Сильные флуктуации интенсивности

Не только образование пилообразной волны и ее затухание влияет на работу концентратора при получении предельно больших интенсивностей звука. Даже при специальных мерах предосторожности вблизи фокуса может возникнуть кавитация ). Поскольку возникновение кавитационного пузырька — явление случайное, в фокусирую-ш,их системах это может привести к сильным флуктуациям интенсивности звука в фокусе. [c.365]

Ситуации, соответствующие значениям р > 1, называют условиями сильных флуктуаций интенсивности. Ниже при изложении фактического материала употребляются выражения увеличение интенсивности оптической турбулентности на трассе, изменение интенсивности турбулентности и т. п. При этом имеется в виду увеличение (изменение) параметра р . [c.17]

В данной главе дается краткое описание методов, получивших наиболее широкое применение в задачах распространения оптического излучения в турбулентной атмосфере. Рассматриваются вопросы теории распространения волн на трассах с отражением в случайно-неоднородных средах. Излагаются способы построения асимптотических решений уравнений для статистических моментов поля в характерных по турбулентным условиям случаях слабых и сильных флуктуаций интенсивности. Здесь же приведены сведения о моделях лазерных источников и отражающих поверхностей, применяющихся при анализе влияния турбулентности атмосферы на оптическое излучение. [c.18]

И его решение представляет собой сложную математическую задачу. Впервые асимптотическое решение этого уравнения для сильных флуктуаций интенсивности неограниченных плоской и сферической волн было получено в работах [18, 19, 85]. Для пространственно ограниченных коллимированных пучков света такое решение найдено в [72]. В работе [84] решение уравнения (2.40) получено для случая фокусировки излучения апертурами больших размеров. Поздние решения этого уравнения разными методами для плоской волны рассматривались в [27, 45, 82. [c.26]

Построение асимптотических решений уравнения для Г4 в предельных случаях слабых и сильных флуктуаций интенсивности [c.26]

Подставляя (2.44) в (2.41) с использованием (2.45) при -< 1 или (2.46) при р 1 и интегрируя получающееся интегральное уравнение, удается найти асимптотические выражения для Г4, соответствующие случаям слабых и сильных флуктуаций интенсивности. [c.28]

Поэтому для анализа статистических характеристик поля отраженного излучения были развиты [3, 4, 12, 74] асимптотически строгие методы решения уравнений для локационной функции Грина второго и четвертого порядков в предельных случаях слабых и сильных флуктуаций интенсивности поля световой волны. Суть этих методов заключается в построении [12] по аналогии с тем, как это делалось в п. 2.2, интегральных уравнений для <02> и <04>, эквивалентных дифференциальным уравнениям (2.68) при п = 1 и п = 2, и последующем интегрировании этих интегральных уравнений. [c.36]

В области сильных флуктуаций интенсивности при выполнении условий [c.57]

При статистическом анализе сильных флуктуаций интенсивности ((32 1), как и при исследовании когерентных свойств лазерного излучения (см. гл. 3), удобно выделить несколько характерных режимов распространения. Это режим плоской волны режим сферической волны (Й<сР 0 режим пространственно ограниченного пучка Отдельно следует [c.86]

В работах [21, 94] тем же способом, что и в [93] (см. п. 2.2), проведен асимптотический анализ относительной дисперсии сильных флуктуаций интенсивности пространственно ограниченных оптических пучков при произвольных значениях параметра О. При этом для дисперсии интен сивности плоской и сферической волн получены количественные результаты, близкие к результатам (5.6), (5.9). Не очень существенное различие в коэффициентах при слагаемых 0(Р / ) в (5.6), (5.9) и в соответствующих [c.87]

Из сравнения (5.11) и (5.6), (5.9) видно, что в режиме пространственно ограниченного пучка дисперсия сильных флуктуаций интенсивности максимальна. Близкий к (5.11) результат в режиме [c.88]

Зависимость дисперсии сильных флуктуаций интенсивности от внутреннего масштаба турбулентности [c.93]

Рис. 5.4. Дисперсия сильных флуктуаций интенсивности коллимированного пучка (Й = 1) при различных значениях внутреннего масштаба турбулентности.

Рис. 5.5. Зависимость дисперсии сильных флуктуаций интенсивности коллимированного лазерного пучка от внутреннего масштаба турбулентности.

Из выражения (5.23) следует, что коэффициент корреляции сильных флуктуаций интенсивности в области масштабов меньших или порядка радиуса когерентности совпадает с квадратом модуля комплексной степени когерентности поля. Этот результат был получен как следствие приближенного решения уравнения (2.40) в [33, 118] для плоской волны, в [34] — для сферической и в [94] — для коллимированного пучка. Подставляя в (5.23) конкретное представление (2.34), (3.8) для комплексной степени когерентности и определив радиус корреляции интенсивности г/ из условия уменьшения коэффициента корреляции Ьх до уровня е находим, что он связан с радиусом когерентности поля рс соотношением [c.98]

Следовательно, все выводы относительно зависимости радиуса когерентности от дифракционных параметров пучка и интенсивности турбулентности на трассе, сделанные в гл. 3, применимы к радиусу пространственной корреляции сильных флуктуаций интенсивности. [c.98]

Результаты экспериментального исследования пространственной корреляции сильных флуктуаций интенсивности [32, 41, 42, 49, 72] представлены на рис. 5.7. Подробное описание экспериментов [41, 42, 49] содержится в [82]. Эксперимент [32, 72] проводился в условиях Забайкалья на наклонной трассе длиной 6,4 км. Интенсивность турбулентности на трассе (параметр р ) [c.99]

Рис. 5.7. Коэффициент пространственной корреляции сильных флуктуаций интенсивности.

Из формул (5.36) — (5.39) следует, что в условиях сильных флуктуаций интенсивности масштаб временной корреляции полностью определяется длиной волны излучения, длиной трассы и интенсивностью турбулентности на трассе. При этом зависимость от дифракционного размера передающей апертуры и фокусировки излучения исчезает. Характерный масштаб временной корреляции Тс, определяемый из условия 6/(тс)=в одинаков, в отличие от радиуса пространственной корреляции г/, и для плоской, и для сферической волн [c.105]

При фокусировке излучения Ь1Р = 1) Тс также определяется формулой (5.41) независимо от размера фокусирующей апертуры. Таким образом, сильные флуктуации интенсивности характеризуются временным масштабом, пропорциональным времени переноса пространственных неоднородностей интенсивности порядка [c.105]

Рп со Средней скоростью ветра v . Результаты (5.40), (5.41) совпадают с результатами работы [20], где выражение для временной корреляционной функции сильных флуктуаций интенсивности получено при асимптотическом решении уравнения (2.40). [c.106]

Экспериментальное исследование спектров сильных флуктуаций интенсивности лазерного излучения в турбулентной атмосфере проведено в работах [42, 44] при значениях числа Френеля передающей апертуры Q= 130 и 0 = 26, соответствующих режиму плоской волны. Интенсивность турбулентности на трассе во время этих измерений изменялась в широких пределах, и параметр [c.108]

Рис. 5.22. Коэффициент пространственной корреляции сильных флуктуаций интенсивности частично когерентного излучения при Ро=5.

Расчет двухчастотной корреляции сильных флуктуаций интенсивности р ( 1 2) в случае, когда обе распространяющиеся волны плоские, проведен в [54]. Найденное в этой работе асимптотическое выражение для Р (Х1 2) принимает различный вид в зависимости от частотной расстройки р. Если частотная расстройка велика (р 1), то [c.135]

В ряде работ [61, 62, 90, 113] при расчете частотной корреляции сильных флуктуаций интенсивности используется предположение о гауссовом распределении комплексной амплитуды поля. При этом не учитываются следующие члены асимптотических разложений, дающие поправки О(Р 0- Из изложенных здесь результатов следует, что при определенных условиях именно члены 0(Р /5) становятся главными при расчетах частотной корреляции, [c.136]

Поведение дисперсии в области сильных флуктуаций интенсивности (Р > 1) существенно зависит от соотношения между [c.160]

Отсюда следует, что в условиях сильных флуктуаций интенсивность отраженной сферической волны может более чем в 2 раза превышать соответствующее значение интенсивности в однородной среде. В соответствии с поведением Вх з при Р 1 (см. [c.168]

Сильные флуктуации интенсивности [c.171]

Из формул (7.17), (7.18) следует, что поле отраженной сферической волны в условиях сильных флуктуаций интенсивности является статистически неоднородным, так как функция взаимной когерентности зависит от расположения точек наблюдения в плоскости приема. Действительно, в случае / = К Р ( р11, р2 1> рз) из двух слагаемых, составляюш,их функцию взаимной когерентности отраженной волны (7.17), (7.18), суш,ественным оказывается только первое, и для рсп получаем [c.172]

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

Рис. 7.12. Коэффициент корреляции сильных флуктуаций интенсивности отраженной сферической волны

Подставив в (8.1) асимптотические выражения для Г хо, р2), соответствующие слабым и сильным флуктуациям интенсивности (см. п. 7.2), и произведя интегрирование по векторным переменным р1, р2, можно найти, как изменяется в продольном направлении значение усиления средней интенсивности отраженной волны после прохождения через фокусирующую линзу. [c.198]

Особенно заметно эффект дальних корреляций отраженной волны проявляется в условиях сильных флуктуаций интенсивности. Действительно, из формул (7.24), (7.25) для плоской волны следует, что слагаемые асимптотически малы по [c.198]

При любых дифракционных размерах отражающей поверхности, где — дисперсия сильных флуктуаций интенсивности плоской [c.200]

Рис. 8.4. Распределение относительной дисперсии сильных флуктуаций интенсивности отраженной волны вдоль оси приемной оптической системы L Ft = 0 ).

Путем построения ряда Неймана полученного интегрального уравнения и вычисления членов этого ряда удается установить, что ФПМГК в предельных случаях слабых и сильных флуктуаций интенсивности дает асимптотически строгое описание флуктуаций интенсивности в сфокусированных пучках, если их фокусировка осуществляется апертурами, размер 2а которых удовлетворяет условию Й = при и при Усло- [c.32]

Структура пространственной корреляции сильных флуктуаций интенсивности (рис. 5.25), как и для полностью когерентных источников, имеет двухмасштабный характер. В случае пространственно ограниченных пучков (й = 1) при малых разносах точек наблюдения корреляция оказывается ниже, чем для когерентного излучения, при больших разносах — выше. Увеличение й приводит к уменьшению уровня корреляции интенсивности. В случае некогерентного источника при точно так же, как и в области [c.133]

Широкий круг вопросов, связанный с распространением импульсного излучения (см. п. 3.4), с учетом влияния конечности полосы излучения реальных источников и полосы пропускания приемников на флуктуации сигнала [36, 57, 101, 113, 114, 116] требует изучения статистических характеристик интенсивности частотно-разнесенных волн. В области слабых флуктуаций эффекты частотной декорреляции излучения при распространении в случайно-неоднородных средах рассматривались, например, в [36, 86, 114]. Расчеты статистических характеристик сильных флуктуаций интенсивности частотно-разнесенных волн с использованием разных приближений производились в [36, 54, 61, 62, 90, 113]. Ряд работ [45, 46, 59, 97, 110, 119, 129] посвящен экспериментальному исследованию флуктуаций интенсивности частотно-разнесенных волн как на реальных атмосферных трассах, так и в жидкостной кювете, где моделировались условия развитой конвективной турбулентности. [c.134]

Расчеты по формулам (2.66), (2.69), (2.71), (2.78) показывают 18, 47, 48], что при рассеянии плоской волны в условиях сильных флуктуаций интенсивности пространственное перераспределение мощности, переизлученной отражателем, оказывается несущественным. Определяющая эффект усиления добавка к средней интенсивности в этом случае для точечного отражателя имеет порядок малой величины [c.169]

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]

Из полученных формул следует, что структура пространственной корреляции сильных флуктуаций интенсивности отраженной от точки сферической волны, как и в случае слабых флуктуаций, не является статистически однородной. Построенные с помощью (7.55) — (7.57) кривые для коэффициента корреляции на рис. 7.12 показывают, что масштаб спадания до своего остаточ- [c.192]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...