Флуктуации интенсивности плоской волны

Рис. 5.12. Временные спектры флуктуаций интенсивности плоской волны.

В предыдущих разделах мы рассматривали флуктуации интенсивности плоской волны, прошедшей через тонкий слой слу-чайно-неоднородной среды. Этот случай эквивалентен задаче об [c.193]

Отметим, что 8(Ь,х)—спектр флуктуаций интенсивности плоской волны, который обсуждался в разд. 20.14 [см. формулы (20.142) и (20.144)]. [c.195]

Перейдем теперь к выяснению асимптотического поведения флуктуаций интенсивности плоской волны в области сильных флуктуаций в среде без регулярной составляюш,ей поля г (х, р), следуя работе [140]. [c.293]

Флуктуации интенсивности плоской волны [c.293]

Флуктуации интенсивности плоско волны....... [c.338]

В заключение этого раздела отметим, что определенный прогресс в теории флуктуаций интенсивности излучения связан с определением области сильных флуктуаций амплитуды плоской волны методами квантовой теории поля. Полученная зависимость а/ =/(Ро) Татарский, 1967) может быть с хорошей точность аппроксимирована формулой [c.302]

В случае уголкового отражателя (2.79) пространственная структура флуктуаций интенсивности отраженного излучения становится иной. В частности, корреляционная функция интенсивности плоской волны, отраженной от уголка, размеры которого зна- [c.176]

Когерентная и некогерентная интенсивности и пространственная корреляция флуктуаций в плоской волне [c.136]

Исходным для анализа является выражение (8.4.55), которое связывает логарифмическую амплитуду х и фазу 5 в плоскости апертуры коллектора с флуктуациями показателя преломления п неоднородной среды. В случае плоской волны единичной интенсивности, падающей на плоскость г = О, невозмущенное рещение внутри среды имеет вид [c.391]

Для флуктуаций интенсивности в плоской волне установлена 16] аналитическая формула для [c.17]

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]

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 формулы (5.21) следует, что масштабом пространственной корреляции слабых флуктуаций интенсивности пространственно ограниченного гауссова пучка является дифракционный размер пучка 2ag. Этот результат согласуется с результатами метода плавных возмущений 47, 72]. При переходе к плоской волне (0->оо) выражение (5.21) переходить формулу [c.98]

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]

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]

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]

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]

На рис. 5.19 приведены результаты расчета зависимости среднего квадратического отклонения интенсивности а/ от пространственной когерентности источника для режимов наиболее узкого в дифракционном смысле волнового пучка (й=1) и плоской волны Q = 0 ). Расчеты производились при различных значениях параметра в области слабых и сильных флуктуаций [c.126]

В пределах выходной апертуры, и интенсивности излучения от этих площадок складываются. Это приводит к усреднению флуктуаций интенсивности. Чем меньше начальная когерентность источника, характеризуемая величиной ак, тем больше независимо излучающих когерентных площадок умещается на поверхности выходной апертуры и тем сильнее усредняются флуктуации интенсивности в точке приема. В частном случае плоской волны происходит полное усреднение флуктуаций при ак->0. В случае же некогерентного источника конечных угловых размеров происходит увеличение его когерентности с расстоянием по теореме Ван Цит-терта—Цернике [23], и, следовательно, полного усреднения флуктуаций интенсивности в этой ситуации не будет. В результате относительная дисперсия интенсивности в точке приема с уменьшением радиуса когерентности (ак->0) спадает не до нуля, как в случае плоской волны, а до некоторого уровня, зависящего от [c.127]

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]

При падении на точечный отражатель плоской волны коэффициент корреляции Ьх, к описывается формулой (7.55) при любых положениях точек наблюдения. Таким образом, флуктуации интенсивности рассеянной точечным отражателем плоской волны являются статистически однородными, имеют постоянный уровень остаточной корреляции 6/, к(рост) == 7з и масштаб спадания коэффициента корреляции до этого уровня, совпадающий с радиусом когерентности сферической волны рост Рз. [c.192]

Временные спектры флуктуаций интенсивности отраженной от плоского зеркала сферической волны изображены на [c.195]

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]

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]

Таким образом, при переходе от полностью когерентного излучения к некогерентному Йк 0 относительная дисперсия интенсивности отраженной плоской волны в плоскости линзы изменяется от 3 до 1. Осуществляемая с помощью линзы фокусировка некогерентного излучения не вносит, в отличие от когерентного, изменений в величину флуктуаций его интенсивности. [c.207]

Известна также методика [20], согласно которой /о определяется на основе измерений пространственной корреляционной функции флуктуаций логарифма амплитуды плоской оптической волны на трассе 10 м. Методическим недостатком здесь является значительная продолжительность времени измерения одной кривой для пространственной корреляционной функции, в течение которого величина /о, как правило, изменяется за счет временного хода режима турбулентности. Следующим шагом было применение метода спектральных измерений флуктуаций интенсивности [21] для определения /о. Поскольку флуктуации показателя преломления атмосферы в основном определяются флуктуациями температуры,, спектры этих величин считаются подобными [49], отличающимися лишь численными коэффициентами. Сравнение полученных результатов из оптических измерений [21] со спектрами температурных пульсаций показало, что совпадение хорошее только в высокочастотной части. [c.217]

Этим же эффектом объясняется относительная малость флуктуаций сферической волны по сравнению с плоской — неоднородности, непосредственно примыкающие к источнику, не вызывают флуктуаций интенсивности волны. [c.260]

Мы получили основное соотношение, связывающее угловой спектр 5прот флуктуаций интенсивности волны от протяженного источника с угловым спектром 5 флуктуаций интенсивности плоской волны О и распределением яркости источника Ь в). Впервые это соотношение было получено независимо Коэном и Сол-питером. Из него следует, что в случае протяженного источника функция S(xL) может быть существенно отличной от нуля лишь в пределах некоторой определенной области значений [х], так что и спектр 5прот также будет сосредоточен в некоторой ограниченной области X. Это означает, что угловой спектр флуктуаций интенсивности протяженного источника сосредоточен в более узком телесном угле, чем спектр точечного источника, и, следовательно, временной спектр также ограничен более узкой полосой частот, что приводит к ослаблению мерцаний. [c.195]

Расчет временных спектров //(/) в работе [75] осуществлялся по формулам (5.43), (5.44) с помощью алгоритма быстрого преобразования Фурье. На рис. 5.12 показаны вариации временных спектров интенсивности плоской волны под влиянием флуктуаци-онной компоненты скорости ветра. По оси абсцисс отложен лога- [c.112]

Для того чтобы в полной тишине звук с частотой 1000 Гц был услышан, амплитуда давления вблизи нормального человеческого уха должна достигать всего лишь 2,84-10 Н/м (0,00029 дин/см ) или эффективное значение его 2-10 Н/м , что составляет только 2-10 атмосферного давления. Интенсивность соответствуюпхей плоской волны в воздухе при этом составит 10 Вт/м . Интересно заметить, что амплитуда смещения частиц воздуха при этом меньше десятой доли радиуса молекулы. Величина случайных флуктуаций силы давления на барабанную перепонку, связанная с тепловым молекулярным движением, всего в 5—10 раз меньше силы давления звука, заметного в полной тишине. Для человека с острым слухом случайные флуктуации лишь немного ниже давления, заметного на слух. [c.14]

Детальный анализ применимости ФПМГК в задачах распространения света в случайно-неоднородных средах [15, 72, 99, 100] (см. п. 2.3), а также проведенное здесь сравнение результатов ФПМГК (5.4), (5.7), (5.10) с имеющимися асимптотическими решениями уравнения (2.40) показывают, что в режимах плоской волны, фокусировки излучения и пространственно ограниченного пучка ФПМГК приводит к существенной погрешности при расчете флуктуаций интенсивности. В то же время полученные в этом приближении результаты [7, 11, 12, 14] позволяют провести наглядный анализ поведения дисперсии и пространственной корреляции интенсивности не только в крайних случаях слабых (Р < [c.88]

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]

Усиление флуктуаций интенсивности отраженной плоской волны в фокусе телескопа по сравнению с его входной плоскостью является следствием эффекта дальних корреляций, возникающего в случае протяженных источников [15]. Появление в поле отраженной плоской волны высококогерентной компоненты приводит к эффективной фокусировке ее приемным телескопом. [c.205]

Адиабатич. флуктуации плотности можно представить как результат интерференции распространяющихся в среде по всевозможным направлениям упругих волн разл, частоты со случайными фазами и амплитудами (т. и. дебаевских волн, к-рые рассматриваются в Дебая законе теплоёмкости). Плоская световая волна, распространяющаяся в такой среде, дифрагирует (рассеивается) во всех направлениях на этих упругих волнах, модулирующих дизлектрич. проницаемость среды. Каждая из упругих волн создаёт пери-одич, решётку, на к-рой и происходит дифракция света аналогично дифракции света на ультразвуке. Максимум интенсивности света, рассеянного на упругой волне с длиной волны Л, наблюдается в направлении 0 (рис.), отве- [c.45]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...