Refleksion (fysik)

Refleksionsbassiner har været et populært by- og gartnerisk designelement siden persisk antik. Her er verdens største refleksionsbassin, bygget i 2006 i Bordeaux.

I fysik beskriver refleksion ( latinsk reflexio , bagudbøjning ' , fra verbet reflectere ,' bagudbøjning ' , ' bagud ') tilbagekastning af bølger på en grænseflade, hvor bølgemodstanden eller brydningsindekset for formeringsmediet ændres.

Loven om refleksion gælder for glatte overflader ( dvs. små ruhedsstrukturer sammenlignet med bølgelængden ); tilfældet med retningsreflektion er til stede. Bølger eller (afhængigt af perspektivet) stråling spredes diffust på ru overflader, og i dette tilfælde gælder Lamberts strålingslov ca.

Som regel afspejles kun en del af energien i hændelsesbølgen i refleksionen; man taler i denne sammenhæng om delvis refleksion (delvis refleksion). Den resterende del af bølgen formerer sig yderligere i det andet medium (= transmission ), på grund af den ændrede bølgemodstand oplever bølgen en ændring i retning (jf. Brydning ) og hastighed. Brydningsvinklen kan beregnes ved hjælp af Snellis refraktionslov og refleksions- og transmissionens amplituder ved hjælp af Fresnels formler - afhængigt af bølgemodstanden og polarisationen .

Et særligt refleksionstilfælde er total refleksion , hvor bølgen reflekteres fuldstændigt ved grænsefladen, når den rammer et medium med en lavere bølgemodstand. Ved nærmere eftersyn sker dette kun med ideelt gennemsigtige medier. Hvis for eksempel det andet medium er absorberende i et bestemt frekvensområde, sker der såkaldt svækket totalreflektion , hvor refleksionsadfærden ændrer sig i dette område. Total refleksion bruges f.eks. Til retroreflektion (reflektion af en bølge i kildens retning).

En-dimensionel special case

Delvis refleksion og transmission af en endimensionel bølge ved en grænseflade.

Hvis bølgebæreren kun tillader bølgen at forplante sig i en rumlig retning, kaldes den en endimensionel bølge. Eksempler ville være rebbølger, lydbølger i smalle rør (se Kundts rør ), elektromagnetiske bølger i bølgeledere osv. Reflektion sker for enden af en sådan bølgebærer. Den indkommende bølge og den modsatte reflekterede bølge overlapper hinanden. Hvis man idealiserer at antage, at der ikke er noget energitab (ingen dæmpning, fuldstændig refleksion), så er amplituderne for de indgående og udgående bølger de samme. Stående bølger dannes. Der skelnes mellem refleksionen "i den faste ende" og "i den løse ende":

I den faste ende er akselens nedbøjning nul på et hvilket som helst tidspunkt. De indgående og de reflekterede bølger har en faseforskel på π her, dvs. de er ude af fase og forstyrrer destruktivt. Dette skaber en knude i den faste ende. Yderligere svingningsknuder er hver halv bølgelængde fra hinanden. Antinoderne er imellem.
Afbøjningen af akslen er maksimal i den løse ende . De indgående og reflekterede bølger har ingen faseforskel, dvs. de er i fase og forstyrrer konstruktivt. Dette skaber en mave i den løse ende. Yderligere antinoder er placeret i en afstand af halvdelen af bølgelængden. Vibrationsknuderne er imellem.

Om den ene ende er fast eller løs, afhænger af hvilken amplitudestørrelse, der bruges til at beskrive bølgen. Så z. B. en åben rørende for en lydbølge er en fast ende, når man taler om lydtrykket, mens det er en løs ende for lydens hastighed. Lydhastighed og lydtryk forskydes med π / 2. Hvis refleksion finder sted i begge ender af bølgebæreren, kan stående bølger, der ikke kan ændres over tid, kun forekomme, hvis en resonansbetingelse er opfyldt:

Hvis akselholderen har to faste ender eller to løse ender, opstår resonans, hvis akselbærerens længde $L.$ ${\ displaystyle L}$ $L.$ er et heltal af halvdelen af bølgelængden: $L=n{\frac {\lambda }{2}},\,(n=1,2,3,\dots )$ ${\ displaystyle L = n {\ frac {\ lambda} {2}}, \, (n = 1,2,3, \ dots)}$ ${\ displaystyle L = n {\ frac {\ lambda} {2}}, \, (n = 1,2,3, \ dots)}$
Hvis den ene ende af akselholderen er fast, og den anden er løs, er resonansbetingelsen: $L=\left(n-{\frac {1}{2}}\right){\frac {\lambda }{2}},\,(n=1,2,3,\dots )$ ${\ displaystyle L = \ left (n - {\ frac {1} {2}} \ right) {\ frac {\ lambda} {2}}, \, (n = 1,2,3, \ dots)}$ ${\ displaystyle L = \ left (n - {\ frac {1} {2}} \ right) {\ frac {\ lambda} {2}}, \, (n = 1,2,3, \ dots)}$

De stående bølger, der genereres på denne måde, bruges i mange musikinstrumenter . For eksempel er en guitarstreng en endimensionel bølgebærer med to faste ender. Hvis du plukker den, vibrerer strengen ved de frekvenser, der opfylder resonansbetingelsen. til $n=1$ ${\ displaystyle n = 1}$ $n = 1$ vi får frekvensen af det grundlæggende. Alle andre frekvenser resulterer i overtonespektret .

Refleksion af individuelle impulser

I tilfælde af et medium uden dispersion svinger en puls mellem to reflektorer i en afstand A

En puls af enhver kurveform er en bølgepakke, der ifølge Fourier -analysens regler kan opdeles i en sum af sinusformede svingninger med forskellige bølgelængder λ. Kun dem er tilladt mellem to reflektorer i afstand A, for hvilke følgende gælder:

A=n\cdot {\frac {\lambda }{2}}

{\ displaystyle A = n \ cdot {\ frac {\ lambda} {2}}}

A = n \ cdot {\ frac {\ lambda} {2}}

hvor n er et naturligt tal. Under visse betingelser forbliver formen på kurven af den impuls, der er sammensat af den, den samme, og denne soliton kan svinge udæmpet mellem de to reflektorer, som det kan ses på billedet. Ved at sammenligne denne pendulvarighed med de nøjagtige tidsmærker for et atomur kan man bestemme ekstremt høje frekvenser ( frekvenskam ).

Lov om refleksion

Stråling rammer en reflekterende overflade øverst til venstre.

Loven om refleksion siger, at refleksionsvinklen (også refleksionsvinklen) er nøjagtig lige så stor som indfaldsvinklen, $\alpha =\beta$ ${\ displaystyle \ alpha = \ beta}$ $\ alfa = \ beta$ , og begge ligger i et plan med det vinkelrette, forekomstplanet . I tilfælde af bølger skal bølgelængden være betydeligt større end afstandene mellem spredningscentrene (f.eks. Atomer). Ellers kan der dannes flere "refleksionsstråler", ^[1] for eksempel i tilfælde af røntgenstråler, der reflekteres fra en krystal (se røntgendiffraktion ).

Billedsekvens af elementære bølger ifølge Huygens og Fresnel

Loven om refleksion kan udledes ved hjælp af Huygens 'princip (se tilstødende figur): På det første og andet billede kan du se, hvordan en bølgefront rammer en reflekterende overflade i en vinkel, hvilket genererer cirkulære elementære bølger omkring de respektive punkter på indvirkning. Radierne for disse bølger øges med bølgeens fasehastighed i det relevante medium. De følgende billeder viser, hvordan de resulterende elementære bølger overlejres for at danne en ny bølgefront, der løber øverst til højre. Vinklerne mellem de indgående og udgående bølgefronter og flyet er (spejlvendte) de samme. Sådan siger refleksionsloven.

En anden afledning gør brug af Fermats princip : Lysvejen fra punkt A til punkt B er ekstrem (mere præcist: minimal), hvis refleksionen sker præcist på en sådan måde, at indfaldsvinklerne og refleksionen er ens.

Rettet refleksion

Refleksion af en lysstråle på en reflekterende overflade.

Bølgefeltet på en retningsreflekterende overflade kan beskrives ved "spejlkilder". For hver original kilde "fastgøres" en spejlkilde bag den reflekterende overflade i samme afstand fra den reflekterende overflade som den originale kilde. Bølgefeltet er resultatet af bølgefelternes overlejring fra original- og spejlkilderne.

Retet refleksion bruges i flade og ikke-flade spejle , f.eks. Konkave buede spejle som barberspejl eller i spejlteleskoper . Konvekse buede spejle bruges som udvendige spejle på motorkøretøjer.

Diffus refleksion

Grænser med en stor ruhed i forhold til bølgelængden reflekterer diffust. Hvis materialet indeholder mange spredningscentre, følger refleksionen Lamberts lov . Den vigtigste tilbagespredning finder derefter sted vinkelret på materialet, uanset bestrålingsretningen. Eksempler er mælk, vægmaling eller papir. I mælk har fedtdråberne i vand størrelsesordenen for det synlige lyss bølgelængde og danner spredningscentrene for lysbølger, det samme gælder luftindeslutningerne mellem fibrene i papir.

Anvendelser af diffus refleksion, dvs. den jævne lysfordeling, er

Integrerende kugle ,
Projektionsskærm,
Undgåelse af reflekterende reflekser på skærme og fotografiske udskrifter.

Summen af spekulær og diffus refleksion kaldes også remission , baseret på mængden af lys, der udsendes af reflektansen . Der er forskellige definitionmuligheder for overflader, der ikke er helt diffuse, buede og muligvis farvetone. I meteorologi angiver albedoen andelen af sollys, der diffust reflekteres fra jordens overflade eller fra skyer. I astronomi er albedo for andre himmellegemer, der ikke skinner af sig selv, inkluderet i den lysstyrke, hvormed dette himmellegeme kan ses fra jorden.

Forskellige definitioner af hvidhed er almindelige i branchen. Nogle definitioner tager blandt andet højde for, at det menneskelige øje er mere følsomt over for nogle bølgelængder end for andre.

Reflektion af elektromagnetiske bølger i optik

Indflydelse af det komplekse brydningsindeks (

n_{1}+\mathrm {i} k_{0}

{\ displaystyle n_ {1} + \ mathrm {i} k_ {0}}

n_ {1} + \ mathrm {i} k_ {0}

) af et materiale på refleksionsadfærden for en elektromagnetisk bølge, når det rammer grænsefladen mellem to materialer (f.eks. i tilfælde af luft / glas) som en funktion af indfaldsvinklen

Beregnet (0 ° og 60 °) og målt (ca. 5 °) refleksionsspektre af sølv med den karakteristiske plasmakant ω _p og ω _s (se plasmaresonans )

I det følgende vil refleksionen blive forklaret ved hjælp af elektromagnetiske bølger som et eksempel. Strålemodellen for geometrisk optik bruges til at gøre det lettere at forstå.

På den skematiske tegning (se refleksionsloven) rammer en stråle overfladen af et medium med forskellige strålingsudbredelsesegenskaber øverst til venstre. En del af strålingen brydes mod den vinkelrette (transmitterede del), en anden del reflekteres. Reflektionsloven gælder: Indfaldsvinklen er lig med refleksionsvinklen. Under passende forhold kan den indfaldende stråling imidlertid reflekteres fuldstændigt, som i tilfælde af total intern refleksion.

Elektromagnetisk stråling reflekteres normalt kun delvist ved en grænseflade, den anden del transmitteres . Reflektansen er defineret som forholdet mellem den reflekterede og den indfaldende lysintensitet

R={\frac {I_{\mathrm {refl} }}{I_{\mathrm {einf} }}}

{\ displaystyle R = {\ frac {I _ {\ mathrm {refl}}} {I _ {\ mathrm {einf}}}}}}

R = {\ frac {I _ {\ mathrm {refl}}} {I _ {\ mathrm {einf}}}}

Refleksionsgraden kan beregnes ud fra Fresnel -formlerne ved hjælp af refleksionsfaktoren . Det afhænger af indfaldsvinklen og polariseringen af lyset samt egenskaberne af de involverede materialer. I tilfælde af cirkulært polariserede bølger ændres heliciteten med hver refleksion.

Brydningsindekset er generelt afhængigt af bølgelængden. Det betyder, at bølger med forskellige bølgelængder kan reflekteres i forskellige grader. For eksempel har metaller en høj ekstinktionskoefficient for elektromagnetisk stråling i det infrarøde område på grund af absorptionen af elektrongassen , de er derfor uigennemsigtige og har en meget høj refleksionsgrad, generelt mere end 90 procent. I modsætning hertil falder graden af refleksion af metaller i det synlige eller ultraviolette område nogle gange meget hurtigt inden for et lille frekvensområde (se billede med eksemplet med sølv). Ved refleksionsspektroskopi udledte man fra det målte refleksionsspektrum om mekanismer, der er effektive i materialet og deres parametre, såsom elektronernes tæthed i ledningsbåndet eller polariserbarheder .

På grund af den forskellige refleksionsgrad afhængig af indfaldsvinklen og lysets polarisering ændres dette med hver skrå refleksion. Det vil sige, at hvis upolariseret lys falder på en skrå grænseoverflade, reflekteres og brydes lyset (ved $\alpha \neq 0^{\circ }$ ${\ displaystyle \ alpha \ neq 0 ^ {\ circ}}$ $\ alpha \ neq 0 ^ {\ circ}$ og $\alpha \neq 90^{\circ }$ ${\ displaystyle \ alpha \ neq 90 ^ {\ circ}}$ $\ alpha \ neq 90 ^ {\ circ}$ ) delvist polariseret. I det særlige tilfælde $\alpha +\gamma =90^{\circ }$ ${\ displaystyle \ alpha + \ gamma = 90 ^ {\ circ}}$ $\ alfa + \ gamma = 90 ^ {\ circ}$ lyskomponenten polariseret parallelt med forekomstplanet reflekteres slet ikke, men brydes fuldstændigt ( Brewsters vinkel ). Den reflekterede del polariseres derefter fuldstændigt vinkelret, og den transmitterede del indeholder begge polariseringsretninger. Denne effekt gør det f.eks. Muligt at lade laserstråling forlade hulrummet gennem et Brewster -vindue uden tab af refleksion.

Indeks -ellipsoiden af dobbeltbrytende materialer, der afhænger af krystalorienteringen , har en yderligere indflydelse på refleksionen. Her varierer refleksionsgraden også afhængigt af krystaloverfladens krystalorientering. Et magnetfelt kan også påvirke refleksionen, som teknisk bruges i magneto-optiske lagermedier .

Refleksionen kan reduceres eller øges ved interferens ved et eller flere dielektriske lag og bruges til antireflekterende belægning eller til fremstilling af dikroiske spejle .

brug

En hund foran et spejl

Et vigtigt anvendelsesområde for refleksion af elektromagnetiske bølger eller stråler er deres målrettede vejledning. Dette bruges f.eks. Med spejlet , som for eksempel reflekterer lyset spredt af en person målrettet, så personen kan se sig selv. Teknisk bruges refleksion på flade spejle eller prismer til at afbøje bjælker, for eksempel i periskoper eller i det afbøjende prisme eller foldespejlet til refleks kameraer .

Refleksion kan også bruges til kontaktløs detektion eller måling af reflekterende overflader ( deflektometri ) eller til måling af afstanden mellem en strålingskilde og en reflekterende overflade (transittidsmåling eller interferometri). Eksempler er laserområdefindere, reflekslysbarrierer eller tidsdomænereflektometri

Endvidere bruges refleksionen på konkave spejle til at bundte elektromagnetiske stråler. En retningsvirkning opnås med parabolske antenner . Eksempler på optiske bølgelængder er forlygter eller reflektor teleskoper .

Sammenligning af en reflekterende (venstre) og mat (højre) skærmoverflade og deres indflydelse på den spredte refleksion af en lampe bag beskueren

Den måde, hvorpå et legeme reflekterer lys på grund af dets materiale, form og overfladestruktur, bruges også på mange kreative områder såsom produktdesign eller arkitektur . For eksempel er overflader poleret for at skabe et skinnende, reflekterende indtryk eller ruet / slebet for at give en diffus refleksion. En lignende effekt kan også opnås ved brug af forskellige lakker (f.eks. Blank, halvblank, mat).

Reflektionstypen kan have indflydelse på tekniske parametre, for eksempel med matte skærme, reduceres den forstyrrende indflydelse af spredte lysreflektioner ved hjælp af diffus refleksion på en ru overflade. Sammenlignet med reflekterende displays reducerer den ru overflade også det sorte indtryk og farvestrålen fra lyset, der transmitteres gennem beskyttelsesruden.

Da en intensitetskomponent, der er karakteristisk for et materiale, reflekteres under refleksionen, kan egenskaber ved materialer som brydningsindeks, tykkelse, urenheder osv. Også bestemmes på denne måde. Begge målinger ved en enkelt bølgelængde og spektrale fordelinger bruges her ( reflektometrisk tyndfilmsmåling , ellipsometri ). Sidstnævnte danner grundlag for spektroskopi , hvor refleksion af polariserede og upolariserede elektromagnetiske bølger ud over transmission er en hyppigt anvendt undersøgelsesteknik, se refleksionsspektroskopi .

Refleksion på elektriske ledninger

Refleksionsfri termineret koaksial linje: Hvis modstanden har værdien af linjeimpedansen, reflekteres indgående elektriske signaler ikke

Hvis en elektrisk bølge med amplituden A _{0 passeres} gennem en linje , der afsluttes med dens karakteristiske impedans , absorberes den fuldstændigt der, uden refleksion og uanset dens frekvens. Afslutningen kan være en belastningsmodstand , en antenne, inputmodstanden fra et analogt eller digitalt kredsløb eller en eller flere andre linjer. Hvis der er et mismatch - forudsat linearitet - _{opstår der} en reflekteret bølge med samme frekvens og (for det meste) ændret amplitude A _R. Forholdet A _R / A ₀ kaldes refleksionsfaktoren $r$ ${\ displaystyle r}$ $r$ :

r={\frac {Z_{L}-Z_{0}}{Z_{L}+Z_{0}}}

{\ displaystyle r = {\ frac {Z_ {L} -Z_ {0}} {Z_ {L} + Z_ {0}}}}

r = {\ frac {Z_ {L} -Z_ {0}} {Z_ {L} + Z_ {0}}}

Er i det $Z_{L}$ ${\ displaystyle Z_ {L}}$ $Z_ {L}$ ophævelsens impedans og $Z_{0}$ ${\ displaystyle Z_ {0}}$ $Z_ {0}$ linjens bølgemodstand.

Generelt er $r$ ${\ displaystyle r}$ $r$ frekvensafhængig og kompleks , typisk med en størrelse mindre end 1; dets argument betyder en faseændring. I praksis søges der altid en reel værdi.

Særlige tilfælde:

$r=0$ ${\ displaystyle r = 0}$ $r = 0$ betyder, at bølgen ikke reflekteres, så der er ikke noget ekko. (Sag: tilpasset linje ).
$r=1$ ${\ displaystyle r = 1}$ $r = 1$ betyder, at bølgen reflekteres fuldstændigt (åben ende = fordobling af spændingen ved at overlejre de førende og reflekterede bølger).
$r=-1$ ${\ displaystyle r = -1}$ $r = -1$ betyder, at bølgen er fuldstændig reflekteret, men inverteret (kortsluttet ende; spænding = 0 på grund af overlejring af de ledende og reflekterede bølger).

Én applikation er beskrevet i artiklen Time Domain Reflectometry . De førende og reflekterede bølger, der kører på linjen, kan overlappe hinanden og føre til en placeringsafhængig fordeling af strøm og spænding (stående bølger).

Refleksion af spændingsspring

Spændingskurve langs et kabel, kort efter at et spændingsspring blev reflekteret ved den åbne kabelende. Kanten løber tilbage til begyndelsen af kablet.

Spændingskurve langs et kabel, kort før et spændingsspring når enden af kablet (kanten løber til højre) eller kort efter at springet er reflekteret ved den kortsluttede kabelende (kanten løber til venstre)

Hvis lyn rammer en højspændingsledning, løber en højspændingspuls til enden af linjen og kan forårsage skade der. Noget lignende kan observeres i kabler og ledninger ( båndkabel , koaksialkabel med linieimpedans Z ), når et spændingsspring indføres - for eksempel ved at skifte begyndelsen af kablet til en DC -spænding. Jævnstrømsspændingen forsynes af en strømforsyning med en intern modstand på R = Z , så spændingsspringet kommer ind i kablet uden refleksion.

Uendeligt langt kabel

Hvis DC -spændingen U tilføres et uendeligt langt tabsfrit kabel på tidspunktet nul, ville en konstant strøm I flyde for evigt:

I={\frac {U}{R+Z}}={\frac {U}{2R}}

{\ displaystyle I = {\ frac {U} {R + Z}} = {\ frac {U} {2R}}}

I = {\ frac {U} {R + Z}} = {\ frac {U} {2R}}

En konstant spænding U / 2 forekommer ved fødestedet, uanset om og hvordan kabelenden er forbundet. På indføringsstedet kan du ikke skelne mellem, hvad der er for enden af kablet. Kablet lagrer den elektriske energi, og efter en uendelig lang tid er kablet "ladet" (magnetfelt, elektrisk felt).

Man kan forudsige tidspunktet for ankomsten af spændingsspringet på et fjernt målepunkt, fordi springets udbredelseshastighed er c _-medium . Isoleringsmaterialet med den relative permittivitet $\varepsilon _{\rm {r}}$ ${\ displaystyle \ varepsilon _ {\ rm {r}}}$ $\ varepsilon _ {\ rm {r}}$ mellem kabelens ledere bestemmer pulshastigheden i kablet

c_{\rm {medium}}={\frac {c}{\sqrt {\varepsilon _{\rm {r}}}}}

{\ displaystyle c _ {\ rm {medium}} = {\ frac {c} {\ sqrt {\ varepsilon _ {\ rm {r}}}}}}}

c _ {\ rm {medium}} = {\ frac {c} {\ sqrt {\ varepsilon _ {\ rm {r}}}}}}

Endelig kabellængde

Hvis kablet har den endelige længde L i ovenstående tankeeksperiment, kommer spændingshoppet efter tid

T={\frac {L}{c_{\rm {medium}}}}

{\ displaystyle T = {\ frac {L} {c _ {\ rm {medium}}}}}}

T = {\ frac {L} {c _ {\ rm {medium}}}}

for enden af kablet. Konklusionen der bestemmer, hvordan det fortsætter:

Refleksionsfri konklusion

Hvis koaksialkablets indre og ydre ledere er forbundet via en modstand R = Z , strømmer den elektriske energi uden refleksioner ind i denne afslutningsmodstand, som varmes op i overensstemmelse hermed. Ved fødestedet (begyndelsen af kablet) kan man ikke skelne denne sag fra et uendeligt langt kabel.

Åben slutning

Hvis de indre og ydre ledere ikke er forbundet, afspejles spændingshoppet i fase. Dette fører til en fordobling af spændingen, og det overlejrede spændingsspring løber tilbage til begyndelsen af kablet med c _-medium (se billedet ovenfor til højre). Tilbage på fødepunktet reflekteres det ikke der, fordi strømforsyningens indre modstand svarer til linieimpedansen (refleksionsfri afslutning). Så snart spændingsspringet forekommer ved fødepunktet, nås ligevægt, der strømmer ikke yderligere strøm, og spændingen U måles mellem lederne på hvert punkt på kablet. Med et opbevaringsoscilloskop kan dette "spændingstrin" først registreres på U / 2 og derefter - fra tid 2 T - på U.

Kortslutning

Hvis lederne kortsluttes i slutningen, reflekteres spændingshoppet ud af fase. De forreste og bagudgående bølger er overlejret til nul. Dette måles dog kun i begyndelsen af kablet, når det reflekterede spændingsspring ankommer dertil efter tiden 2 · T. Denne rektangulære puls (nul til U / 2 når den er tændt og efter tiden 2 T til nul) kan registreres med et oscilloskop. ^[2] Et kabel, der er kortsluttet for enden, fungerer som en "forsinket kortslutning".

brug

Kabler med en defineret længde, der er kortsluttet, tilpasset eller åbne for enden, bruges som et timingelement (transittid), til pulsforsinkelse eller lagring, som et ledningskredsløb ( resonanskredsløb , trapkreds , filter, impedansomdannelse, faserotation) eller med en variabel længde til måling af den anvendte bølgelængde eller frekvens.

Se også Lecher linje .

Refleksion i akustik

Typer af refleksioner

I akustik , vi mener lyd refleksion , dvs. refleksion af lyden . Flade, genklangende, ikke-absorberende overflader afspejler lydbølgerne godt. Ekkoopfattelsestærsklen spiller en vigtig rolle i genkendelsen af disse lydreflektioner. Afhængigt af arrangementet og antallet af reflekterende overflader og typen af lydforstærkning varierer høreindtrykket :

Ekkoer (klippeflade på en større afstand)
Flutter -ekko (to parallelle reflekterende vægge)
Efterklang (store rum med hårde vægge, som i kirker)
høj rumlighed (akustisk rumfornemmelse i koncertsale)
tør lyd (i rum med små reflekterende overflader)

Direkte lyd , tidlige refleksioner og efterklang

Følgende er vigtige for det akustiske indtryk:

Andel af direkte lyd i det samlede lydniveau
Tidsforsinkelse og retning af tidlige refleksioner , samt deres bidrag til det samlede lydniveau
Distributionsforsinkelse og rumlig fordeling af efterklangen samt dens andel i det samlede lydniveau og dets tidsmæssige forløb ( efterklangstid )

Rum akustisk design

I rum, afhængigt af brugen, giver forskellige rumakustiske egenskaber og dermed en anden refleksionsadfærd på væggene mening:

Op til en vis grænse, anekoiske rum i optagestudier (dvs. ingen anekoiske rum), så optagelsesrummets akustiske karakter har så lille indflydelse som muligt på optagelsen.
Lokaler med moderat reflekterende vægge til klasseværelser. På den ene side bør lærerens stemme understøttes af tidlige refleksioner på op til 15 ms, på den anden side bør taleforståelighed ikke reduceres med for stærke sene refleksioner og for lange efterklangstider. Den gunstige efterklangstid for normalhørende mennesker i henhold til DIN 18041 "Hørbarhed i små til mellemstore rum" er mellem 0,3 og 0,8 sekunder afhængigt af rumets volumen. I klasseværelser med en volumen på 125 til 250 m³ er en efterklangstid på 0,4 til 0,6 sekunder optimal. For hørehæmmede bør der sigtes efter efterklangstider på omkring 0,3 sekunder.
Rum med stærkt reflekterende vægge og en balance mellem direkte lyd, tidlige refleksioner og efterklang til koncertsale. Målet her er at opnå den mest "rumlige" musikalske oplevelse muligt gennem tidlige vægreflektioner, der falder sidelæns på ørerne. En høj grad af diffusion , dvs. spredning af lyden, er også vigtig. En gunstig efterklangstid er 1,5 til 2 sekunder.

En meget særlig betydning for detektering af rumlig rum har det indledende tidsforskel ( ITDG ).

Forholdet mellem refleksion, absorption, transmission

Følgende variabler spiller en rolle i lydreflektioner:

Graden af lydreflektion $\rho$ ${\ displaystyle \ rho}$ $\ rho$ eller $R.$ ${\ displaystyle R}$ $R.$ er et mål for den reflekterede lydintensitet .
Graden af lydabsorbering $\alpha$ ${\ displaystyle \ alpha}$ $\ alfa$ eller $EN.$ ${\ displaystyle A}$ $EN.$ er et mål for den absorberede lydintensitet.
Lydoverførselshastigheden $\tau$ ${\ displaystyle \ tau}$ $\dug$ eller $T$ ${\ displaystyle T}$ $T$ er et mål for den transmitterede lydintensitet.
Graden af lydspredning $\delta$ ${\ displaystyle \ delta}$ $\ delta$ eller $D.$ ${\ displaystyle D}$ $D.$ er et mål for den "tabte" lydintensitet.

Når den rammer grænsefladerne, reflekteres den indkommende lydintensitet enten på grænseoverfladen eller absorberes af grænseoverfladen. Det er derfor sandt

\rho +\alpha =1.

{\ displaystyle \ rho + \ alpha = 1.}

\ rho + \ alpha = 1.

Den absorberede del af lydintensiteten lades enten igennem (transmitteres) af grænseoverfladen eller omdannes til varme (spredes) i grænseoverfladens materialer. Det er derfor sandt

\alpha =\tau +\delta .

{\ displaystyle \ alpha = \ tau + \ delta.}

\ alfa = \ tau + \ delta.

Således gælder overordnet

\rho +\tau +\delta =1.

{\ displaystyle \ rho + \ tau + \ delta = 1.}

\ rho + \ tau + \ delta = 1.

I akustik hører følgende ord til forstyrret lydspredning

Refleksion af vandbølger

Delvis clapotis

Ved progressive vandbølger betyder bølgereflektering at kaste en del af sin energi tilbage på en struktur ( bølgebryder , dæmning ) eller på steder, hvor konfigurationen af den naturlige havbund ændres (stærk). Zugleich wird ein anderer Anteil der Wellenenergie fortgeleitet und der restliche Anteil durch die Prozesse des Wellenbrechens , der Flüssigkeits- und Bodenreibung dissipiert und absorbiert, vergleiche dazu Wellentransformation , Wellenabsorption .

Dementsprechend lautet das Gesetz von der Erhaltung der Energie:

E_{\mathrm {i} }=E_{\mathrm {t} }+E_{\mathrm {r} }+E_{\mathrm {a} }

E_{\mathrm {i} }=E_{\mathrm {t} }+E_{\mathrm {r} }+E_{\mathrm {a} }

E_{\mathrm {i} }=E_{\mathrm {t} }+E_{\mathrm {r} }+E_{\mathrm {a} }

Darin bedeuten

$E_{\mathrm {i} }$ $E_{\mathrm {i} }$ $E_{\mathrm {i} }$ = Energie der anlaufenden Wellen
$E_{\mathrm {t} }$ $E_{\mathrm {t} }$ $E_{\mathrm {t} }$ = Energie der (durch das Bauwerk) fortgeleiteten (transmittierten) Wellen
$E_{\mathrm {r} }$ $E_{\mathrm {r} }$ $E_{\mathrm {r} }$ = Energie der am Bauwerk reflektierten Wellen
$E_{\mathrm {a} }$ $E_{\mathrm {a} }$ $E_{\mathrm {a} }$ = Energieverlust infolge der Wellenabsorption.

Werden die genannten Energieanteile $E_{\mathrm {t} }$ $E_{\mathrm {t} }$ $E_{\mathrm {t} }$ , $E_{\mathrm {r} }$ $E_{\mathrm {r} }$ $E_{\mathrm {r} }$ , $E_{\mathrm {a} }$ $E_{\mathrm {a} }$ $E_{\mathrm {a} }$ jeweils in das Verhältnis zur Energie der anlaufenden Wellen $E_{\mathrm {i} }$ $E_{\mathrm {i} }$ $E_{\mathrm {i} }$ gesetzt, können solche Werte als Transmissionskoeffizient , Reflexionskoeffizient und Absorptionskoeffizient angegeben werden. Im Allgemeinen ist der Reflexionskoeffizient $C_{\mathrm {r} }=E_{\mathrm {r} }/E_{\mathrm {i} }<1$ $C_{\mathrm {r} }=E_{\mathrm {r} }/E_{\mathrm {i} }<1$ $C_{\mathrm {r} }=E_{\mathrm {r} }/E_{\mathrm {i} }<1$ . Nur im theoretischen Fall der perfekten Reflexion (bei Vorliegen einer perfekten Clapotis ) ist $C_{\mathrm {r} }=E_{\mathrm {r} }/E_{\mathrm {i} }=1$ $C_{\mathrm {r} }=E_{\mathrm {r} }/E_{\mathrm {i} }=1$ $C_{\mathrm {r} }=E_{\mathrm {r} }/E_{\mathrm {i} }=1$ . Nur hierfür gilt auch die Aussage, dass bei der Reflexion an einer ideal glatten vertikalen Wand ein Phasensprung nicht auftritt. Insbesondere bei partieller Reflexion an steilen, ebenen Uferböschungen kann der Phasensprung etwa 180° betragen, vergl. nebenstehendes Bild.

Da die Wellenenergie dem Wellenhöhenquadrat proportional ist, kann der Reflexionskoeffizient auch einfacher als Quotient der Höhe der reflektierten Welle $H_{\mathrm {r} }$ $H_{\mathrm {r} }$ $H_{\mathrm {r} }$ und der Höhe der anlaufenden Welle $H_{i}$ $H_{i}$ $H_{i}$ geschrieben werden $C_{\mathrm {r} }=H_{\mathrm {r} }/H_{\mathrm {i} }$ $C_{\mathrm {r} }=H_{\mathrm {r} }/H_{\mathrm {i} }$ $C_{\mathrm {r} }=H_{\mathrm {r} }/H_{\mathrm {i} }$ .

Reflexion durch ein anziehendes Potential

In der klassischen Mechanik kann in einer Dimension eine Reflexion nur an einem abstoßenden Potential erfolgen. Im Rahmen der Quantenmechanik ist jedoch auch eine Reflexion an einem anziehenden Potential möglich. Dieser der Anschauung widersprechende Vorgang wird Quantenreflexion genannt.

Weblinks

Commons : Reflexion – Sammlung von Bildern, Videos und Audiodateien

Optik

Strahlenoptik und Reflexion Erklärung der Reflexion von Lichtstrahlen am ebenen Spiegel, Hohlspiegel und Wölbspiegel. Patrick Wagner, abgerufen am 14. Oktober 2007 .
Animation zur Streuung – Reflexion an Oberflächen. Dieter Welz, abgerufen am 14. Oktober 2007 .
Reflexion und Brechung von Licht – Animationen. Michael Komma, abgerufen am 14. Oktober 2007 .

Akustik

Einzelnachweise

↑ Eugene Hecht: Optik . Oldenbourg Wissenschaftsverlag, 2005, ISBN 3-486-27359-0 , S. 168 ff .
↑ Dieter Suter: Elektronik. (PDF; 3,8 MB) (Nicht mehr online verfügbar.) Archiviert vom Original am 4. Juli 2017 ; abgerufen am 1. Mai 2017 .

[Hecht2005-1] Eugene Hecht: Optik . Oldenbourg Wissenschaftsverlag, 2005, ISBN 3-486-27359-0 , S. 168 ff .

[2] Dieter Suter: Elektronik. (PDF; 3,8 MB) (Nicht mehr online verfügbar.) Archiviert vom Original am 4. Juli 2017 ; abgerufen am 1. Mai 2017 .

[1]

[2]