Интенсивность флуктуаций, насыщение

Нелинейная фаза (область II) начинается тогда, когда наибольший флуктуационный выброс поля излучения достигает интенсивности, при которой начинает проявляться нелинейность поглотителя или усилителя. Насыщение поглощения в очень быстро релаксирующем поглотителе благоприятствует росту максимального выброса по сравнению с другими, так как этот выброс испытывает меньшие потери, чем остальные с меньшей интенсивностью. Выделение максимального выброса из других флуктуаций усиливается еще вследствие того, что при малом уменьшении усиления за счет снятия инверсии населенностей в усилителе менее интенсивные флуктуационные выбросы с большой вероятностью могут оказаться ниже порога возбуждения. Это существенно уменьшает вероятность образования двойных импульсов. Одновременно это требует превышения [c.229]

Понимание этой трудной проблемы прояснилось постепенно после открытия явления насыщения, наблюдающегося при распространении оптического сигнала по длинному пути [8.50]. Измерения дисперсии интенсивности как функции длины пути показали первоначальное увеличение в соответствии с теорией малых флуктуаций, но в конечном счете наблюдалось насыщение при значении отношения дисперсии к квадрату средней интенсивности, равном единице. [c.430]

Отметим, что аналогичный подход использован в [73] также и для нахождения моментов интенсивности произвольного порядка в области насыщения флуктуаций. [c.28]

Рисунок 5.2 дает наглядное представление о зависимости флуктуаций интенсивности на оси коллимированного пучка от числа Френеля передающей апертуры. Здесь представлены экспериментальные данные для а/ в области слабых [89] и сильных 19, 82] флуктуаций интенсивности. Видно, что в области насыщения (Р > 1) имеется хорошо выраженный максимум О/ при значениях параметра 0 1. Зависимость а/ от О при слабых флуктуациях качественно иная в этом случае при Q l дисперсия интенсивности минимальная. Представленные на рис. 5.2 теоретические результаты удовлетворительно согласуются с экспериментальными данными. [c.91]

Влияние высокочастотной части спектра турбулентности на флуктуации интенсивности лазерного излучения в области насыщения дисперсии рассмотрим с использованием модели спектральной плотности (1.14), (1.17), полагая фо(х/>со) = 1. В этом случае выражение для относительной дисперсии флуктуаций интенсивности на оси коллимированного пучка в фазовом приближении метода Гюйгенса—Кирхгофа имеет вид [7, 14] [c.93]

В ряде приложений, например при оценке эффективности атмосферных оптических линий связи [31, 69], при разработке методов определения скорости ветра и ее флуктуационной составляющей [4, 5, 18, 57, 108], требуется знать поведение простран-ственно-временных характеристик флуктуаций интенсивности световых полей при одновременном разносе точек наблюдения как в пространстве, так и во времени. Результаты изучения простран-ственно-временных корреляционных функций интенсивности в области слабых флуктуаций представлены в [57, 82]. Исследование этой характеристики в области насыщения флуктуаций проведено в [4]. [c.118]

В случае плоской волны (й р /5) из (5.62) получаем, что уменьшение начальной когерентности поля приводит к убыванию флуктуаций интенсивности до нуля. Отсутствие отличающегося от нуля уровня насыщения флуктуаций интенсивности некогерентного источника отмечалось также в работе [И2 [c.126]

Рис. 7.4. Зависимость уровня насыщения относительной дисперсии сильных флуктуаций интенсивности отраженной волны от расстояния до источника.

Сравнивая (8.16), (8.17) и (8.18), (8.19) с результатами п. 7.3, находим, что фокусировка отраженной в турбулентной среде плоской волны вызывает увеличение флуктуаций ее интенсивности по сравнению с плоскостью входной апертуры телескопа. При этом уровень насыщения относительной дисперсии флуктуаций волны, рассеянной на регулярном объекте, возрастает от значения в плоскости приемной апертуры (7.34) до ве- [c.204]

Можно представить следующую последовательность процесса неравновесной конденсации. В начальной стадии процесса вблизи точки насыщения А степень пересыщения пара увеличивается, поскольку капли критического размера должны быть большими, а вероятность их образования мала. В связи с увеличением пересыщения размер критических зародышей уменьшается, а вероятность их возникновения растет. Ввиду быстрого убывания вероятности флуктуаций с возрастанием их размеров начало фазового перехода определяется вероятностью возникновения зародышей именно критического размера, в связи с чем при расчете неравновесной конденсации учитывается образование только этих зародышей. Далее за счет увеличения степени пересыщения в начальной стадии процесса конденсации зародыши, которые в начальный момент имели критический размер, через небольшое время окажутся больше критических, и их рост будет продолжаться. Скорость образования зародышей критического размера велика и составляет примерно частиц в единице объема, и поэтому несмотря на их малый размер (Гсг=10 см) общая поверхность, на которой происходит конденсация, достаточно велика. За счет быстрого образования зародышей и их дальнейшего роста происходит интенсивное увеличение массы жидкости и выделение тепла. Обычно величина /СрТ порядка единицы и поэтому появление даже небольшого количества жидкой фазы может заметно повлиять на параметры течения. Выделение тепла не только останавливает рост пересыщения, но и приводит к уменьшению степени пересыщения. Образование новых зародышей, которое в сильной степени зависит от величины пересыщения, сразу же прекращается, и в дальнейшем конденсация идет уже на вновь образовавшихся ядрах. [c.51]

Малые местные изменения плотности однородного вещества, не нарушающие его агрегатного состояния, Я- И. Френкель именует гомофазными флуктуациями. Наряду с ними могут возникать существенно более интенсивные изменения плотности, выводящие (в месте их возникновения) вещество за пределы первоначального агрегатного состояния. Такого рода флуктуации предлагается называть гетерофазными , так как им отвечают местные уплотнения (или разрежения), приводящие к образованию зародышей новой фазы. Гетерофазные флуктуации должны особенно резко проявляться вблизи состояния насыщения исходной фазы. [c.122]

В работе [11] произведен численный расчет относительной дисперсии интенсивности узкого коллимированного пучка по формулам (5.15), (5.16) в зависимости от параметра б(2а) при различных значениях внутреннего масштаба турбулентности. Результаты расчета представлены на рис. 5.4. Здесь же нанесены асимптотические кривые. Видно, что асимптотики удовлетворительно согласуются с численным расчетом при /а<1. Дальнейшее увеличение внутреннего масштаба турбулентности эквивалентно переходу к квадратичной случайно-неоднородной среде 30], когда насыщения относительной дисперсии интенсивности с ростом флуктуаций диэлектрической проницаемости и длины трассы не наступает. Таким образом, вывод об изменении уровня насыщения дисперсии интенсивности в режиме пространственно ограниченного пучка, сделанный на основе ФПМГК, не противоречит общей картине поведения флуктуаций интенсивности при изменении спектра турбулентности. [c.95]

Из (7.44), (7.45) следует, что с увеличением турбулентности на трассе Оз->оо относительная дисперсия интенсивности излучения, отраженного поверхностью с застывшими неровностями, стремится к нулю. Это означает, что в результате облучения когерентным светом ламбертовская поверхность становится источником некогерентного пучка сферических волн, которые в точке приема складываются по интенсивности. В этом случае, как показано в п. 5.3.1, дисперсия сильных флуктуаций интенсивности не имеет отличного от нуля уровня насыщения. [c.182]

В 1926 г. Вавилов и Лёвшин экспериментально исследовали первое нелинейно-оптическое явление, называемое теперь эффектом насыщения и связанное с изменением населенностей уровней (библиографию см. в [19]). Вавилов предпринял в 1928 г. героическую по тем временам попытку обнаружить нарушение принципа суперпозиции при пересечении лучей света — т, е., по современной терминологии, рассеяние света на свете в вакууме. Широко известны и эксперименты Вавилова с сотр., проведенные в 30-х годах, в которых визуально наблюдались флуктуации интенсивности света. [c.37]

T. e. a — (se 0) " . Ha графике рис. 85, a проведена прямая линия, соответствующая степенной зависимости Oj — (se 0) , весьма близкая к теоретической aj — (se 0) = (se 0) Объяснение насыщения кривой о > = f (0) будет дано ниже, а сейчас мы обратимся к зависимости флуктуаций от диаметра объектива D. В 53 предыдущего раздела была вычислена функция G (R), равная отнощению среднего квадрата флуктуаций полного светового потока через объектив радиуса R к среднему квадрату флуктуаций интенсивности света. Эта функция фактич ки зависит от безразмерного параметра RjYTL. Сопоставляя теоретическую кривую с экспериментальной зависимостью, изображенной на рис. 86, можно подобрать такое значение УкЬ, при котором эти зависимости практически совпадают. Сопоставление этих данных приведено на рис. 89. Из него следует, что yTZ = [c.437]

Приближенное решение уравнения (2.13) (с учетом однократного рассеяния в смысле теории переноса излучения) приведено в [110] для случая турбулентных флуктуаций е. В работе [127] приводятся результаты численного решения этого уравнения в двумерном случае. В этой работе получено поведение флуктуаций интенсивности, качественно согласуюш ееся с экспериментальными результатами, описанными в [99]. В работе [128] приводятся результаты численного интегрирования уравнепия (2.13) в трехмерном случае для гауссовской корреляционной функции диэлектрической проницаемости. В этом случае также получено насыщение флуктуаций интенсивности, качественно согласующееся с результатами [99]. В работе [129] уравнение (2.13 ) в случае турбулентных пульсаций 8 интегрировалось численным методом — методом Монте-Карло. При этом полученные результаты также согласуются с экспериментальными данными. [c.269]

Обычно порог генерации в полупроводниковом лазере определяется по перегибу на ватт-амперной характеристике или при экстраполяции ватт-амперной характеристики к световой мощности, равной нулю, в соответствии с рис. 3.8.10. При вычислении пороговой плотности тока обычно не стремятся получить точное значение /пор, так как трудно измерить площадь сечения лазера с большей точностью, чем 5—10%. Однако, измеряя шумовые флуктуации интенсивности излучения, Паоли [135] удалось связать порог стабильной по амплитуде генерации с первой и второй производными вольт-амперной характеристики. Вблизи /пор увеличивается вклад стимулированного излучения, и на пороге генерации мощность шума достигает максимального значения. На рис. 7.7.7 зависимость (йУ/й ) от / сравнивается с относительной мощностью шума. Это сравнение показывает, что начало стабилизации возникает при токе несколько выше порогового, когда произойдет полное насыщение напряжения. [c.260]

Паоли [193, 194] провел измерения шумов в полосковых ДГС-лазерах на GaAs — Alj Gai j As, работающих в непрерывном режиме при комнатной температуре. Частотный спектр флуктуаций интенсивности измерялся в диапазоне от 10 МГц до 4 ГГц при токах выше и ниже порогового. На рис. 7.11.8 дан пример спектра шумов в зависимости от тока для лазера с /пор, равным 372 мА. При токах выше порогового релаксационный резонанс дает максимум в шумовом спектре, резонансная частота Vr изменяется с током приблизительно как (///пор—1) . Прямо за порогом резонансная частота обычно равна 200— 1000 МГц. Спектр имеет плоскую форму при частотах менее 100 МГц. Как показано на рис. 7.11.9, для полоскового ДГС-лазера с более низким порогом в непрерывном режиме мощность шумов на частотах ниже резонансной (50 МГц) резко увеличивается у порога, равного 91 мА. Дальнейшее увеличение тока приводит к быстрому уменьшению шумов по мере того, как насыщение усиления стабилизирует флуктуации интенсивности [194]. [c.298]

Смотреть страницы где упоминается термин Интенсивность флуктуаций, насыщение : [c.230] [c.246] [c.100] [c.187] [c.300] [c.301] [c.231] [c.73] [c.89] [c.99] [c.99] [c.179] [c.179] [c.207] [c.231] [c.199] [c.405] [c.253] [c.242] [c.242] [c.249] [c.250]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...