Интенсивность импульса

Результаты гидроиспытаний оболочки диаметром 3,6 м, длиной 4 м, с толщиной стенки 41,6 мм, в которой была заранее создана трещина, позволили сделать более однозначные выводы. Оказалось возможным применение критерия обнаружения развития трещины по повышению интенсивности импульсов акустической эмиссии. На практике его использование осложняется не только в случае наличия шумов, но и в случае имеющихся достаточно мощных источников акустической эмиссии, происхождение которых не связано с развитием опасных для прочности конструкции дефектов. [c.185]

Принцип работы лазера в режиме модуляции добротности состоит в следующем. Допустим, что внутрь оптического резонатора помещен затвор. Если затвор закрыт, то генерация не возникает и, следовательно, инверсия населенности может достигнуть очень высокого значения. При достаточной мощности накачки на метастабиль-ном уровне можно накопить почти все частицы активного вещества. Однако условие генерации выполняться не будет, так как потери резонатора слишком велики. Если быстро открыть затвор, то усиление в лазере будет существенно превышать потери и накопленная энергия выделится в виде короткого интенсивного импульса света. Поскольку в данном случае добротность резонатора изменяется от низких до высоких значений, то такой режим называется режимом модуляции добротности резонатора. При быстром открывании затвора (за время, которое короче времени развития лазерного импульса) выходное излучение состоит из одного гигантского импульса. При медленном же открывании затвора может генерироваться много импульсов. [c.283]

Кроме того, между интенсивностью импульсов и состоянием пары имеется, как правило, функциональная связь. Например, импульс силы от столкновения зубьев передачи зависит от ошибки шага зацепления. [c.563]

Распространяясь в композиционном материале, механические возмущения постепенно затухают. Это затухание происходит вследствие геометрической дисперсии и других механизмов дисперсии, таких, как неупругость материала, расслоение, внутренние полости и трещины, а также дробление компонентов. С точки зрения сохранения целостности структуры дисперсия желательна, поскольку она сглаживает пики интенсивности импульса напряжений и, следовательно, уменьшает вероятность разрушения материала. Из всех механизмов дисперсии аналитически легче всего исследовать механизм структурной и неупругой дисперсии. [c.356]

Импульсные потоки случайных воздействий могут быть полностью описаны распределением интенсивности импульсов и распределением интервалов времени между ними. Получение эмпирических рядов для этих распределений обычно не встречает больших трудностей, а подбор для них соответствующего теоретического закона распределения сводится к применению обычных методов математической статистики. [c.220]

В, — на заднем фронте. Заметим теперь, что в соответствии с рис. 8.13,6 несущая частота импульса со вблизи точки А будет ниже, чем в точке С, где частота примерно равна oq. В то же время несущая частота импульса вблизи точки В будет выше, чем в С. Поскольку мы считаем, что волокно обладает положительной дисперсией групповой скорости, часть импульса вблизи точки А будет двигаться быстрее, чем часть импульса вблизи точки С, а последняя в свою очередь будет двигаться быстрее области вблизи точки В. Отсюда следует, что при распространении по волокну центральная часть импульса будет растягиваться. При помощи тех же соображений можно показать, что фронты импульса будут не растягиваться, а обостряться, так как в этих областях смещение частоты отрицательно. Поэтому истинная форма импульса как функция времени в данной точке z будет такой, как показано на рис. 8.13, а штриховой кривой. Соответствующая зависимость смещения частоты показана штриховой кривой на рис. 8.13,6. Из рис, 8.13, а мы видим, что из-за уширения, обусловленного дисперсией групповой скорости, пиковая интенсивность импульса, указанного штриховой кривой, меньше, чем для сплошной кривой. Заметим также, что поскольку параболическая часть импульса распространяется теперь на более широкую область вблизи пика, положительное линейное смещение частоты распространяется на большую часть импульса. Установив эти общие особенности взаимодействия процессов фазовой самомодуляции и дисперсии групповой скорости, мы можем показать, что если длина волокна достаточно большая, то на выходе волокна, показанного на рис, 8,12, форма импульса и смещение частоты будут изменяться во времени так, как изображено на рис, 8,14. а и б. Заметим, в частности, что положительное смещение частоты теперь линейно во времени на протяжении большей части импульса. Соответствующий спектр мощности этого импульса приведен на рис, 8,14, б. Заметим, что благодаря фазовой самомодуляции ширина спектра 50 см ) заметно превышает первоначальную ширину [c.520]

X = 1,55 мкм, I Р2 I - 20 пс км и у 20 Вт -км- Используя эти значения в уравнении (3.1.5), получаем, что нелинейные и дисперсионные эффекты пренебрежимо малы при L< 50 км, если Тр > 100 пс и Р <0,1 мВт. Lfl и становятся тем меньше, чем короче и интенсивнее импульсы. Например, и порядка 50 м при То = 1 ПС и = 1 Вт. В случае пикосекундных импульсов нужно учитывать и нелинейные, и дисперсионные эффекты, если длина световода превышает длину в несколько метров. [c.57]

Чтобы вычислить ст из уравнения (3.2.25), нужно определить <Т">, используя уравнение (3.2.26). Так как фурье-преобразование U z,g)) функции и (z, Т) определяется в уравнении (3.3.2). удобно вычислять <Г") в спектральном представлении. Используя фурье-преобразова-ние 7(г, ю) интенсивности импульса U (г, Т) [c.70]

Для того чтобы понять физический смысл наблюдаемого явления, полезно взглянуть на динамику спектра, изображенного на рис. 5.5 для случая N = 3. Изменения в форме импульса и его спектре возникают при совместном действии фазовой самомодуляции (ФСМ) и дисперсии групповых скоростей. При ФСМ получается положительная частотная модуляция, так что передний фронт смещается в стоксову (относительно несущей частоты) область, а задний фронт-в антистоксову область. Уширение спектра за счет ФСМ ясно видно на рис. 5.5 при z/zq = 0,2 хорошо заметна типичная для ФСМ модуляция. При отсутствии дисперсии групповых скоростей форма импульса оставалась бы неизменной (см. разд. 4.1). Отрицательная дисперсия, однако, сжимает импульс, так как он имеет положительную частотную модуляцию (см. разд. 3.2). Сокращает свою длительность только центральная область импульса, поскольку только там сдвиг частоты практически линеен. Из-за того что интенсивность импульса в центральной его области существенно увеличивается, спектр его также значительно изменяется (см. рис. 5.5 для z/zq = 0,3). Именно совместным действием дисперсионных и нелинейных эффектов объясняется характер динамики импульса, изображенной на рис. 5.4. В случае фундаментального солитона (N = 1) дисперсия и ФСМ компенсируют друг друга таким образом, что ни форма импульса, ни его спектр не изменяются при распространении по [c.116]

Согласно (4), (8) интенсивность импульса в безаберрационном приближении [c.87]

На рис. 2.12 показаны типичные примеры генерации спектрального континуума импульсами длительностью 2 пс и 70 фс в газах (энергия W 0,5 мДж, длина волны Х=0,6 мкм) [50]. Поведение спектров в голубой области одинаково для разных газов и давлений и различных максимальных интенсивностей. В противоположность этому спектральная плотность в красной области изменяется в зависимости от состава газа, давления и интенсивности импульса. Во всех случаях генерация континуума имела четкий порог. Для фемтосекундных импульсов произведение давления газа на пороговую мощность импульса оставалось практически постоянным при изменении мощности в 30 раз. [c.91]

В качестве примера рассмотрим генерационные характеристики лазера на красителе при накачке непрерывным цугом импульсов с флуктуирующей длительностью (период следования и интенсивность импульсов накачки фиксированы). На рис. 6.11 для установившегося режима генерации приведены зависимости случайных выходных параметров импульсов генерации (пиковой интенсивности, периода следования и длительности) от времени, выраженного в единицах 2U . [c.252]

Статистическая обработка ансамбля реализаций позволяет анализировать законы распределения случайных параметров выходного цуга, вычислять средние значения и дисперсии. Проведенные в [26] расчеты показали, что нормальный закон распределения флуктуаций длительности или интенсивности импульсов накачки переходит в близкий к нормальному закон распределения для перечисленных параметров выходного излучения. Сводка характерных значений стандартных отклонений дана в табл. 6.2. [c.253]

Рис. 6.18. Схема нелинейно-оптического компрессора I — линзы, 2 — волоконный световод, 5 — кристалл-удвоитель, 4 — делительная пластина, 5 — голографическая дифракционная решетка, ff — призма, 7 — зеркало иа вставках приведены корреляционные функции интенсивности импульсов иа выходе удвоителя (Л) и компрессора (Б) при различной длине кристалла КТР [59]

По другому проявляется когерентное взаимодействие интенсивных импульсов. В этом случае должно выполняться условие d EJh > 1/А/, и отклик активной среды становится осциллятор-ным. При А/ 7 2 можно пренебречь релаксацией поляризации и написать решение материальных уравнений в виде [c.32]

Во всех этих случаях натяжение и коэффициент модуляции оставались постоянными = 8 Н, т = 0,13. Характерно, что интенсивность импульса максимальна в центрах зон неустойчивости, а на их краях колебания являются практически квазигармоническими. Максимальное количество гармоник в спектре импульса зависит от величины коэффициента модуляции и дисперсионных свойств системы. Оценка числа гармоник в спектрах импульсов дает, что в первой зоне п — 10-12, во второй зоне п — 5-6, а в третьей п — 3-4. Несмотря на то, что количество гармоник в импульсе уменьшается с ростом номера зоны, абсолютная ширина его спектра остается практически неизменной и равной Асо (10-ь12)сО . [c.180]

Лазер непрерывного действия 10 представлял собой арсенид-галлиевый светоизлучающий диод, работавший на длине волны 0,9 мкм. Средняя мощность его излучения была равна 40 мВт, а угол расходимости— Г. Лазерный луч модулировался по интенсивности импульсами в форме меандра с частотой следования 3,747 МГц. В обоих лазерах была предусмотрена возможность уменьшения мощности излучения для того, чтобы на малых дальностях предотвратить насыщение фотоприемных устройств. [c.217]

Установка зеркала с коэффициентом отражения 96% на расстоянии 40 см от кюветы перпендикулярно направлению распространения сигнального пучка приводила к возникновению генерации в отсутствие сигнального пучка. Форма импульса накачки и генерации изображена на рис. 5.7. Максимальная интенсивность импульсов генерации составляла 6 Вт, т.е. 5% интенсивности импульсов накачки. Генерация наблюдалась как при параллельном так и при ортогональном состоянии поляризации пучков накачки. [c.182]

Это и означает, что излучение имеет форму короткого и интенсивного импульса. Длительность этого импульса больше характерного времени резонатора Травного по меньшей мере нескольким временам полного обхода резонатора. Следовательно, минимальные длительности импульса составляют, например, в твердотельных лазерах с модуляцией добротности и с обычной длиной резонатора (L 1 м) несколько десятков наносекунд. [c.90]

Рнс. 5.1. Изменение во времени результирующего усиления и интенсивности импульсов накачки и лазерного при синхронной накачке лазера на красителе. [c.151]

Как видно из рисунков, увеличение энергии накачки и коэффициента отражения позволяет получать более короткие и интенсивные импульсы. При малых коэффициентах отражения или малых энергиях накачки обратная длительность импульсов и интенсивность меняются монотонно. Они достигают максимальных значений у границы области синхронизации, соответствующей максимально допустимой длине резонатора. При несколько больших коэффициентах отражения или энергиях накачки обратная длительность импульсов и их интенсивность достигают внутри области синхронизации мод максимума. Этот экстремум представляет особый интерес при выборе параметров лазера, так как в экстремуме длительность импульсов минимальна и малые флуктуации длины резонатора не оказывают заметного влияния на процесс синхронизации мод и характеристики излучения лазера. Выбирая в качестве примера опти- [c.166]

Рис. 7.1. Схематическое представление развития во времени усиления а(К), потерь на поглощение х(У) и пиковой интенсивности импульса/(/С). (К — число проходов импульса по резонатору.)

Перейдем к сложному напряженному состоянию, ограничиваясь при этом лишь описанием доминирующих сдвиговых деформаций, протекающих при постоянстве объема материала. Об объемной полузучести полимерных материалов см. работу [16]. Составим сначала зависимость приращений вязкоупругих деформаций, вызванных отдельными импульсами компонентов девиа-тора напряжений, от величин этих импульсов. Положим, что приращение интенсивности вязкоупругих деформаций является функцией интенсивности импульса действительных напряжений и, в общем случае, параметра Лоде, а также отношения — ajoi, где 00 — среднее нормальное напряжение, иногда оказывающее определенное влияние на сдвиговую ползучесть. Имеем в общем виде [c.59]

При схлопывании кавитационного пузыря возникают интенсивные импульсы давлений (ударные волны). По некоторым оценкам, проведенным при ряде упрощающих предположений, пики давлений могут достигать очень больших величин (до 10 кГ1см ) [Л. 82]. Сжатие кавитационного пузыря сопровождается повышением температуры и давления заключенного в нем вещества. Теоретические расчеты этих величин дают самые )азличные значения вплоть до 10 000 кГ см и 10 000° К Л. 82 и 83]. Измерения температуры внутри кавитационных пузырей при их сжатии, выполненные методом самовоспламенения заключенного в них вещества, дают более умеренные значения от 500 до 900° К Л. 81 и 82]. [c.54]

В случае короткого импульса (t единицу поверхности за время его длительности. Условие насыщения имеет вид [c.550]

При быстром возрастании интенсивности импульса на его переднем фронте фаза изменяется во времени. Т. к. фаза связана с частотой, то происходит со временем изменяющийся сдвиг частоты, к-рый накладывается на несущую (основную) частоту импульса. Когда интенсивность импульса падает, сдвиг частоты направлен в противоположную сторону. Изменение частоты 8ш приближённо определяют выражением [c.280]

Расчёт интенсивности импульса Ф. э. при двухимпульс-ном возбуждении, основанный на ур-ниях для матрицы плотности ансамбля N двухуровневых систем, у1я случая i,j 7 2,rj даёт [c.355]

Происходящие при этом физические явления можно относительно просто описать, обращаясь к случаю пичковой генерации, представленной на рис. 5.24. Если предположить, что скорость накачки Wp = Wp t) имеет форму прямоугольного импульса, начинающегося при / = 0 и заканчивающегося при / = = 5 МКС, то излучение будет состоять лишь из первого пичка в изображенной на рисунке зависимости q(t), который возникает в момент времени около t = 5 мкс. Действительно, после генерации этого пичка инверсия будет уменьшена световым импульсом до уровня, который существенно ниже порогового и который не будет затем возрастать, поскольку накачка уже отсутствует. Таким образом, мы видим, что модуляция усиления по своему характеру аналогична пичковой генерации в лазере, рассмотренной в разд. 5.4.1. Заметим, что на практике временная зависимость накачки имеет вид колоколообразного импульса, а непрямоугольного. В этом случае мы будем считать, что максимум светового пичка соответствует спаду импульса накачки. Действительно, если бы максимум совпадал, например, с максимумом импульса накачки, то после генерации пичка оставалось бы достаточно энергии накачки, чтобы инверсия могла снова вырасти до значения выше порогового и, таким образом, в лазерной генерации появился бы второй пичок, хотя и меньшей интенсивности. Напротив, если бы число фотонов достигало максимума значительно позже на хвосте импульса накачки, то это означало бы, что накачка не была достаточно продолжительной, чтобы инверсия населенностей выросла до приемлемо высокого уровня. Из вышесказанного можно заключить, что для данного значения максимальной скорости накачки существует некоторая оптимальная длительность импульса. Если это максимальное значение увеличивается, то число фотонов нарастает быстрее и тогда необходимо уменьшить длительность импульса накачки. Можно также показать, что при увеличении максимальной скорости накачки возрастает максимальная инверсия и генерируется более короткий и интенсивный импульс. Для четырехуровневых лазеров типичные значения времени нарастания интенсивности лазерного излучения до своего пикового значения в зависимости от максимального значения скорости накачки могут составлять 5 Тс —20 Тс, где Тс время жизни фотона в резонаторе [c.304]

В волокне, поскольку мы пренебрегли положительной дисперсией групповой скорости. Этот эффект эвристически можно описать следующим образом. Рассмотрим сначала форму невозмущенного светового импульса в данный момент времени как функцию координаты Z. Поскольку интенсивность импульса зависит от Z — Vgt, где Ug — групповая скорость, зависимость интенсивности импульса от переменной z та же, что и на рис. 8.13 при условии, что мы изменим положительное направление оси на противоположное и умножим масштаб времени на Vg. Это означает, что точка, скажем А на рис. 8.13, а, в действительности находится на переднем фронте, в то время как точка, скажем [c.520]

Здесь — коэффициент интенсивности импульса давления, имеющий размерность кГ-сек-см- к При помощи общефункционального метода механики хрупкого разрушения можно установить, что существует постоянная Kf , которая характеризует сопротивление жидкости развитию трещин, так что критерий предельного состояния на фронте трещинЬ имеет вид [c.602]

Параметр т для гауссовского импульса равен 1. Для больших величин т начальный импульс приближается к прямоугольной форме, увеличивая крутизну своих переднего и заднего фронтов. На рис. 4.1 показаны изменения нелинейного набега фазы и частоты 5ю вдоль импульса при Гэфф = в случаях гауссова т = 1) и супер-гауссова (т = 3) импульсов. Так как ф,у прямо пропорционален [/(0, Г) в уравнении (4.1.4), то его изменение во времени точно совпадает с формой интенсивности импульса. Изменение во времени [c.79]

Усилитель. Проблемы разработки и расчета характеристик усилителя в лазерной системе, в том числе и на основе газов, возникают прежде всего тогда, когда от этой системы необходимо получить более короткие и более интенсивные импульсы излучения, чем при использовании одного генератора с применением техники модуляции добротности и сихронизации мод. Кроме этого усилитель широко используется в лазерных системах с частотной селекцией и селекцией пространственного распределения поля излучения. В таких системах исходное излучение формируется задаюш,им генератором небольшой мош,ности, в кототом разработанными методами селекции частоты и пространственного распределения сравнительно легко добиваются заданных характеристик излучения. Роль усилителя в такой системе сводится к усилению полученного от задаюш,его генератора излучения до нужного уровня мош,ности, причем искажения, вносимые усилителем во все характеристики исходного сигнала, не должны превышать пределов точности их экспериментальных определений. В этом разделе мы остановимся на анализе и расчете характеристик молекулярных газовых усилителей (МГУ) излучения СОа-лазера. Это опять же связано с широким кругом прикладных задач, в которых используют такие системы, начиная от лазерного термоядерного синтеза и прикладной нелинейной оптики в ИК-Диапазоне и кончая современной технологией. Сразу отметим, что весь алгоритм этого анализа и расчета может быть использован при разработке усилителя на любых газах с возбуждением его активной смеси электрическим разрядом. Обш,ей схемой анализа МГУ можно считатьструктурнуюсхему для лазеров (см, рис. 2.3). Для задач усилителя в ней исключается из описания Резонатор и вместо уравнения, описываюш,его режим генерации, в блоке Mil в полуклассическую модель вместо (2.21, г) и в балансную модель вместо (2.22, в) вводятся уравнения, описываюш,ие прохождение излучения в среде усилителя, а именно [c.77]

При/i = Uo — п/ют (4.15) — (4.17) являются системой связанных трансцендентных уравнений, решение которой определяет величины 7, g и 0 как функции лазерных параметров ют, Щ, 8am и Тз2. Наиболее короткие и интенсивные импульсы генерируются, очевидно, тогда, когда вершина импульса при каждом проходе резонатора достигает модулятора в момент времени, соответствующий максимальному значению коэффициента передачи, т. е. при 0 = 0. Значение частоты модуляции Ют = Юто в этом случае определяется из (4.15) при /г = —gxz2 [c.141]

Первые эксперименты по получению ультракоротких импульсов путем пассивной синхронизации мод твердотельного лазера были выполнены в 1965 г. Мокером и Коллинзом [7.1 на основе рубинового лазера.и в 1966 г. Де Мариа и др. [7.2 на основе лазера на стекле с неодимом. В то время как длительности импульсов, генерируемых твердотельными лазерами, в общем случае превышают длительности импульсов лазеров на красителях с пассивной синхронизацией мод (около 15— 20 ПС в рубиновом лазере и от 2 до 10 пс в лазере на стекле с неодимом), пиковая интенсивность импульсов твердотельных лазеров существенно выше. Так, например, для рубинового лазера она составляет несколько сот МВт/см , для лазеров на стекле с неодимом — несколько ГВт/см . [c.228]

Нелинейная фаза заканчивается в момент насыщения нелинейного поглотителя. В этот же момент в принципе заканчивается процесс формирования импульса и начинается фаза насыщения усилителя (область III). В течение этой фазы инверсия населенностей в усилителе полностью снимается и процесс генерации прекращается. Соответственно этой специфике процесса генерации стационарный режим при пассивной синхронизации мод твердотельного лазера не достигается, а излучается цуг из нескольких импульсов с переменными параметрами. Интервал между импульсами равен времени прохода резонатора (см. рис. 7.6). Параметры цуга, такие, как его средняя продолжительность и интенсивность в максимуме, устанавливаются в области III. За время этой усилительной фазы вследствие большой интенсивности импульсов могут проявляться эффекты, связанные с зависимостью от интенсивности коэффициента преломления, такие, как автомодуляция фазы, что может привести к расширению спектра, положительному сдвигу частоты или расщеплению импульсов на стохастические подымпульсы. Подобные эффекты могут существенно повлиять на свойства импульсов. Их можно, однако, исключить путем ограничения максимальной интенсивности, так как они проявляются лишь после окончания процесса синхронизации мод. [c.230]

В конце нелинейной фазы составим на основании (7.59) обратную функцию Y=Y Z) и подставим Y (Z) в функцию распределения F ). На заключительном этапе усиления (область III), в течение которого поглотитель уже насыщен, а усилитель достигает насыщения, отношение интенсивностей обоих импульсов остается постоянным (см. п. 7.2.4). Поэтому в конце процесса усиления функция распределения определяет вероятность установления режима двойных импульсов. Два наиболее интенсивных импульса можно считать двойными импульсами, если отношение Z интенсивностей обоих импульсов в конце процесса усиления лежит в интервале KZdO. Вероятность установления режима двойных импульсов равна F(Z=10). [c.250]

Сравнение кривых б и в на рис. 7.3 показывает, что вероятность выделения из шума в конце линейной фазы наиболее интенсивного импульса увеличивается при снятии инверсии населенностей. В результате этого вероятность установления режима двойных импульсов уменьшается в оптимальной области примерно на один порядок. Следовательно, и в твердотельных лазерах снятие инверсии в активной среде способствует синхронизации мод, хотя механизм этого процесса полностью отличается от такового в лазерах на красителях и активная среда во время формирования моноимпульса в резонаторе еще далека от насыщения. На рис. 7,4 показаны результаты, полученные при изменении времени прохода резонатора и. Параметром кривых является р = Р1и. Кривые зависимости вероятности срыва режима формирования импульсов от времени прохода резонатора имеют четкий минимум, глубина которого растет с увеличением интенсивности накачки. Образование минимума можно объяснить тем, что с ростом времени прохода резонатора число флуктуационных выбросов в конце линейной фазы [c.252]

Рис. 7.9. Временные зависимости иитеисивностей наиболее интенсивного импульса и двух следующих за ним по интенсивности импульсов. (По [7.32].)

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...