Колебания при параметрических импульсах

КОЛЕБАНИЯ ПРИ ПАРАМЕТРИЧЕСКИХ ИМПУЛЬСАХ [c.311]

Таким образом, можно утверждать, что уровень свободных колебаний при прохождении зоны параметрического импульса даже для самого неблагоприятного фазового сдвига лимитируются следующим неравенством [c.314]

Легко убедиться в том, что при = 0 Яо — О радиус Ri, соответствующий концу параметрического импульса, равен амплитуде сопровождающих колебаний, вызванных этим импульсом. [c.317]

Вопросы, связанные с накоплением возмущений применительно к динамическим моделям с переменными параметрами, изложены в п. 19. Здесь мы лишь скорректируем зависимость, определяющую коэффициент накопления возмущений р, с учетом дополнительного возбуждения в зоне параметрических импульсов. Напомним, что коэффициент р. характеризует отношение амплитуды установившихся колебаний к амплитуде D, возбужденной на одном цикле. [c.318]

В эксперименте [47] сверхзвуковая струя создавалась при истечении азота из резервуара высокого давления ( ро =28 атм) в кювету с остаточным давлением 2 мм рт.ст. через цилиндрический канал диаметром D = = 100 мкм. Сечение струи и геометрия возбуждения и зондирования молекулярных колебаний показаны на рис. 4.40. Временная диаграмма нестационарной спектроскопии КАРС в этом эксперименте соответствует рис. 4.19. Для возбуждения использовались одиночные пикосекундные импульсы лазера на Nd YAG (Xi = 1,06 мкм, Тр = 40 пс) и параметрического генератора света ( 2 = мкм, Тр = 20 пс, ширина линии генерации Асо = 30 см ). Зондирование когерентных колебаний осуществлялось импульсами второй гармоники (X = 0,53 мкм, = 30 пс). Для повышения [c.289]

Выше было показано, что в режимах параметрической неустойчивости возбуждаются импульсные колебания. Вопросы же о процессе трансформации начальных возмущений в импульсы и исследования их формы в зависимости от тех или иных условий остаются открытыми. [c.157]

В рассмотренных примерах длительность импульсов и ищс течением времени стремится к нулю, а их энергия — к бесконечности. Это влечет за собой неограниченное возрастание градиентов деформации и напряжения, что нереально. Учет же в исходной модели нелинейности, потерь и дисперсионных свойств реальной системы приведет к установлению конечной амплитуды и длительности импульсов. При линейной же идеализации полученные результаты достаточно хорошо отражают начальный этап переходных процессов и правильно предсказывают форму возбуждаемых колебаний в режимах неустойчивости. Это указывает на эффективность метода итераций при исследовании динамических процессов в различных устройствах, в которых рабочий элемент можно считать одномерной системой с изменяющейся во времени длиной. Кроме того, он позволяет выявить характерное время формирования импульсов из гладких начальных возмущений в критических режимах (таких, как параметрическая неустойчивость или резонанс) и оценить допустимое время нахождения системы в этих опасных состояниях без существенного нарушения их нормальной эксплуатации. [c.166]

Одним ИЗ главных качественных результатов теории волн в системах с движущимися границами является предсказание возможности возникновения параметрической неустойчивости II рода, приводящей к возбуждению колебаний импульсной формы. Параметрическое возбуждение импульсов является наиболее привлекательным эффектом для экспериментальных исследований, поскольку его обнаружение и анализ позволяют не только проверить правильность полученных результатов, но и убедительно продемонстрировать [c.176]

Это соотношение можно рассматривать как закон сохранения импульса фотонов. Параметрическая генерация света является аналогом параметрического усиления или параметрической генерации высокочастотных электромагнитных колебаний. В последнем случае термин параметрический процесс вводится по той причине, что речь идет о периодическом изменении одного из параметров колебательного контура, чаще всего его емкости. В результате такого воздействия имеет место усиление или генерация колебаний на определенных частотах. При оптическом параметрическом усилении или оптической параметрической генерации колебательный контур заменяется нелинейным оптическим кристаллом. Под воздействием интенсивной волны накачки диэлектрическая проницаемость среды меняется с частотой этой волны, что соответствует периодическому изменению емкости упомянутого выше колебательного контура. Параметрическое взаимодействие в оптическом диапазоне также представляет важные возможности практического применения. [c.287]

Более перспективным и рациональным направлением является создание частотных датчиков, обеспечивающих получение выходной информации в дискретной форме, так как частота легко преобразуется в дискретную форму без внесения погрешностей. Основой структуры всех частотных датчиков является наличие автогенератора. Измеряемая величина действует иа параметры механического или электрического колебательного контура, изменяя частоту его собственных колебаний. В результате частота выходных электрических импульсов датчика является функцией измеряемой величины. В качестве частотно-зависимой цепи могут быть использованы параметрические датчики активного, индуктивного или емкостного сопротивлений или получившие в последнее время большое распространение струнные датчики. [c.316]

В настоящей работе обсуждаются колебания, возникающие под действием периодических позиционных импульсов, которые, как показывает рассмотрение, являются параметрическими. При этом полное исследование оказывается достаточно простым и позволяет наглядно продемонстрировать характерные черты параметрических колебаний. Постановка задачи и ее анализ построены так, чтобы не выходить за рамки стандартного курса теоретической механики. Изложение проводится на конкретном примере. [c.113]

Теория этого эффекта обсуждалась многими авторами [14—24]. При классической трактовке вынужденного комбинационного рассеяния как параметрического процесса [25] его можно рассматривать как явление, в значительной мере аналогичное вынужденному рассеянию Мандельштама — Бриллюэна связь между световой волной стоксовой частоты со и оптическими фононами с частотой (Ог1 возникает в поле волны накачки частоты юх, = (0 + и- Основное различие этих явлений состоит в том, что дисперсионные характеристики среды для оптических фононов существенно отличаются от таковых для акустических фононов. Для колебаний типичной молекулярной группы, например СО3 в кальците или С — Н в молекулярных органических жидкостях, ширина соответствующей фононной ветви весьма мала. Поскольку интерес представляют лишь длинноволновые фононы с длиной волны, соответствующей длине волны света, ка < 10 (здесь а — характерный внутриатомный размер), частота сои постоянна при изменении волнового числа в довольно широких пределах. Поэтому закон сохранения импульса при рассеянии на таких оптических фононах выполняется для произвольного направления распространения электромагнитной волны с частотой соз. Дисперсионные характеристики для электромагнитных волн и оптических фононов представлены на фиг, 16. Из-за колебательно-электронного взаимодействия дис- [c.164]

Накопление возмущений при прохождении параметрических импульсов в установившемся колебательном режиме. Выше было установлено, что в зоне параметрического импульса, во-первых, происходит возбуждение сопровождающих колебаний, эквивалентное некоторому скачку D[ (см. п. 10), а во-вторых, параметрический импульс обладает способностью усиливать колебания, имевшие место до него. Последнее, по существу, эквивалентно понижению уровня дисси-рации. [c.318]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...