Волна сильная прямая

Потери энергии вследствие вязкости, а значит, и показатель затухания а пропорциональны квадрату градиента скорости. Но при данной амплитуде волны градиент скорости обратно пропорционален длине волны, так как те же изменения скорости частиц в волне соответствуют тем меньшим расстояниям, чем короче волна. Поэтому показатель затухания а оказывается обратно пропорциональным квадрату длины волны или прямо пропорциональным квадрату частоты звука. Звуки высокого тона поглощаются в атмосфере гораздо сильнее, чем низкие тона. Если в атмосфере возникает звук, содержащий как низкие, так и высокие тона, то гораздо дальше распространяются низкие тона этого звука высокие тона затухают на гораздо меньшем расстоянии. [c.730]

Прямая волна распространяется в направлении если в обычной теории это волна сильного разрыва, то скорости и деформации не меняются в направлении I, производные по равны нулю. Но в перпендикулярном направлении т) эти величины претерпевают скачок, грубо можно сказать, что производные их обращаются в бесконечность. Естественно ожидать, что и решение (13.7.2) будет обладать сходными особенностями, функция v будет медленно меняться в направлении g и быстро меняться в направлении т). Поэтому производные по rj будут по величине значительно больше, чем производные по I, и при преобразовании четвертой смешанной производной в уравнении (13.7.2) мы удержим только один, самый большой член, соответствующий четырехкратному дифференцированию по т). В результате получим [c.451]

Приведенные выше решения для волны сильного разрыва получаются также из ранее полученных решений для волны слабого разрыва (рис. 42), если в них сделать предельный переход при to —> 0. При to-> О волна разгрузки, согласно формулам (14.28), станет прямой с уравнением х = a t, а из решений на волне разгрузки и решений в области разгрузки [формулы (14.29) — (14.32)] получим решения (14.35) — (14.38). [c.112]

Таким образом, волны в периодически неоднородных средах могут распространяться только при определенных условиях. При ко = (/i/2, например, т. е. когда длина падающей волны Ло в два раза больше характерного масштаба неоднородности среды Л — длины волны решетки , волна распространяться не будет (условие Ао = 2Ан называют брэгговским условием отражения от периодической структуры). Физическое объяснение довольно просто из-за резонансного (Ло = 2Л ) отражения даже от малых неоднородностей появляется встречная волна. Она, правда, слабая, но благодаря резонансу эффект вдоль координаты х накапливается и возникает стоячая волна, т. е. на определенной длине вся энергия падающей волны будет уходить в отраженную. При условии Ао = 2Л (или вблизи области этого резонанса) прямая и встречная волны сильно связаны. Следующие зоны непрозрачности соответствуют волнам, рассеивающимся на пространственных гармониках неоднородности. Внутри этих зон ко и n i/2. [c.230]

Параллель между квантовомеханической и классической трактовками комбинационного рассеяния может быть сделана даже более полной, если квантовать нормальные фононные моды, а не локализованные колебательные уровни. Преимуществом такой нелокальной трактовки является то, что она позволяет учесть зависимость поглощения от волнового вектора фонона. Поглощение оптических фононов вызвано в основном взаимодействием с акустическими фононами, которое обусловлено ангармоническими упругими силами и несовершенствами кристаллов. Проведение детального количественного расчета распада оптического фонона на два или более акустических фонона затруднительно. На основе общего рассмотрения в пространстве импульсов для конечного состояния можно ожидать, что фонон с волновым вектором кь -Ь будет поглощаться несколько сильнее, чем фонон с вектором к — Ь. Поэтому величина усиления на единицу длины для стоксовой волны в прямом направлении, пропорциональная Г ( ь — к ), должна быть на несколько процентов больше усиления на единицу длины для стоксовой волны, рассеиваемой в обратном направлении [последнее пропорционально Г ( 1. + з)]. Бломберген и Шеи [25] предложили привлечь эти рассуждения для объяснения наблюдаемой на опыте асимметрии в интенсивности стоксовой компоненты при рассеянии вперед и назад. При значительном экспоненциальном усилении разница в величине поглощения в несколько процентов может привести к изменению интенсивности стоксовой компоненты на порядок. [c.171]

Рассмотрим качественные особенности диаграммы излучения. Очевидно, в секторах I, II линии экстремумов суммарного поля-прямые, интенсивность вдоль которых медленно меняется из-за направленности сферических дифракционных волн. Сложнее обстоит дело в областях И, IV, куда приходят и краевые и сферические волны. Краевые волны сильнее, их порядок (i/A) , порядок [c.165]

Средние волны (300 кГц — 3000 кГц) днём распространяются вдоль поверхности Земли (земная или прямая волна). Отражённая от ионосферы волна практически отсутствует, т, к. волны сильно поглощаются в слое В ионосферы. Ночью из-за отсутствия солнечного излучения слой В исчезает, появляется ионосферная волна, отражённая от слоя Е и дальность приёма возрастает. Сложение прямой и отражённой волн влечёт за собой сильную изменчивость поля, поэтому ионосферная волна — источник помех для многих служб, использующих распространение земной волны. Ср. волны используются в радиовещании, радиотелеграфной и радиотелефонной связи, радионавигации. [c.621]

Зависимость интенсивности рассеянного света от длины волны. Из формулы Рэлея следует, что интенсивность рассеянного средой света обратно пропорциональна длине волны в четвертой степени (прямо пропорциональна частоте в четвертой степени). Этот результат носит название закона Рэлея, установленного в 1871 г., и свидетельствует о том, что более короткие волны рассеиваются сильнее, чем более длинные. В этом можно убедиться из следующего опыта (рис. 23.4). [c.115]

Применяя диффузоры специальной формы, можно осуществлять ступенчатое торможение сверхзвукового потока посредством различных систем косых скачков уплотнения. Так как за обычным плоским косым скачком скорость остается сверхзвуковой, то для полного торможения потока нужно за последним косым скачком поместить прямой скачок или особый участок криволинейной ударной волны, элементами которой являются сильные косые скачки, переводящие поток в дозвуковой. [c.464]

Схема течения около затупленного конического тела изображена на рис. 10.25. Перед телом 1 образуется отошедшая ударная волна 2 с переменной интенсивностью в различных точках ее поверхности. Эта интенсивность наибольшая в окрестности точки О полного торможения. Можно считать, что здесь волна представляет собой прямой скачок уплотнения. Переход частиц газа через такой сильный скачок сопровождается значительными потерями полного напора и повышением энтропии. В результате поверхность тела как бы покрывается слоем 3 некоторой толщины, в котором газ обладает высокой энтропией. В этом слое, называемом высокоэнтропийным, скорость газа меньше, чем при прочих равных условиях на поверхности острого конуса, где нет такого интенсивного скачка и газ тормозится слабее (рис. 10.25). [c.492]

Для нестационарных А. т. состояние течения в неК рый момент времени t, характеризуемое распределением давлений, скоростей, темп-р в пространстве, механически подобно состоянию течения при любом др. значении t. Такие течения образуются, напр., в случае сильного взрыва, а также при распространении в горючей смеси фронта пламени или детонации. В случае сферич. симметрии взрыв (поджигание смеси) происходит в точке, в случае цилиндрич, симметрии — вдоль прямой, а в случае плоских волн — вдоль плоскости. Если в момент J=0 мгновенно выделяется конечная энергия а нач. плотность газовой среды равна pj, то введение безразмерной автомодельной переменной (где г — расстояние от места взрыва, v=3—для сферич. волн, v=2 — для цилиндрических и v=l—для плоских) позволяет свести задачу определения безразмерных давлений, скоростей, темп-р за взрывной (ударной) волной к решению системы обыкновенных дифференц. ур-ний с автомодельными граничными условиями на ударной волне. t [c.19]

В непосредственной близости к точке А отсоединенный скачок АС ведет себя как прямой, а при удалении от точки Л, сначала как сильный косой скачок, а затем с уменьшением местного угла р постепенно ослабевает , и переходит в прямолинейный косой скачок. При этом вниз по потоку за отсоединенным скачком имеет место как до-, так и сверхзвуковое течение газа. За участком АВ скачка образуется дозвуковая зона течения газа, за участком. ВС — сверхзвуковая зона. Эти две характерные зоны потока за скачком разделяются линией BD, вдоль которой скорость газа равна местной скорости звука. Течение за отсоединенной криволинейной волной является смешанным , трансзвуковым. Аналитические методы исследования таких потоков представляют до сих пор большие математические трудности, преодолеваемые только при помощи электронных вычислительных машин ). [c.239]

Задача о сверхзвуковом обтекании тонких тел вращения при очень больших числах Маха в том случае, когда головная волна отходит от острого носика тела, вследствие слишком большого значения угла при вершине, либо наличия затупления носика, представляет значительные трудности. Так же, как и в плоском случае, отошедший скачок имеет вблизи оси симметрии потока почти плоский участок, соответствующий прямому скачку, и соседние с ним участки сильного разрыва, за которыми поток является дозвуковым. Движение в области между головной волной и поверхностью обтекаемого тела имеет в связи с этим смешанный до-, сверх- и трансзвуковой характер. [c.349]

Классический пример незеркального отражения дает э4х )ект полного обратного отражения Я-поляризованной плоской волны от идеально проводящего эшелетта с прямым зубцом, когда волновой вектор падающей волны перпендикулярен одной из граней зубца решетки, а вдоль другой грани при условии (4.2) укладывается целое число полуволн. В этом случае W-n = 1 и Wm =0 для тФ—п. При -поляризации эшелетт также способен к сильной (однако неполной) концентрации энергии в одной из высших гармоник спектра [25]. Аналогичные эффекты (в основном в случае Я-поляризации) отмечались и при взаимодействии волн с другими периодическими отражателями. При этом в [280], пожалуй, впервые было показано, что 100 %-ное авто коллимационное отражение возможно и на гребенке не только для Я-, но и для -поляризованных волн. Причем это явление связывалось с существованием комплексных корней соответствующих дисперсионных уравнений. Позже различными авторами исследовались отдельные стороны незеркального отражения от гребенки возможность полного отражения сразу на двух поляризациях [79], влияние профиля и конечной проводимости решетки на амплитуду минус первой волны 181] и возможные приложения [78]. [c.170]

Заметим, что это выражение, полученное в геометрооптическом приближении, совпадает с выражением (11.11.14), которое было получено методами волновой оптики. Из (11.11.21) и (11.11.22) следует, что ТМ-волны затухают сильнее, чем ТЕ-волны, поскольку rij < И 3. Это прямо связано с тем фактом, что коэффициент отражения для волн ТМ всегда меньше (или равен), чем для волн ТЕ (т. е. R / ). Из выражений (11.11.21) и (11.11.22) следует, что моды высшего порядка (большие s) обладают большими потерями, чем моды низшего порядка. В случае когда n < < п , выражения (11.11.21) и (11.11.22) также справедливы, если мы исключим чисто мнимый член п - в квадратных скобках, который [c.527]

Теневую информацию о вторых пространственных производных показателя преломления можно также получить с голограмм этого типа непосредственным фотографированием восстанавливающего пучка, прошедшего через голограмму. Области с очень сильным градиентом показателя преломления, такие, например, как области вокруг ударной волны, будут выглядеть на восстановленном изображении темными, поскольку лучи света, прошедшие через эти области, из-за сильной кривизны преломляются за пределы апертуры. Это явление полезно в целях определения координат таких областей, но внутри них интерферометрия невозможна, в силу того что лучи через них прямо не идут. [c.518]

В другом методе ослабления лазерного пучка пользуются тонкими проволочными сетками или экранами для отражения или рассеяния известной части энергии [166]. Обычно их рассчитывают на основе простой геометрической оптики, так что ослабление пропорционально доле площади, перекрываемой проволочками. Сетки можно поворачивать и тем самым плавно изменять ослабление приблизительно в 2 или 4 раза, а пара сеток, установленных под прямым углом друг к другу, позволяет менять ослабление в еще больших пределах. Характеристики таких сеток рассчитываются без учета дифракционных эффектов, а поэтому размеры проволоки и расстояние между ними должны во много раз превышать длину волны. Кроме того, в пучок должно вмещаться много проволок, иначе будут получены ошибочные результаты. Большое число таких сеток с разными угловыми ориентациями трудно установить в ряд (для сильного ослабления) при работе с хорошо коллимированными пучками, но для некогерентных пучков была продемонстрирована возможность большого ослабления [167]. Итак, хотя такие сетки способны выдерживать большие пиковые мощности, они наиболее пригодны для пучков со сравнительно большими сечениями. Сетки из параллельных проволочек создают также некоторые поляризационные эффекты, пропуская несколько больше излучение, поляризованное перпендикулярно проволокам, нежели излучение, поляризованное параллельно. [c.139]

Генерация гиперзвука наблюдалась косвенно по стимулированному бриллюэновскому рассеянию [29]. Прямой эксперимент по усилению и генерации ультразвука (в области десятков Мгц) в жидкости проведен в [30]. При очень больших интенсивностях гиперзвуковых волн создаются большие высокочастотные переменные механические напряжения. Кроме того, гиперзвуковые волны очень быстро затухают, передавая свою энергию тепловым колебаниям решетки, что эквивалентно сильному локальному разогреву твердого тела. Предельные интенсивности здесь определяются пределом механической прочности твердых тол. При нынешнем уровне лазерной техники эти предельные интенсивности, вероятно, уже достигнуты и даже превзойдены. [c.372]

Таким образом, при заданном угле падения, а следовательно, при заданных 6 и отражение от тонкого слоя прямо пропорционально частоте. Анализ выражения (3,24) показывает, что при углах падения 9i, больших критического (а мнимое), уже не происходит полное внутреннее отражение на слое, как это имеет место на границе полупространства. Волны во второй среде, бегущие параллельно передней границе слоя, на задней границе будут иметь известную амплитуду, величина которой при достаточно малых толщинах слоя d или при углах падения, близких к критическому, мои<ет быть достаточно велика. Таким образом, вдоль второй (задней) границы будут двигаться волны сжатия и разрежения, что неизбежно вызовет возмущения в среде за слоем и приведет к возникновению проходящей волны во второй среде. Нетрудно показать, что в очень тонком слое почти вся энергия будет проходить через него даже при углах, больших критического. При углах падения, близких к 90°, волны во второй среде очень сильно ослабевают уже при проникновении на глубину одной волны. Отсюда ясно, что при скользящем падении на слой, толщина которого больше X, получится очень малое проникновение звука через слой, т. е. почти полное отражение. [c.51]

В 5 гл. I говорилось о том, что возможна различная внутренняя структура волн сильной детонации. В частности, волну детонации можно представить как адиабатический скачок уплотнения, переводящий холодный газ перед волной (точка О на рис. 1.5.10) в горячий сжатый газ за волной (точка 5 ), с примыкающей к нему зоной экзотермической химической реакции (состояние газа в этой зоне меняется вдоль прямой Рэлея — Михельсона от точки 5о до точки О). Такая модель структуры сильной волны детонации называется кинетической моделью (или моделью Зельдовича — Неймана—Дёринга) и для ряда газовых смесей приближенно соответствует их реальной внутренней структуре. Давление в точке (так называемом химпике — химическом пике) может быть много выше его значений за зоной теплоподвода (в точке В), приведенных в таблице. [c.228]

Излучение, испытавшее многократное рассеяние, обычно не удается полностью устранить, однако его можно обнаружить, измеряя интенсивность при различных длинах волн падающего света. На фиг. 4 приведены взятые из работы [116] диаграммы рассеяния для бинарной смеси полистирол — циклогексан при температуре примерно на 0,2 °С выше критической, для длин волн падающего света 3650, 4360 и 5460 А. Поскольку интенсивность рассеянного света пропорциональна ее значение при Я-о = 3650 А почти в пять раз превьппает значение при Хо = 5460 А. На фиг. 4 изображена зависимость величины, обратной коэффициенту рассеяния, от 8Ш (0/2). Если бы рассеяние было однократным и подчинялось теории Орнштейна — Цернике, все графики были бы прямыми линиями, как при Я.0 = 5460 А. Наклон графиков при разных длинах волн, конечно, был бы различным, так как, строго говоря, независимой переменной является не 81п (0/2), а = (16л /А. ) 81п (0/2). Однако, как видно из фиг. 4, изменение наклона не соответствует такой зависимости от а при Яо = 3650 А наклон даже становится отрицательным. Таким образом, даже очень малое изменение длины волны сильно меняет картину рассеяния, что очень затрудняет интерпретацию измерений вблизи критической точки. В работе [116] доказано, что ошибочную кривизну можно исключить, применяя рассеивающую ячейку, в которой длина пути очень мала (0,1 мм). Графики, полученные для той же смеси с ячейкой размером 0,1 мм и согласующиеся с теорией Орнштейна — Цернике, изображены на фиг. 5. [c.115]

Дорренс ) привел пример течения простейшей реагирующей системы, а именно течение двухатомного газа через сильный прямой скачок в условиях, когда приближение к химическому равновесию происходило одновременно с приближением к равновесию колебательных степеней свободы молекул вниз по течению за ударной волной. Было найдено, что эти конкурирующие процессы приводят к некоторым интересным изменениям плотности, состава и температуры, зависящим от относительных временных констант обоих процессов. [c.183]

В предыдущей главе было подробно рассмотрено однократное рассеяние электромагнитных и звуковых волн в турбулентной среде. Приближение однократного рассеяния оказывается достаточным прн рассмотрении поля вне пределов прямой видимости. Однако в том случае, когда точка наблюдегая лежит на пути распространения основной (падающей) волпы, становятся суще-ственныьш эффекты многократиого рассеяиия. Действительно, как было установлено вьппе, индикатриса рассеяния в случае коротких волн сильно вытянута вперед. Поэтому при распространении волн в неоднородной среде на значительные расстояния возможно многократное рассеяние. [c.213]

Экспериментальное исследование распространения поверхностных волн рэлеевского типа на цилиндрических поверхностях описано в работе [21], целью которой являлась опытная проверка изложенных выше теоретических выводов о затухании таких волн на выпуклой и вогнутой цилиндрических поверхностях. Опыты проводились в импульсном режиме на частоте 2,65 Мгц при длительности импульса 10 мксек (вогнутая цилиндрическая поверхность) и 5 мксек (выпуклая цилиндрическая поверхность). В качестве выпуклых и вогнутых цилиндрических поверхностей, на которых исследовалось затухание, использовались боковые поверхности дюралевых дисков с радиусами 7 = 5- 85 мм и толщиной 25 мм и поверхности полуцилиндрических выемок радиусом 1—50 мм, прорезанных в боковых поверхностях дюралевых стержней с прямоугольным сечением 25X70 мм (см. рис. 18). В качестве плоской поверхности, на которой измерялось затухание, служила боковая поверхность дюралевого стержня такого же прямоугольного сечения (контрольный стержень). Торцы контрольного стержня (рис. 17) были срезаны не под прямыми углами к оси и представляли двугранную поверхность (об этом см. ниже). Поскольку величина коэффициента затухания рэлеевских волн сильно зависит от структуры материала и степени обработки поверхности, то, с целью устранения этих факторов, все диски и стержни изготовлялись из одного листа дюраля Д16, а плоские и цилиндрические исследуемые поверхности 1были обработаны строго одинаково. [c.46]

Первым шагом на пути к построению реалистической модели Земли является модель сферы, выполненная локально-изотропным твердым веществом, у которого параметры 1хир зависят только от радиуса. Годографы- волн Р и 8 дают информацию о глу ких частях Земли, а длиннопериогдные-поверхностные волны лозволяют определить мощность коры и скорость волн в верхней мантии. Прогресс в методах измерения, достигнутый в последние 15 лет, обеспечил измерение основных мод собственных колебаний Земли, вызванных мощными землетрясениями, частоты которых определяются изучаемой упругой моделью. Вторым шагом к реалистической модели Земли является введение поглощения лри рассмотрении упругих констант как комплексных величин. Определение соответствующих параметров по затуханию волн Р и 5 связано со многими ограничениями, поскольку на амплитуду объемных волн сильно влияют рассеивание и локальные условия вблизи каждого сейсмографа. Затухание поверхностных волн более доступно прямому измерению, особенно тех волн, которые несколько раз обогнули земной шар. Ослабление ревербераций, следующих за большим землетрясением при надлежаш ей фильтраций, можно рассматривать как затухание отдельных резонаторов. Перечислен-яые источники информации позволили вывести зависимость параметров поглощения от радиального расстояния. Поскольку наличие поглощения обусловливает дисперсию скорости, следующий шаг состоит в изучении частотной зависимости упругих констант. Хотя радиальная модель Земли в общем и соответствует имеющимся наблюдениям, веш ество Земли лаТврально неоднородно, сама Земля не является сферой и вращение Земли имеет ряд резонансных пиков. В предположении, что модуль всестороннего сжатия чисто упругий (это означает отсутствие потерь энергии при сжатии). Qp=(4 3) (i /a) Qs, этого достаточно для определения величины 3 как функции радиуса. В грубом приближении равно 200 для верхней мантии, затем уменьшается до 100 на глубинах 100—200 км и затем медленно возрастает до 500 и более, [c.133]

Рис.12. Инверсия О когерентности данных многовыносного ВСП. Падающие скалярные сигналы выровнены, исходя из времен вступления прямой волны. Сигналы и амплитудные спектры показаны (а) перед инверсией и (Ь) после обратной О-фильтрации с использованием лучшей эффективной величины О. Обратите внимание на сильное прямое рассеивание дифрагированных волн.

Одним из важных элементов, определяющих эксплуатационные характеристики наклонных преобразователей является призма. При разработке этих ПЭП размеры, форму и материал призмы надо выбирать таким образом, чтобы она имела наилучшую реверберационно-шумовую характеристику и по возможности удовлетворяла следующим требованиям обеспечивала эффективное затухание колебаний, переотраженных от границы раздела призма — изделие и распространяющихся в призме, и в то же время не сильно ослабляла ультразвуковые волны на коротком участке пути от пьезоэлемента до изделия (см. рис. 3.4). Скорость звука в материале призмы по возможности должна быть минимальной, так как чем меньше скорость продольных волп в материале призмы, тем выше коэффициент преломления (трансформации) п и меньше вероятность образования поверхностной волны при прозвучивании нижней части шва прямым лучом. Призмы с малой скоростью звука обеспечивают более поздний приход полезного сигнала по сравнению с реверберационными помехами. Кроме того, малая скорость звука увеличивает путь, по которому акустические помехи попадают на пьезоэлемент. [c.147]

Существенным недостатком полупроводниковых лазеров является сильная зависимость их параметров от температуры. С повышением температуры, происходящим из-за разогрева диода значительным прямым током, изменяется ширина запрещенной зоны, что приводит к изменению спектрального состава излучения и смещению его максимума в сторону длинных волн.Но главное состоит в том, что с увеличением температуры резко растет пороговый ток /пор. так кяк при неизменном токе инжекции и, следовательно, при неизменной концентрации инжектированных носителей вблизи р — ft-перехода их распределение rio энергиям становится более размытым—увеличивается интервал энергий, по порядку равный йТ, в пределах которого распределяются свободные носители заряда в энергетических зонах. Так как коэффициент усиления света зависит от степени заполнения электронами и дырками состояний соответственно в зоне проводимости и в валентной зоне, то при том же уровне нн-жекции коэффициенты усиления падают с ростом температуры. Это означает, что для достижения порогового значения коэффициента усиления при повышенных температурах требуется больший пороговый ток /пор- Поэтому проблема отвода тепла or р — ft—перехода для полупроводниковых лазеров имеет первостепенное значение. [c.343]

Нам кажется, что изложенные результаты имеют чрезвычайно важное значение, так как они устанавливают при помощи гипотезы, в сильной степени внушенной представлениями о квантах, связь между движением тела и распространием волны и предусматривают возможность объединения антагонистических теорий о природе излучения. Мы уже знаем теперь, что прямолинейное распространение фазовой волны связано с прямолинейным движением тела принцип Ферма, примененный к фазовой волне, определяет ее лучи как прямые, в то время как принцип Мопертюи, примененный к движущемуся телу, определяет его прямолинейную траекторию как один из лучей волны. В главе II мы попытаемся обобщить это совпадение. [c.648]

Равномерное распределение напряжений и деформаций по длине рабочей части образца, необходимое для корректного сопоставления напряжений и деформаций при квазистатических испытаниях, ие выдерживается точно даже при медленном деформировании [61, 294]. Локализация деформации, связанная с распространением пластической деформации и образованием шейки, ведет к сильному повышению скоростей деформации в областях локализации. Стабильность и однородность деформации по длине образца при статических испытаниях связывается с положительным модулем М=да1де кривой деформирования ст(е) (а — условное напряжение, отнесенное к начальной пло-1цади поперечного сечения образца). Высокоскоростная деформация связана с волновым характером нагружения материала образца, и равномерность деформации в течение всего процесса растяжения обеспечивается при условии, что пластическая деформация в какой-либо точке образца начинается после установления равномерности напряжений по его длине в результате наложения прямой и отраженной от второго конца упругих волн с линейным нарастанием напряжений на фронте. [c.86]

Для увеличения точности В.-о. г. используется ряд методов. Так, напр., флуктуации интерференционных полос из за рэлеевского рассеяния и невзаимные сдвиги фаз за счёт разности интенсивностей встречных волн могут быть уменьшены при использовании источников излучения с широким спектром — полупроводниковых лазеров или суперлюминесцентных диодов. Влияние невзаимных эффектов из-за изменения двойного лучепреломления в волокне при разл. внеш. воздействиях (механич., тепловых, акустических и пр.) может быть ослаблено при использовании одномодовых световодов (см. Волоконная оптика). Т.к. прямое измерение сдвига интерференционной полосы сильно ограничивает точность и динамич. диапазон, в реальных В.-о. г. применяются более сложные методы регистрации, использующие фазовую модуляцию, фазовую компенсацию, гетеродинные методы и т. д. [c.336]

Волны СВЧ (>10 ГГц) распространяются только в пределах прямой видимости. Потери в этом диапазоне неск. выше, чем на более низких частотах, причём на их величину сильно влияет кол-во осадков. Рост потерь на этих частотах частично компенсируется возрастанием эффективности антенных систем. СВЧ служат в радиолокации, радионавигации и метеорологии. На линиях связи между поверхностью Земли н космосом могут использоваться частоты < 20 ГГц. Для связи в космосе могут применяться значительно более высокие частоты. При этом отсутствуют взаимные помехи между космич. и некосмич. службами. Диапазон СВЧ важен также для радиоастрономии. [c.261]

Трубка Пито — Прандтля применяется также для определения V и Маха числа М в сверхзвуковом потоке. В этом случае перед трубкой образуется ударная волна и измеряемое в центр, отверстии давление практически равно давлению торможения Ро за прямой ударной волной. При известном из др. измерений давлении изоэнтропич. торможения Ро по величине отношения р о/ра можно определить М в потоке перед трубкой. Измеряемые трубкой значения Ра или Ро (соответственно при дозвуковой или сверхзвуковой скорости) почти не зависят от угла между вектором. местной скорости и осью трубки, пока этот угол не превышает 15—20 , но значения статич. давления р сильно зависят от этого угла даже при небольшой его величине. [c.171]

Наличие в головной отсоединенной волне участков сильных волн (включая центральный участок, близкий к прямому скачку) естественно вызывает мысль о необходимости создания такого волнолома , которыйТразрушал бы- [c.239]

Поскольку волоконные световоды обычно используются для передачи каких-либо данных и телефонных разговоров, важно понять, как ФКМ воздействует на работу систем оптической связи [47, 48]. В многоканальной (с частотным уплотнением информации) системе Как ФКМ, так и ФСМ будут изменять фазу оптической волны в каждом из каналов. В случаях когда информация передается за 4ev амплитудной модуляции и некогерентно демодулируе1ся. а также в системах связи с прямым детектированием нелинейные изменения фазы малосущественны. Однако, если используются методы когерентной демодуляции, такие изменения фазы могут сильно ограни-" ить работу системы. Для того чтобы лучше поня гь это ограничение. [c.211]

Пример 6.1. Обработаем данные работы [32], относящиеся к ветроволновому режиму одного из районов Каспийского моря. На рис, 6,2 результаты наблюдений нанесены кружками на вероятностную бумагу для распределения Фреше— Фишера—Типпета (6,30), По оси абсцисс отложены значения In Л и In и , где h — высота волны, м ю — средняя скорость ветра, м/с. По оси ординат отложены значения— In (—In 7), где у—значения функции распределения (6,30), При достаточно больших значениях Лию опытные точки лежат вблизи прямых с угловыми коэффициентами а/1 = 8,5 и да = 18, При малых Лию отклонения от прямолинейной зависимости существенны, что и следовало ожидать, поскольку формула (6,30) описывает асимптотическое распределение максимальных значений. Кроме того, мы обрабатываем в сущности не статистику сильных штормов, а результаты режимных наблюдений. Чтобы улучшить согласие с теоретическим распределением (6,30), перестроим графики, выбрав нулевые уровни Л = 5 м и г <о= 18м/с и перенормировав эмпирические частоты применительно к усеченному распределению. Кружки, соответствующие этим результатам, расположены вблизи прямых с угловыми коэффициентами, близкими к а = 2.7, Экстраполяция этих прямых на уровень обеспеченности = 1 —7 = 10 дает расчетные значения h = 15 м и о = = 32 м/с, [c.233]

Дейстие света. Окисление и деструкция каучуков, приводящие к ухудшению технических свойств резин, являются результатом фотохимического процесса, возникающего под действием световых лучей. Механизм этого явления по данным исследований представляется таким образом, что в результате влияния света молекулы каучуков возбуждаются, предварительно поглощая квант энергии, соответствующий длине волны света. Активность окисления резины зависит от интенсивности солнечной радиации. Световые лучи с малой длиной волны оказывают наиболее сильное разрушающее действие. Световое старение может иметь место при любом виде световоздейст-вия — при прямом облучении, рассеянном свете, в закрытых помещениях, в темноте, но, конечно, с различной эффективностью. [c.117]

Принято считать, что свет в прозрачной и однородной (изотропной) среде распространяется вдоль прямой линии, называемой лучом. Геометрическая оптика не рассматривает явления дифракции от края отверстия диафрагмы, при котором свет заходит в ойпасть геометрической тени. Однако в реальных оптических приборах нужно учитывать явление дифракции, так как оно сильно портит изображение, если свет проходит сквозь узкое отверстие, размеры которого соизмеримы с длиной волны света. [c.96]

В установившемся потоке эта вторая волна вызывает отрыв потока на игле. На подлинной фотографии можно видеть слабую коническую ударную волну, вызванную отрывом и начинающуюся почти на половине расстояния между основанием иглы и первой ударной волной. На приведенной репродукции она почти незаметна. Слабая линия, воспринимаемая как продолжение прямого скачка и на игле почти нормальная к направлению потока (фиг. 32), связана с эффектом послесвечения источника света и не заслуживает внимания. Фотография на фиг. 31 соответствует началу перемещения точки отрыва вверх по потоку. По истечении 50 МКС точка отрыва достигает конца иглы (фиг. 32). В этой фазе размеры области отрыва довольно велики, и на конце иглы формируется сильная, почти прямая ударная волна, распространяющаяся по нормали к иглв приблизительно на расстояние двух диаметров иглы от ее конца. На ббльших расстояниях наблюдается слабая ударная волна, наклоненная к потоку под углом, лишь немного превышаюнщм угол Маха. Головная ударная волна перед телом не проходит через область отрыва, а расщепляется на несколько ветвей на расстоянии около двух диаметров тела от оси. Это расщепление ударной волны, по-видимому, каким-то образом обусловлено взаимодействием с ударной волной, расположенной выше по потоку. Пограничный слой на тупом теле [c.243]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...