Расстройки эффект

Размах колебания И Разрывные колебания см. Колебания разрывные Распределения коэффициенты 275 Расстройки эффект 178 Регулятор с гистерезисом 142—144 Резонансная кривая 196 Резонансные кривые осциллятора с жесткой восстанавливающей силой 240—243 [c.297]

Как отмечалось в 4.1, в консервативной нелинейной системе установление стационарной амплитуды характеризуется уменьшением до нуля величины вкладываемой энергии и реализуется за счет изменения средних значений нелинейных реактивных параметров (емкости или индуктивности). В диссипативной же системе достижение энергетического баланса и соответственно установление стационарной амплитуды происходит при отличных от нуля вложениях энергии и может осуществляться не только за счет эффективной расстройки системы, связанной с изменением среднего значения одного из реактивных параметров системы, но при наличии в возбуждаемой системе нелинейного затухания и путем изменения величины потерь. Если в возбуждаемой системе значения L и С не зависят от величин тока и напряжения, а эффективные потери растут с увеличением амплитуд колебаний быстрее, чем квадрат последней, что соответствует возрастанию величины R или нагрузки с увеличением тока (это весьма легко реализовать, например, за счет термических эффектов), то можно ввести в рассмотрение медленно меняющееся затухание и представить дело так, как будто с ростом амплитуды возбужденных колебаний увеличивается наклон прямой, проходящей через вершины областей неустойчивости, и области неустойчивости поднимаются вверх (см. рис. 4.3, б). Это будет происходить до тех пор, пока изображающая точка, ранее находившаяся внутри одной из областей неустойчивости, не окажется на ее границе, что будет свидетельствовать о наступлении энергетического баланса. [c.161]

Если расстройки отдельных гасителей Ц — 1 имеют противоположные знаки., т. е. часть гасителей имеет собственные частоты больше частоты возбуждения, а часть — меньше, то происходит взаимная компенсация их действия и динамическая податливость группы гасителей возрастает. Это нейтрализует эффект гашения. Таким образом, в рассматриваемом случае необходимо обеспечивать одинаковый знак всех расстроек. [c.351]

Сначала рассмотрим эффект поляризационной неустойчивости солитонов в световодах со слабым двулучепреломлением [40]. Если пренебречь расстройкой групповых скоростей, то в уравнениях [c.189]

В световодах с сильным двулучепреломлением нельзя пренебречь расстройкой групповых скоростей между быстрой и медленной поляризационными компонентами входного импульса. Такая расстройка должна расщепить солитон на отдельные компоненты вдоль обеих осей при условии, что угол входной поляризации 0 не совпадает с О или 90°. Продолжают ли эти компоненты удаляться друг от друга или остаются поблизости , зависит от начальных параметров. Эффект расстройки групповых скоростей исследовался при численном рещении уравнений (7.1.28) и (7.1.29). Если предположить 2х = Рг,. = Pj и использовать безразмерные переменные из разд. 5.2, эти уравнения приобретают вид [42] [c.191]

Рис. 10.1. Зависимость параметрического усиления от расстройки волновых векторов Ак для нескольких значений мощности накачки Р . Смешение максимума усиления от точки Ак = О обусловлено эффектами ФСМ и ФКМ.

Эффектами ФСМ и ФКМ в отличие от процесса четырехволнового смешения можно пренебречь. Это означает, что в приближении неистощенной накачки нелинейная составляющая расстройки волновых векторов отсутствует. Уравнение (10.5.10) легко решается, что позволяет получить выражение для мощности второй гармоники [c.312]

Расстройка групповых скоростей является дисперсионным эффектом первого порядка и, как правило, доминирует над дисперсионным расплыванием импульсов. Тем не менее существует ряд важных случаев нелинейного взаимодействия волн, протекающего в условиях группового синхронизма. С одним из таких случаев мы столкнемся в 3.6, рассматривая комбинационное преобразование частоты сверхкоротких импульсов в волоконных световодах. Здесь в процессе генерации стоксова импульса принципиальную роль играет совместное проявление дисперсии групповой скорости и фазовой само- и кросс-модуляции взаимодействующих волн. Яркое проявление этих эффектов — генера- [c.111]

Заметим, что в силу отмеченной ранее пространственно-временной аналогии обсуждаемые эффекты, возникающие при удвоении частоты коротких волновых пакетов, имеют наглядную аналогию в теории удвоения частоты ограниченных световых пучков. Эта аналогия детально прослежена в [1]. Эффектам групповой расстройки соответствуют эффекты, связанные со сносом пучков вследствие анизотропии среды. [c.116]

ДЛИННЫМ импульсом частоты oi (они могут формироваться независимо), то в условиях сильного энергообмена и большой групповой расстройки импульс гармоники, распространяющийся со скоростью u >uu последовательно отбирает энергию от разных частей импульса накачки. При этом пиковая мощность ВГ может существенно превысить пиковую мощность на частоте oj. Теория этого эффекта была развита впервые в [1]. Полагая на входе нелинейной среды [c.119]

Дисперсионное расплывание импульсов оптимальная длительность при умножении частоты. Если эффекты групповой расстройки несу-ш,ественны, влияние дисперсии на эффективность ГВГ может быть [c.120]

Эффекты групповой расстройки. Анализ нестационарного режима параметрического взаимодействия волновых пакетов начнем со случая, когда сигнальный и холостой импульсы распространяются в условиях группового синхронизма (z Z-S-p ), а их групповая расстройка по отношению к импульсу накачки достаточно велика (z>L . L .p ). Тогда в приближении заданного поля накачки из (3)—(5), по [c.123]

Эффекты, связанные с дисперсией групповых скоростей, рассмотрены в [20]. Совокупное влияние расстройки и дисперсии групповых скоростей приводит к уменьшению длительности импульса на суммарной частоте и увеличению его энергии. [c.128]

Приведенные иллюстрации относились к случаю группового синхронизма. Расстройка групповых скоростей вызывает некоторое уменьшение длительности стоксова импульса и снижение энергетической эффективности преобразования. При небольших значениях расстройки групповых скоростей в численных экспериментах обнаружен нелинейный захват стоксова импульса импульсом накачки, связанный с их реактивным взаимодействием через нелинейную добавку к показателю преломления [53]. В последнее время эффекты, обусловленные кросс-модуляцией, подтверждены прямыми экспериментами как в неограниченных средах, так и в волоконных световодах [54—56]. [c.144]

Система (1.58) отражает весьма важное для теории обстоятельство. В случае бесконечной в поперечном направлении среды и бесконечных размеров светового пучка (в пренебрежении апертурными эффектами) волновая расстройка Ак всегда направлена нормально к границе раздела линейной и нелинейной сред. [c.22]

Поворотным моментом в развитии понятия динамической голограммы явилось осознание того важнейшего факта, что в динамической голографической сред записывающие световые пучки сами испытывают дифракцию на записываемой голограмме. Последнее, в частности, существенным образом меняет весь процесс голографической записи, поскольку записываемая голограмма, оказывая влияние на записывающие пучки, изменяет ход своей дальнейшей записи и т. д. Вместе с этим наличие таких эффектов позволяет рассматривать динамические голографические среды как частный случай нелинейно-оптических сред, в которых наблюдается эффект типа рассеяние света на свете [6.4]. Как будет показано ниже, подобный более адекватный подход к ФРК как к динамической голо-графической среде требует отказа от традиционных голографических характеристик типа т] и S и перехода к новым параметрам. В последующем анализе нами в качестве такой универсальной характеристики будет использоваться комплексная константа взаимодействия Y, которая при учете ее зависимости от величины частотной расстройки между записывающими световыми пучками Аю позволяет описывать самый широкий круг явлений динамической голографии. [c.104]

Поскольку, как указывалось выше, абсолютная величина и знак частотной расстройки Асо определяются рядом случайных величин, следует ожидать наблюдения достаточно произвольных значений скорости и направления свипирования. Именно такой, непредсказуемый и трудно управляемый характер этого эффекта и отмечался в работах [9.55, 9.56], где на величину и направление свипирования оказывали влияние длина резонатора, угол поворота образца и даже наличие механической вибрации установки. [c.231]

Такое поведение Р (А.1А.2) при рI близко к тому, что мы имеем при рассмотрении относительной дисперсии интенсивности некогерентного источника (см. п. 5.3). И в том, и в другом случае при вычислении корреляционной функции интенсивности асимптотического разложения. Данную ситуацию отражает рис. 5.23, где наглядно продемонстрировано изменение роли главных и поправочных составляющих коэффициента корреляции интенсивности в зависимости от когерентности источника. Физически это связано с тем, что корреляция интенсивностей волн, имеющих различные частоты, определяется не мелкими масштабами порядка радиуса когерентности поля, как в случае монохроматического излучения, а крупными неоднородностями [91]. В частности, при больших расстройках р эти масштабы столь велики, что для них уже становятся несущественными дифракционные эффекты [54]. Действительно, из (5.69) при выполнении условия рп<С/о следует, что функция Р (А.1А.2) вообще не зависит ни от длины волны, ни от расстройки р. А отсутствие зависимости характеристик интенсивности от длины волны, как отмечается в [54], характерно как раз для геометрической оптики, не учитывающей дифракционные эффекты (см. п. 2.1.2). [c.136]

Приведем качественные соображения, объясняющие появление областей неустойчивости режима синхронизации мод. Допустим, что /м > /м опт- Тогда увеличение /м будет приводить к росту потерь из-за того, что импульсы будут проходить модулятор в моменты времени, все далее отстоящие от момента нулевых потерь (будет расти ф). Это приведет к уменьшению fм опт и к дальнейшему возрастанию расстройки и сдвига по фазе (р. В результате с увеличением /м уменьшается /м опт (частота /м опт как бы убегает вниз, а не остается на месте), что эффективно увеличивает расстройку. Этот эффект соответствует внутренней положительной обратной связи, которая и приводит к потере устойчивости режима синхронизации мод. Генерация имеет в этом случае вид хаотических пичков. [c.411]

В материалах, где синхронная ГВГ невозможна, при размерах частиц, примерно равных или больших средней когерентной длины /ког (при этом для большинства ориентаций начинает проявляться эффект расстройки фаз), мощность ВГ изменяется обратно пропорционально радиусу частиц, так как при этом мощность ВГ, генерируемая одной частицей, не возрастает так [c.110]

ЧТО ИХ ОСИ лежат в кристаллической плоскости х-у, и, следовательно, эффекты, обусловленные необыкновенным лучом, не проявляются. В этом случае поверхности (кр + кгг) и ке опять сферические с хорошей точностью и касаются друг друга в центральном направлении. Впрочем, поскольку теперь поверхности расположены симметрично, при определении величины приемного телесного угла выгодно фазовую расстройку брать равной л/1 в центре пучков (фиг. 6.8). При этих условиях, снова линейно аппроксимируя синус и косинус малых углов, мы находим, что половинный угол А03 дается выражением [c.170]

Такое ограничение амплитуд типично для нелинейных систем его можно охарактеризовать как своего рода эффект расстройки. Нарастание колебаний происходит при условии, что отношение частоты параметрического возбуждения к собственной частоте находится в области неустойчивости. Если в линейных системах это условие выполняется для малых амплитуд, то оно будет выполняться для всех амплитуд, и поэтому никакого ограничения амплитуды нет, В нелинейных системах собственная частота является функцией [c.178]

Широкий класс Н. н. о. я. связан с преобразованием оптич. частот и процессами вынужденного рассеяния света. При взаимодействии световых волн нестационар-ность явлений связана гл. обр. с расстройкой групповых скоростей. Первоначально синхронизов. импульсы разных частот распространяются в среде с разными групповыми скоростями, Что приводит к их разбеганию и прекращению взаимодействия. Этот эффект начинает сказываться, когда время группового запаздывания им- [c.339]

Среди нестационарных процессов вынужденного рассеяния Света особое место занимает комбинац. рассеяние (КР), к-рое широко используется для измерения спектроскопич. параметров среды. При КР падающее излучение частоты Шд преобразуется в излучение стоксовой частоты д за счёт возбуждения колебаний среды на частоте Q (Юд = Юд 4- 3). Нестационарное вынужденное КР может быть обусловлено как инерционностью, напр. молекулярных колебаний (конечными временами затухания колебат. энергии Тх и дефазиров-ки Т , см. Двухуровневая система), так и расстройкой групповых скоростей волн накачки Мд и стоксовой волны Цд. Эффекты, связанные с (в конденсир. средах ж с), могут наблюдаться в чистом ви- [c.339]

В данном разделе рассматриваются спектральные и временные изменения, возникающие при взаимодействии за счет ФКМ между двумя -импульсами с неперекрывающимися спектрами, которые распространяются вместе. В уравнения (7.1.17) и (7.1.18), описывающие их динамику в световоде, включены эффекты расстройки групповых скоростей, дисперсии групповых скоростей ФСМ и ФКМ. Если для простоты пренебречь потерями в световоде, эти уравнения приобретают вид [c.198]

Эффекты группового запаздьюания нестационарный режим. В действительности условия группового синхронизма, как правило, не выполняются, и фи . Групповое запаздывание, возникающее за счет расстройки групповых скоростей, решающим образом определяет картину нелинейного взаимодействия. Расстройка групповых скоростей, или групповая расстройка, [c.114]

Подстановка выражения (1.12) в уравнение поля приводит к системе 21 обыкновенных дифференщ1а11ьных уравнений первого порядка для медленно меняющихся амплитуд, которые интегрировались численным образом для / = 3- 5. Поведение решений зависит от величины частотной расстройки 2 = 8/с к относительной роли диссипативных и нелинейных эффектов, характеризуемой числом Рейнольдса Ке = бЛ1Ш /4. Общая картина процесса сводится к следующему. Вначале развиваются нелинейные искажения формы волны, рассмотренные в предьщущем разделе. Затем с ростом амплитуды волны, при достижении некоторого порогового значения числа Яе, параметрически возбуждаются субгармонические компоненты, имеющие при заданной расстройке наименьший порог. [c.151]

Что касается напряженности поля излучения, при которой электронные эффекты надо принимать во внимание, то какие-либо общие утверждения сделать затруднительно. Дело в том, что абсолютное значение динамической поляризуемости резко зависит от частоты излучения (лекция 3), а эффективность резонансного заселения возбужденного состояния — от расстройки резонанса и щирияы реаонансного состояния. В качестве ориентировочных предельных значении можно пользоваться результатами тех оценок, которые были сделаны в примечаниях") к лекции 3 и ) к лекции 6. Из этих оценок следует, что динамическая поляризуемость должна проявляться при напряженности поля Ё > 5 Ю В/см, а эффект насыщения должен возникать при >10 Ц/см, Это сравнительно очень небольшие величины, которые легко реализуются при импульсном режиме генерации лазерного излучения. [c.111]

Постоянная времени, характеризующая нерезонансный эффект Штарка, и действующее поле лазерного излучения. Часто можно встретить утверждение, что нерезонансный эффект Штарка является бези-нерционным. На самом деле это утверждение не является строгим. Дело в том, что постоянная времени нерезонансного эффекта Штарка определяется соотношением неопределенности энергия-время АЕ Аг Н. При этом величина АЕ представляет собой расстройку резонанса (дефект энергии) для перехода электрона, поглотившего один фотон внешнего поля в ближайшее реальное связанное состояние с учетом дипольных правил отбора, т.е. АЕ = [c.88]

Эксперименты по наблюдению и измерению эффекта Штарка проводятся в поле излучения импульсных лазеров с модуляцией добротности при длительности импульса от нескольких наносекунд до нескольких десятков фемтосекунд. Из этих цифр легко оценить, что до очень больших значений главных квантовых чисел 10 типичные расстройки резонанса достаточно велики, так что они соответствуют постоянным времени, меньшим, чем длительность лазерных импульсов. Это означает, что величина штарковского возмущения определяется мгновенным значением напряженности поля излучения. Уровень сдвигается на фронте лазерного импульса, сдвиг достигает максимума в максимуме импульса, уменьшается на спаде импульса, и к его окончанию уровень возвращается к исходному невозмущенному значению. Таким образом, интегральный эффект, возникающий за время действия лазерного импульса, состоит в уширении наблюдаемой линии в спектре поглощения вспомогательного света. При этом величина уширения имеет порядок максимального сдвига уровня, возникающего в максимуме импульса. Именно такое уширение и наблюдалось в первом экспериментальном исследовании эффекта Штарка в поле лазерного излучения [4.Г. [c.88]

Пусть i(i) = o osOi, 7 <С wq. В режиме синхронизации решение (20.20) должно иметь вид u t) = ао os (Oi + ао), где ао, о — постоянные величины. Реализация этого эффекта, обусловленного нелинейностью системы, позволяет управлять процессом генерации автоколебаний частотой О, равной частоте внешнего стабильного генератора слабого сигнала. Наша задача — определить области устойчивости стационарного решения с постоянными амплитудой и фазой. Вводя расстройку = ujq — 0 , представим (20.20) в виде [c.191]

Путем изменения расстояния между зеркалами частота лазерной моды может быть перестроена так, чтобы она совпада с (Оо- В результате оба провала совпадут, что ведет к частичному уменьшению их глубины. Поскольку мода лазера взаимодействует с атомами почти исключительно в области провала и только здесь инверсия сильно уменьшается, получаем следующий результат. Если перестраивать частоту лазера в области атомной линии, то усиление станет меньше, чем в случае, когда выполняется условие (4.77), по крайней мере при малой расстройке. Этот эффект, который играет важную роль в спектроскопии, свободной от доплеровского уширения, количественно будет расс.мотрен в разд. 5.8. [c.101]

Таким образом, для получения одинакового эффекта при постоянных нагрузках, но разных скоростях резания, на наш взгляд, не требуется увеличивать амплитуду колебаний в зоне резания с увеличением скорости резания. Полученный в работах вывод, противоположный нашему, возможно, мог произойти по следующей причине с увеличением скорости резания происходит явление более полного контактирования взаимодействующих поверхностей, что ведет к изменению общей акустической нагрузки на колебательную систему. В результате этого происходит расстройка системы по частоте, т. е. происходит сдвиг волны по фазе, а следовательно, пучность колебаний уходит из зоны резания, что ведет к уменьшению амплитуды. Таким образом, получается, что с увеличением скорости резания при одинаковых нагрузках на инструмент лроисходит уменьшение величины эффекта N в результате падения амплитуды в зоне резания, а не в результате влияния скорости резания. [c.416]

Существует 2 основных способа снятия избирательной характеристики 1 с одним местным генератором, 2) помощью двух генераторов, один из к-рых используется как принимаемый сигнал, другой как мешающий. В первом случае генератор сначала настраивается на частоту а затем на частоты, отличающиеся от частоты /г на величину расстройки и т. д. при этом возможны 2 варианта таких измерений в зависимости от того, остается ли постоянным Ех или Е . 1) При постоянном 1 наблюдаются изменения уровня напряжения на выходе. Этот способ, позволяя весьма быстро снять кривую И., в особенности при пользовании безинерцион-ным осциллографом, имеет существенные недостатки. а) Изменение напряжения Е предполагает изменение напряжения, выпрямляемого детектором, почему уменьшение напряжения на детекторе при расстройке приводит к более быстрому уменьшению эффекта на выходе, а следовательно к более острой кривой И., чем это имеет место в действительности. б) В приемниках с автоматич. регулированием усиления И. получается, наоборот, очень малой. 2) На входе для каждой измеряемой частоты устанавливается такое напряжение Ех, к-рое поддерживает на всех частотах постоянство J 2 на выходе. При этом способе детектор работает все время в одном и том же рабочем режиме точно так же не изменяются условия работы схемы автоматич. регулирования. По этим причинам 2-й способ дает как правило более точные результаты и получил наибольшее распространение в практике измерения И. Однако и при этом способе получающиеся кривые справедливы лишь для тех величин Е2, при которых делались измерения, почему в этом отношении д. б. сделаны точные оговорки. [c.479]

Возможность использования укороченных уравнений связана с пренебрежением рядом эффектов, таких, как дифракционные и эффекты фокусировки, разбега-ние П5ГЧК0В вследствие анизотропии и др. Детальное обсуждение области применимости и уравнений (5.7) можно найти в монографии Ахманова и Чиркина [15]. Естественно, эти уравнения также неприменимы вблизи точек нарушения квазиклассического описания, где обращается в нуль локальное волновое число (или частота) волны. В дальнейшем будем исследовать резонансные нелинейные взаимодействия волн в областях вдали от точек обращения в нуль групповых скоростей, средних локальных волновых чисел пакетов волн. Групповые скорости при этом будем приближенно считать постоянными, згчитывая лишь основной эф- фект, связанный с расстройками фазового синхронизма волн из-за неоднородности. [c.18]

Приближение геометрической оптики позволяет учесть эффекты расстройки открытого резонатора, связанные с тем, что отдельные оптические элементы резонатора (линзы, зеркала и т. п.) оказываются в той или иной мере разъюстированными ). [c.137]

Развитие нелинейной теории волн привело к появлению новых понятий — уединенная волна, уединенный вихрь, солитон. Пока нет полного единообразия в применении этих терминов. Все они относятся к уединенным возмущениям, не меняющим форму со временем. В некоторых типах таких возмущений стационарность формы достигается в результате компенсации дисперсионной расстройки частот нелинейным эффектом корреляцией фурье-гарморик, составляющих пакет. Их можно назвать солихонами в диспергирующей среде. Часто солитонами назьюают и изолированные структуры, сохраняющие форму из-за инвариантности некоторых топологических признаков замкнутости или зацеплен-ности линий тока (спиральности), системы вложенных друг в друга магнитных поверхностей и т.д. Такие образования называют топологическими солитонами. Возможны и солитоны смешанных типов. К ним относятся уединенные вихри. Устойчивость солитонов обусловлена тем, что они реализуют минимум функционала Ляпунова, состоящего из суммы интеграла энергии и других интегралов движения. [c.5]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...