙-,. число дифракц. максимумов мало. 0/1
