Характерная длина импульса

Для определения относительной важности различных слагаемых в уравнениях (8.3.1) и (8.3.2) можно ввести четыре характерные длины. Для импульсов накачки длительностью и пиковой мощностью они определяются следующим образом [c.235]

Дисперсионная длина L , длина группового разбегания L r, нелинейная длина и длина комбинационного усиления Lg задают масштабы длин, на которых становятся важными эффекты дисперсии групповых скоростей, разбегания импульсов, нелинейности (ФСМ и ФКМ) и комбинационного усиления соответственно. Доминирует эффект, характерная длина которого минимальна. Типичное значение составляет 1 м (при < 10 пс), в то время как и Lg становятся меньше или сравнимыми с Lyy при Pq > 10 Вт. Напротив, i-D 1 км при Tq = 10 ПС. Таким образом, дисперсионные эффекты, которые в уравнениях (8.3.1) и (8.3.2) описываются членами с производными второго порядка, пренебрежимо малы для импульсов длительностью 10 ПС. Ситуация меняется для импульсов длительностью 0 1 ПС, поскольку с уменьшением длительности импульса убы- [c.235]

Сопоставив с характерной длиной фокальной перетяжки 2/гоа о, получаем выигрыш в длине нелинейного взаимодействия 10 — 10 раз. Используя световоды различной длины, можно достичь значительного спектрального уширения не только для мощных импульсных лазеров, но и для источников, работающих с высокой частотой повторения при пиковой мощности импульсов в единицы ватт. Широкий диапазон прозрачности кварцевых стекол позволяет осуществлять сжатие в большом интервале частот. Кроме того, следует отметить высокую лучевую прочность и стабильность геометрии световодов. [c.173]

Таким образом, параметр X, заключающий в себе условную вспомогательную величину 8, исключается и заменяется новым параметром /, образованным по тому же закону, что и X, но имеющим в качестве характерной длины толщину потери импульса 8 . [c.555]

Задача заключает в себе некоторое своеобразие, о котором уже упоминалось в теории подобия в предыдущей главе. В условиях нет ни характерной длины, ни характерной скорости. Единственной, кроме физических констант ц и р, величиной, количественно определяющей движение, служит в данном случае импульс (секундное количество дви- [c.579]

Важными термическими свойствами материала являются его удельная теплоемкость С , плотность р и теплопроводность К. При этом температуропроводность В К/рС определяет характерную длину, равную (Ьг )й. Эта длина дает оценку степени размытия профиля температуры за время лазерного импульса. [c.160]

Данные по частотам схода вихрей в зависимости от геометрических параметров обтекаемого тела имеют значительный разброс. Большинство исследователей согласны в том, что необходимо учитывать эффекты, связанные с пограничным слоем непосредственно перед отрывом. Эти эффекты невелики при обтекании круговых цилиндров, однако в случае тонких тел, таких, как профили лопаток, влияние пограничного слоя на периодический сход вихрей может быть значительным [8.10]. Предложено универсальное число Струхаля с использованием в качестве характерной длины полной толщины потери импульса в следе [8.11] и толщины вытеснения [8.12]. Эти попытки имеют тот недостаток, что толщина потери импульса зависит от донного давления, а толщина вытеснения — от осевого расстояния в области схода вихрей. Вполне вероятно также существование кратных мод в вихревых дорожках [8.13]. [c.227]

При постоянном модуле упругости импульс напряжений может распространяться на значительное расстояние без изменения формы, изменение модуля упругости приводит к искажению импульса напряжений конечной амплитуды. Для большинства деформируемых тел уменьшается за пределом упругости и в материале при достаточно больших деформациях возникают пластические волны, распространяющиеся со скоростью, меньшей скорости распространения упругой волны. Однако существуют такие деформируемые тела (резины, полимерные материалы), в которых большие деформации приводят к ориентации длинных молекулярных цепочек, что вызывает возрастание модуля упругости . Поэтому при распространении возмущений в таких материалах зарождаются волны особой природы, называемые ударными волнами. В деформируемых телах ударные волны возникают и в том случае, когда распространяются волны расширения большой амплитуды. Как показано Бриджменом, зависимость между средней деформацией е и средним напряжением а в твердых телах может иметь вид е = (—аа + Ьо )/3, где а, Ь — постоянные величины. Модуль объемного сжатия К при малых давлениях стремится к постоянной 1/а, при высоких давлениях принимает значение 1/(а — 2Ьа) (т. е. при высоких давлениях К растет). Упругие волны расширения распространяются со скоростью а , но модуль К при высоких давлениях возрастает, это приводит к тому, что скорость волны большой амплитуды больше скорости волны малой амплитуды. В результате образуется ступенчатый фронт, характерный для ударной волны. Модуль сдвига G в этом случае играет незначительную роль, так как задолго до достижения достаточно высокого давления предел текучести будет пройден и материал ведет себя подобно жидкости. [c.38]

На рисунке 2.4 представлена зависимость вероятности внедрения канала разряда в твердое тело при изменении длины рабочего промежутка и амплитуды напряжения при постоянной крутизне его нарастания. Как видно, зависимость вероятности внедрения от длины рабочего промежутка имеет две характерные зоны первая отличается незначительным спадом значения вероятности внедрения канала разряда в твердую фазу, что соответствует превышению приложенного напряжения над электрической прочностью материала при постоянной скорости нарастания напряжения на промежутке вторая -резким уменьшением вероятности внедрения канала разряда в твердую фазу. Это указывает, что электрическая прочность материала выше приложенного напряжения при заданной скорости его нарастания на промежутке. Действительно, в этом можно убедиться, анализируя в.с.х. материалов (рисунки 2.2, 2.3). Увеличение амплитуды импульсов при постоянстве остальных параметров приводит к смещению точки перегиба зависимости в сторону больших промежутков. На рисунке 2.4 нанесены расчетные значения вероятности внедрения канала разряда в твердую фазу, полученные по изложенной выше методике. [c.75]

Одним из наиболее представительных объектов для исследования фрактальных структур являются металлы и сплавы, особенно в условиях подвода к ним энергии. В процессе обмена энергией и веществом с окружающей средой в них формируются диссипативные структуры. Ершов и др. [47] экспериментально подтвердили образование фрактальных структур при взрыве конденсированных веществ. Они измеряли фрактальную размерность кластеров в порошке ультрадисперсных алмазов с помощью метода малоуглового рентгеновского рассеяния в области углов 7 -7° на длине волны а = 1,54 А. Зависимость интенсивности рассеянного излучения от переданного импульса q представлена на рис. 20. Участки кривых с наклоном, близким к (-4), отвечают рассеянию на отдельных частицах. При q = 5-10 -е- 310 1/А наклон дает фрактальную размерность D = 1,9. Характерные размеры частиц и агрегата, определенные на основе границ реализации фрактального интервала, составили 30 и 200 А. Расчет кинетики образования агрегата при кластер- [c.40]

Иногда в качестве линейного масштаба принимается не геометрическая характеристика теплообменной поверхности, а характерный параметр потока (толщина пограничного слоя, расчетная толщина потери импульса и др.) или составленный из разнородных физических величин комплекс, имеющий размерность длины, например (v /g-) . [c.211]

Уравнения в частных производных, типа уравнений (8) и (9), должны, строго говоря, использоваться и при исследовании других нелинейных процессов смешения, параметрического усиления, вынужденного рассеяния. К счастью, в большинстве практически интересных случаев можно ограничиться квазистатическим приближением, полагая дA дt) = 0. Действительно, даже для X10 сек (характерная длина импульса лазера с модулируемой добротностью) в задачах о генерации гармоник, о смешении частот, вынужденном комбинационном рассеянии х Т при 10 см, что заметно превышает длины нелинейных сред, используемых в эксперименте. Важным исключением, однако, оказывается вынужденное рассеяние Мандельштама — Бриллюэна в этом случае Г l v, где V — скорость звука. Подставляя V 10 см1сек п х = 10" сек, убеждаемся, что квазиста-тическое приближение становится неприменимым уже при I 10" см. Особенности рассеяния, связанные с этим обстоятельством, подробно обсуждаются в работе [42]. [c.23]

Дтр примерно равна обратной ширине линии генерации Avren. Этот результат нетрудно понять, если вспомнить, что временное поведение каждого импульса есть просто фурье-образ его частотного спектра. Отсюда видно, что, поскольку ширина линии генерации AvreH может быть порядка ширины линии усиления Avo, то можно надеяться, что синхронизация мод в твердотельных или полупроводниковых лазерах позволит генерировать очень короткие импульсы (до нескольких пикосекунд). В лазерах на красителе ширина линии усиления в сотни раз превышает эту величину в твердотельных лазерах, что дает возможность получать в этих лазерах и уже действительно были получены значительно более короткие импульсы (до приблизительно 30 фс). В газовых же лазерах ширина линии усиления намного уже (до нескольких гигагерц) и поэтому генерируются относительно длинные импульсы (до 100 пс). А теперь вспомним, что два последовательных импульса разделены временным промежутком тр, определяемым выражением (5.111). Поскольку Ди = = 2nS.v = n /L, где L —длина резонатора, мы имеем xp = 2L , что в точности равно времени полного прохода резонатора. Следовательно, внутри лазерного резонатора генерация будет иметь вид сверхкороткого импульса длительностью Дтр, определяемой выражением (5.112), который распространяется вперед и назад по резонатору. В самом деле, в этом случае пучок на выходе из какого-либо зеркала представляет собой цуг импульсов, причем временной промежуток между двумя последовательными импульсами равен времени полного прохода резонатора. Характерные числовые значения подтверждают такое представление, поскольку пространственная протяженность Дг импульса длительностью, скажем, Дтр = 1 пс равна Дг = СоДт = 0,3 мм, т. е. много меньше типичной длины резонатора лазера. [c.309]

Таблицы и графики, приведенные в цитированной статье 3. Боричича, отчетливо демонстрируют, что магнитный фактор д, совпадающий с квадратом числа Гартмана ( 80), в котором в качестве характерной длины принята толщина потери импульса б , значительно влияет на течение электропроводной жидкости в МГД-пограничном слое. С ростом параметра д приведенный коэффициент трения С возрастает, а отрыв пограничного слоя затягивается. [c.486]

Из предыдущего изложения вытекает, что трещины, присутствующие в упругом теле, срезают частоты jl (/ — характерная длина трещин). Трещина длины / полностью отражает колебания с частотой со i// (см. рис. 20), являясь для них своеобразным зеркалом . Трещиноватое упругое тело, таким образом, непроницаемо для звуковых частот и i// поэтому оно модулирует ударные импульсы, срезая высокочастотную 4a Tj) их спектра. В силу соотношения неопределенностей наибольшей модуляции подвергаются короткие импульсы с крутыми фронтами. При прохождении через трещиноватое тело форма импульса сглаживается и округляется. [c.134]

XlO- см- . Кривые на рисунке соответствуют измерениям для различных значений отношения длительности импульса /и характерному времени выравнивания давления в пучке ts = Rol s. Для коротких импульсов эффект самодефокусировки проявлялся слабее, чем для длинных импульсов (t ts). [c.48]

Здесь х - характерная длина проявления нелинейности. Таким образом, расстояние между разрьшами растет за счет их слияния. Для сравнения напомшм, чго длительность одиночного треугольного импульса растет как дс / (т.е. медленнее, чем в первой из формул (5.14), где ВФО),л пе- [c.51]

Изучив основные закономерности распространения плоских волн, можно приступить к рассмотрению волн с более сложной пространственной структурой. Прежде всего мы рассмотрим обширный класс волн, направление распространения которых меняется произвольным образом, но эти изменения происходят достаточно плавно - на масштабах, много больших характерной длины волны. В линейной теории это приближеше соответствует геометрической акустике, когда геометрия волны описьшается системой лучей, причем распространение происходит независимо вдоль каждой лучевой трубки. Волны конечной амплитуды могут обладать аналогичными геометрическими свойствами, и тогда говорят о нелинейной геометрической акустике (НГА). Здесь приходится анализировать подчас весьма сложную игру нелинейных эффектов, с одной стороны, и эффектов расходимости волн, фокусировки, рефракции и т.д. — с другой. Отметим еще следующее обстоятельство. Методы линейной геометрической акустики и линейной геометрической оптики (изучающей распространение коротких электромагнитных волн) в общем аналогичны — ош основаны чаще всего на рассмотрении гармонических или квазигармонических во времени процессов или, реже, коротких импульсов волновых пакетов. Нелинейная же геометрическая оптика и акустика развивались различными путями если первая по-прежнему оперирует в основном с квазигармоническими волнами, то вторая имеет дело с непрерывными искажениями профиля волны, которые и в одномерном случае, как видно из предыдущей главы, не всегда просто описать. [c.75]

Продолжительности, разрушения получались более похожими на те, которые наблюдаются при статическом нагружении. Так, когда маленький заряд нитроглицерина взрывался на поверхности пластинки из перспекса, образовавшийся откол был очень неправильной формы и имел конхоидальный вид. Причина этой неправильности формы состоит в том, что длина импульса в пластике была в несколько раз больше ее толщины. Поэтому различные части импульса одновременно распространялись туда и обратно поперек пластинки и результирующее распределение напряжений было подобно тому, которое имело место в опытах Гопкинсона со стальными проволоками. Далее, так как в этом опыте продолжительность импульса была гораздо больше, трещины имели возможность разрастись до нескольких сантиметров до того, как напряжение снималось поэтому в образце получались гладкие поверхности разрыва, характерные для распространяющихся трещин. [c.177]

Возможной причиной микротурбулентного течения является реализация поперечных пульсаций скорости жидкости из-за искривления лини11 тока при обтекании пузырьков, что аналогично турбулентности приводит к поперечному переносу импульса, т. е. повышению эффективной вязкости пристенного слоя. Этот эффект усиливается повышенной концентрацией пузырьков в пристенном слое и поперечным хаотическим движением пузырьков. Естественно, что характерная длина переноса в такой среде должна зависеть от размера пузырьков. При больших числах Re указанный эффект, видимо, становится незаметным на фоне более интенсивных поперечных турбулентных пульсаций, природа которых не связана с наличием пузырьков. [c.176]

Процесс сжатия мишени моделировался с помош,ью одномерного трехтемпературного кода Ое га (ЮЗТ) [41]. Результаты расчетов представлены на рис. 4.14. Время сжатия составляет 50-100 не и сравнимо с длительностью импульса пучка. В то же время высокая частота враш,ения пучка позволяет считать энерговложение однородным в торцевой плоскости ортогонального сечения цилиндрической кольцевой зоны. Оценка параметров сжатого топлива радиус К = 86 мкм, плотность р= 100 г-см , так что рК = 0,86 г-см . На основе данных [42] о сечениях нейтронных реакций в быстрой части спектра можно оценить характерные длины пробегов нейтронов в каждой зоне (полные сечения (п, О) и (п, Т) примерно равны 1 б для (п, РЬ) — 5,4 б, из которых 2,15 б идет на (п, 2п)-реакцию). [c.112]

Значение может отличаться от I, и коэффициенты турбулентного обмена при переносе импульсов и тепла не совпадают. В функциях (6.20) и (6.21) вместо неизвестных значений пульсаций и и и введены новые неизвестные I и у. Хотя эти величины не являются физическими характеристиками жидкости, они могут рассматриваться как функции точки. Во многих случаях удается установить связи между характерными длинами в рассматриваемом течении и длиной пути перемешивания. Эти связи можно определить только из экспериментальных данных, поэтому такого рода связи в теории турбулентности называются полуэмпи-рическими. [c.157]

Картина, описанная в предыдущем параграфе, соответствует дифракции на пространственной решетке, рассмотренной в гл. X. Характерная особенность ее заключается в том, что при данном периоде решетки при заданном направлении первичного пучка наблюдаются максимумы лишь определенных длин волн. Поэтому если на наш кристалл падает белый рентгеновский свет, т. е. рентгеновский импульс, эквивалентный совокупности волн самых разных длин, то кристалл выделит лишь некоторые определенные длины волн (монохроматизирует их). Наоборот, если падающий рентгеновский импульс близок к монохроматическому, то при неподходящем соотношении угла падения, длины волны и постоянной решетки мы не сможем наблюдать максимумов, а обнаружим лишь равномерное рассеяние. [c.409]

Сопоставим характерные энергии и импульсы фотона и фонона. При длине волны 0,5 мкм энергия фотона равна 2,4 эВ максимальная же энергия фонона порядка 0,01 эВ. Таким образом, для видимого (и тем более ультрафиолето- [c.138]

TOBoii механики (Венцеля — Крамерса — Брил.т1юэна метод, ВКБ метод) — приближённый метод нахождения волновой ф-ции и уровней энергии квантовой системы при условии, что длина волны де Бройля А, частиц системы много меньше характерных размеров R изменения потенциала. В условиях К. п. квантовое неопределенностей соотношение позволяет построить волновой пакет, в к-ром неопределенности координаты и импульса гораздо меньше самих этих величин. Такой пакет будет двигаться, подчиняясь законам класснч. механики с точностью до малых величин порядка Х/Я. В простейшем случае- точечной частицы массы т с заданной энергией < , движущейся по законам классич. механики во внеш. поле с потенциалом U r), модуль импульса р (г) в данной точке пространства г равен р (г) = 2т S — и (г))] Длина волны связана с импульсом соотношением де Бройля X r) hjp r). Критерий применимости К. п. таков [c.252]

Ур-ние баланса импульса с учётом выражения для плотности потока импульса через градиент скорости даёт Навъе—Стокса уравнения, ур-ние баланса энергии с учётом выражения для плотности потока тепла даёт теплопроводности ур-ние, ур-ние баланса числа частиц определ. сорта с учётом выражения для диффуз. потока даёт диффузии уравнение. Такой гидродииамич. подход справедлив, если длина свободного пробега I значительно меньше характерных размеров областей неоднородности. [c.355]

ЛИ фокусируется сферически-симметрично на поверхность мишени. При плотности потока Вт/см за времена, много меньшие длительности лазерного импульса (Тл ,а 10 с), вещество аблятора испаряется, диссоциирует, ионизуется и превращается в плазму (т. н. корону) с характерными те.мп-роп К=з кэВ и плотностью —10-- см , разлетающуюся навстречу лазерным лучам со скоростью 3004-- -1000 км/с. Далее ЛИ распространяется по плазме вплоть до слоя с критич. плотностью связанной с длиной волны ЛИ А соотношением [c.562]

Перенос излучения в условиях немгновенностн элементарного акта рассеяния. Изложенный выше раздел теории П, и. относится к области X а, где X — длина водны излучения, а — характерный масштаб макро-скопич. флуктуаций в среде, на к-рых происходит рассеяние. В этом случае элементарный акт рассеяния света единичным объёмом среды описывается в ур-нии (1) сечением рассеяния <т, соответствующим данному типу флуктуаций. Тано11 подход применим также и к нерезонансному рассеянию света на микроскопич. флуктуациях распределения частиц по координатам и импульсам. При этом о уже соответствует сечению рассеяния света отдельной частицей (когерентному, щ = е), или некогерентному комбинационному рассеянию света атомом или молекулой, комптоновскому рассеянию свободным электроном и др.). Общность формализма описания П. и. в указанных случаях базируется на мгновенности процесса рассеяния фотона средой (макроскопич. ансамблем или отдельной частицей), что и позволяет свести описание П. и. к замкнутому ур-нию (1) Для интенсивности. [c.567]

В гидродиеамич. приближении, когда смещения частиц между столкновениями (в отсутствие магн. поля — длина свободного пробега к) меньше характерных масштабов неоднородности плазмы L, а характерные частоты не превосходят частот столкновений v, классические (столкновительные) П. п. описываются матрицей коэф. переноса. Она линейно связывает потоки частиц, импульса и энергии с факторами, нарушающими термодинамич. равновесие,— градиентами парциальных концентраций и темп-р, неоднородностью скорости, электржч, полем (см. Переноса явления). Вследствие большого различия между массами электронов и тяжёлых частиц (ионов и нейтральных молекул) гемп-ры их, вообще говоря, различны, поэтому перенос энергии лёгкой и тяжёлой компонентой рассматривают отдельно. Напр., в отсутствие магн. поля В поток тепла q обусловленный температурным градиентом к.-л. компоненты а, есть тензор плотности потока импульса n = —где тензор скорости сдвигов [c.569]

В квантующем магн. поле Н характерный импульс электрона в плоскости, перпендикулярной Н. порядка Л/)., где т, и, магнитная длина X = ftjeHy . Поэтому объём фазового пространства фононов, взаимодействующих с электронами, а вместе с ним и термоэдс увлечения растут с полем W, и в квантующем поле она превосходит диффузионную термоэдс в десятки раз. Зависимость от Т и Н определяется механизмом фонон-фононной релаксации. В вырожденных полупроводниках и металлах наблюдаются квантовые осцилляции термоэдс увлечения в сильных полях (см. Термоэдс осцилляции). [c.201]

Смотреть страницы где упоминается термин Характерная длина импульса : [c.77] [c.176] [c.202] [c.55] [c.56] [c.120] [c.199] [c.40] [c.41] [c.117] [c.138] [c.836] [c.854] [c.45] [c.82] [c.167] [c.569] [c.44] [c.433] [c.639] [c.223]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...