Стационарные импульсы

Видно, что стационарные импульсы бегут со скоростью, меньшей скорости света с. Значение и уменьшается с увеличением коэф. поглощения К и длительности импульса и может отличаться от е на 3—4 порядка. Это замедление импульсов обусловлено пост, эфф, обменом [c.410]

Видно, что Т(, имеет смысл длительности стационарного импульса. [c.99]

При Ui>U2, Мз нижний предел интегрирования нужно заменить на +00. Если G oo)=rm (и=1, 2, 3,. . . ), то амплитуда вне импульса накачки (t]i>Ti) равна нулю — стационарный импульс заперт внутри импульса накачки. При С(оо)=(2и+1)я/2 амплитуда вне импульса накачки имеет постоянное значение, не зависящее от интенсивности накачки стационарный импульс при этом имеет практически прямоугольную форму. [c.129]

В случае Au ui <.0 импульс накачки распространяется с промежуточной скоростью U2[c.129]

Поскольку нас интересует частное решение в виде стационарного импульса, движущегося в сопровождающей системе координат со скоростью V, положим [c.211]

Эта формула фактически устанавливает связь частотной модуляции стационарного импульса с временным распределением вещественной амплитуды p(ri). Подставляя (11) в (8) и пренебрегая членами О( г ), получаем [c.211]

Интегрируя (13) с учетом нормировок, получаем выражение для формы стационарного импульса [c.212]

Рис. 5.6. Форма стационарных импульсов в зависимости от расстройки резонатора. Значения по оси ординат для кривой В должны быть удвоены. В качестве параметров были выбраны

Рис. 5.6. Форма стационарных импульсов в зависимости от расстройки резонатора. Значения по оси ординат для кривой В должны быть удвоены. В <a href="/info/186533">качестве параметров</a> были выбраны

Получена теорема Карно для системы потеря кинетической энергии при абсолютно неупругом ударе в случае мгновенного снятия связей и отсутствия ударного трения равна кинетической энергии от потерянных скоростей точек системы. Накладываемые на точки системы связи при ударе должны создавать ударные импульсы, перпендикулярные скоростям точек после удара. Это выполняется, если связи являются стационарными и не создают ударных сил трения. [c.515]

Обобщённый импульс в аналитической динамике выражается через функцию Лагранжа или через кинетическую энергию. 2. Каждому бесконечно малому преобразованию, вызывающему изменение лагранжиана, соответствует постоянная движения стационарной механической системы в потенциальном поле сил. [c.97]

Рассматривается стационарное распространение хрупкой трещины в нагруженном трубопроводе. Предполагается, что трубопровод заключен в абсолютно жесткую и гладкую обойму, С помощью интегралов сохранения энергии и импульса покажем, что хрупкие трещины в подобных трубопроводах могут распространяться в двух различных режимах (а) прямолинейное распространение и (б) распространение по спиральной линии. [c.338]

Соотношение (3.1.11) известно как правило частот Бора. Оно представляет собой сердцевину теории Бора. Во-первых, из него следует, что частота испускаемого атомом излучения не зависит от частоты вращения электрона по той или иной орбите, а определяется разностью энергий соответствующих уровней надо поделить эту разность энергий на постоянную Планка. Сточки зрения классической теории это обстоятельство является не менее революционным, чем постулирование стационарных орбит или квантование момента импульса и энергии. Любопытно, что, когда Эйнштейн ознакомился с работой Бора, он воскликнул Но в таком [c.65]

Общий импульс жидкости внутри трубы при стационарном течении остается неизменным. Следовательно, изменение импульса жидкости за единицу времени (так как скорости ио величине равны, т. е. и, == V) будет [c.531]

Теперь перейдем к более сложному случаю — масштабу времен, значительно превышающих время корреляции случайной силы т/, но меньших времени релаксации импульса Тр Т/. Тогда стационарным, в отличие от р(0 является процесс /( ). Причем в начальный момент =0 частица покоится. Подставляя спектральное представление p t) и / (О в уравнение Ланжевена [c.78]

При стационарном обтекании бесконечной пластины плотность потока импульса а = [c.647]

Рассматриваемый метод основан на использовании интегральных соотношений, устанавливающих связь величин трения, массового потока, диффузионного и теплового потоков на стенке с интегральными толщинами. Получим здесь из уравнений пограничного слоя интегральные соотношения сохранения импульса, массы i-ro компонента и энергии. Будем рассматривать двумерное стационарное течение сжимаемой среды при следующих граничных условиях [c.283]

Условие Re 1 означает, что силы инерции несущественны в сравнении с силами вязкости, т.е. нелинейные относительно скорости члены уравнения Навье—Стокса могут быть опущены. При малых характерных скоростях движения жидкость (газ) всегда может рассматриваться как несжимаемая, а время наступления стационарного состояния, как правило, мало в сравнении с другими характерными временами процесса (например, в сравнении со временем гравитационного всплытия или осаждения дисперсной частицы в слое жидкости). Поэтому при Re 1 практический интерес представляет прежде всего стационарное течение. Таким образом, уравнение /-проекции импульса (1.4г) для рассматриваемого класса течений записывается как [c.191]

Правила квантования. Энергии стационарных состояний определяются правилом квантования. Если рассмотреть круговые орбиты электронов в атоме, то, согласно Бору, стационарными являются лишь те орбиты, при движении по которым момент импульса L электрона равен целому числу [c.85]

Если задать системе (см. рис. 5.44) начальные толчки, то они без изменения своего спектрального состава должны усилиться (рис. 5.47). Со временем эти импульсы из-за нелинейности усилителя ограничатся, и система войдет в стационарный режим, [c.232]

В системе координат, связанной со стационарной волной, уравнения 4 гл. 1 преобразуются в систему обыкновенных дифференциальных уравнений. Запишем сначала уравнения сохранения массы фаз, числа частиц и импульса фаз [c.335]

Здесь первое уравнение — инте рал массы первой фазы, второе — интеграл массы второй фазы и третье — интеграл импульса смеси. Все эти интегралы выполняются, как это видно из (1.3.69), и в случае наличия в структуре волны неподвижных в рассматриваемой системе координат (связанной со стационарной волной) скачков. [c.66]

При W = в кубичной среде распространяется стационарный импульс — солитон оптический, огибающая к-рого [c.302]

Рис. 3.7. Формирование гигантского импульса субгармоники в поле квазине-прерывной накачки при и >и в режиме, когда длительность фронта Тф>Ткр= = Дис. н1 -у Изображены импульсы на входе /) и на расстояниях г=1фр (2), г 21фр 3) иг>21фр (4), где 1фр—длина формирования стационарного импульса, определяемая интенсивностью накачки и длительностью фронта [13]

Рис. 3.7. Формирование <a href="/info/368571">гигантского импульса</a> субгармоники в поле квазине-прерывной накачки при и >и в режиме, когда длительность фронта Тф>Ткр= = Дис. н1 -у Изображены импульсы на входе /) и на расстояниях г=1фр (2), г 21фр 3) иг>21фр (4), где 1фр—длина формирования стационарного импульса, определяемая <a href="/info/249981">интенсивностью накачки</a> и длительностью фронта [13]

Отметим, что для перехода в модовый режим необходимо выполнение условия поэтому длительность превышает в квази-статическом режиме усиления. Вершина стационарного импульса сдвигается относительно максимума накачки на время xJ2tn. [c.125]

Проведенное рассмотрение относится к интегральным характеристикам импульса, оно приводит к реалистическим оценкам критической мощности, но не дает ответа на важные вопросы об устойчивости баланса дисперсии и нелинейности, о форме стационарного импульса и о том, как взаимодействуют стационарные импульсы. Ниже подробно обсуждаются односолитонные и многосолитонные решения нелинейного уравнения Шредингера, описывающего процесс распространения пикосекундного импульса по одномодовому световоду. Анализ влияния возмущающих факторов (оптические потери, дисперсия высших порядков, конкурирующие нелинейные процессы) мы отложим до 5.5, [c.198]

Для определения установившейся формы стационарных импульсов в лазере на красителе с непрерывной накачкой надо написать условие самопроизведения импульса после каждого полного прохода резонатора [c.194]

При Л=0 возможно существование стационарных импульсов, форма которых при распространении пе изменяется. Существование такого импульса возможно лишь при наличии потерь, т. е. 1,0вТ 0. Уравнения, описывающие форму стационарного импульса, аналогичны уравнениям лазера в режиме генерации гигантского и.мпульса при мгновенном включении добротности, поэтому и формы этих им-чульсов одинаковы (см. рис. 5.3). [c.209]

Каким образом распространяются в усилителях импульсы, генерируемые в реальных лазерах Наибольший интерес представляет усиление моноимпульсов, имеющих, с одной стороны, достаточно короткую длительность (10—100 не) и достигающих в то же время плотностей энергии, сравнимых или превышающих плотность энергии насьпцения в неодимовых стеклах (й н З— 2 Дж/см ). Многочисленные эксперименты показали, что сокращения длительности моноимпульса не происходит. Это и неудивительно, поскольку его форма близка к форме стационарного импульса, а передний фронт, обусловленный линейным этапом развития генерации, имеет большую длительность. [c.210]

Параметры Тр (длительность стационарного импульса) и а (скорость чирпа) определяются из решения интегрального уравнения (1.4.10). [c.46]

Нелинейный фазовый набег может зависеть не только от координат, но и от времени. В коротком световом импульсе интенсивность быстро меняется и, следовательно, частота и фаза оказываются промодулированными во времени. Таким образом, мощный световой импульс в нелинейной среде может испытывать самомодушцию (как сжатие, так и расширение). При компепсации нелинейного сжатия и дисперсионного расплывания могут образовываться своеобразные стационарные импульсы — устойчивые оптические солитоны. Еще из общей теории нелинейных колебаний были известны уединенные волны, распространяющиеся на большие расстояния с малыми искажениями, например йолны в у.- ких каналах или гигантские океанские цунами, возникающие после землетрясений. На рис. 18.15 показано, как при достижении некоторой критической плотности энергии формируется солитон, форма которого описывается пптерболическим секансом [c.290]

САМОИНДУЦЙРОВАННАЯ ПРОЗРАЧНОСТЬ, эффект пропускания коротких мощных когерентных импульсов света резонансно поглощающими средами. При С. п. глубина проникновения импульса в среду значительно превосходит обычную длину поглощения света в среде, а скорость его распространения, как правило, значительно меньше групповой скорости света в среде. С. п. наблюдается, когда длительность импульса света меньше времени релаксации, а интенсивность его превышает нек-рое пороговое значение. При выполнении этих условий световой импульс любого вида после прохождения в среде определённой длины приходит в стационарное состояние, в к-ром длительность, энергия и форма его остаются неизменными, Стационарный импульс имеет симметричную форму в течение первой его половины резонансные атомы переводятся из осн. состояния к возбуждённое, в течение второй половины импульса происходит обратный процесс, Если энергия падающего на среду импульса достаточна для перевода в возбуждённое состояние всех атомов в области его влияния, то такой импульс придёт в стационарное состояние в противном случае — затухнет. Этим и определяется пороговое значение интенсивности падающего импульса. [c.652]

В соотношении Ap Ax h величина Ах есть неопределенность л -координаты микрообъекта, а Ар — неопределенность х-проекции его импульса. Чем меньше Ах, тем больше и наоборот. Если, в частности, микрообъект находится в состоянии с определенным значением / , то он должен быть делокализован по всей оси х. Аналогичный смысл имеют другие соотношения в (4.1.4). Соотношение (4.1.3) можно трактовать так. Предположим, что микрообъект нестабилен пусть At — время его жизни в рассматриваемом состоянии. Энергия микрообъекта в данном состоянии имеет неопределенность АЕ, которая связана с At рассматриваемым соотношением. В частности, если состояние стационарное (А сколь угодно велико), то энергия объекта определена точно (А =0), [c.91]

Как мы уже знаем, время релаксации импульса связано со сток-совским коэффициентом трения у = 6лат1 соотнощением Тр = т/у. С другой стороны, в стационарном (равновесном) случае вследствие равномерного распределения кинетической энергии по степеням свободы р = т%. [c.78]

Если в уравнениях импульсов фаз системы (4.1.22) пренебречь межфазной силой Архимеда ai dp dx) и силой присоединенных масс, то это приведет к тому, что в уравнениях (4.1.25) — (4.1.30) вместо х следует подставить нуль. Тогда оба характеристических направления становятся действительными, но одинаковыми (Я = , = F), а вывод о неустойчивости п некорректпостп задачи Коши около одпородпого стационарного состояния Wo при 2 > О, w,2 Ф О останется справедливым. [c.312]

Рис. 4.5.5, Расчетные распределения (эпюры) давления газа (а) и скоростей фаз (б) в различные моменты времени и изменения во времени ( осциллограммы ) давления газа и импульса частиц (в) в двух точках ( па двух датчиках при х = 0 (иа стейке) и а = — 0,5 м) при прохождении через слой газовзвеси (воздух -f- частицы кварца с исходными параметрами ро = 0,1 МПа, То 293 К, pWpio = 2,1, а = 30 мкм) стационарной ударной волны (ре/ро = 6) и отражении ее от неподвижной стенки (х = 0). Цифровые указатели на рис. а и б соответствуют различным моментам времени t (мс), причем t = 0 соответствует моменту, когда волна достигает стенки (i = 0). Цифровые указатели на рис. в соответствуют координате датчика х (м). Сплошные линии — скорость и давление газа, пунктирные линии — скорость частиц (б) и импульс частиц (а)

Рис. 4.5.5, Расчетные распределения (эпюры) <a href="/info/190167">давления газа</a> (а) и скоростей фаз (б) в различные моменты времени и изменения во времени ( осциллограммы ) <a href="/info/190167">давления газа</a> и импульса частиц (в) в двух точках ( па двух датчиках при х = 0 (иа стейке) и а = — 0,5 м) при прохождении через слой газовзвеси (воздух -f- частицы кварца с <a href="/info/271909">исходными параметрами</a> ро = 0,1 МПа, То 293 К, pWpio = 2,1, а = 30 мкм) <a href="/info/192550">стационарной ударной волны</a> (ре/ро = 6) и отражении ее от неподвижной стенки (х = 0). Цифровые указатели на рис. а и б соответствуют различным моментам времени t (мс), причем t = 0 соответствует моменту, когда волна достигает стенки (i = 0). Цифровые указатели на рис. в соответствуют координате датчика х (м). <a href="/info/232485">Сплошные линии</a> — скорость и <a href="/info/190167">давление газа</a>, пунктирные линии — <a href="/info/203588">скорость частиц</a> (б) и импульс частиц (а)

Структура стационарных волн детонации. Рассмотрим плоское одномерное стационарное движение монодиспсрсной горючей аэровзвеси в системе координат, связанной с детонационным фронтом. При высоких скоростях движения, характерных для детонационных волн, влияние излучения и процессов переноса ( диффузии, теплопроводности) пренебрежимо мало. Уравнения (5.1.1) в стационарном случае имеют интегралы, представляющие собой законы сохранения массы, импульса и энергии (см. (4.4.5)) [c.425]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...