Гармоники первого и второго порядка при

Гармоники первого и второго порядка при а — Ь [c.109]

Физически это значит, что по мере распространения в волне будут появляться компоненты все новых частот — спектр волны будет обогащаться. При этом волны высших порядков будут возникать как непосредственно из волны первого порядка, так и в результате нелинейного взаимодействия между волной первого и второго порядка (что даст третью гармонику исходной волны как волну суммарной частоты), первого и третьего порядка (что даст четвертую гармонику как волну суммарной частоты и снова вторую гармонику — как волну разностной частоты) и т. д. Появятся также составляющие волн высших порядков, обязанные тройному нелинейному взаимодействию между уже образовавшимися гармониками, например, шестая гармоника — как результат взаимодействия второй и третьей гармоник и исходной волны. Все это приведет к тому, что энергия будет постепенно перетекать из исходной гармоники и гармоник низших порядков во все более и более высокие гармоники. [c.426]

На фиг. 6. 26 и 6. 27 видно, что реакции ротора при двух грузах сильно отличаются от реакций при синусоидальной неуравновешенности первых двух порядков. Только в случаях расположения грузов на расстояниях, равных 0,295 и 0,2 пролета для симметричных и кососимметричных грузов соответственно (кривые 6 и 3), реакции от грузов и от первой и второй гармоник неуравновешенности совпадают в широком диапазоне скоростей. Этот вывод хорошо согласуется со сказанным выше (см. фиг. 6. 19 и 6. 21). [c.232]

В первую очередь мы исследуем восприимчивость для эффектов второго порядка при очень простых условиях. Будем считать, что поле излучения взаимодействует с ансамблем слабо связанных атомных систем, находящихся в основном состоянии далее, примем, что частота ю падающего света и частота гармоники достаточно удалены от резонансов с атомными системами. Тогда для восприимчивости можем написать [c.337]

При А = 1, 2, 3 и т. д. имеем соответственно гармоники первого, второго, третьего и т. д. порядков. [c.54]

Таким образом, из рассмотрения экспериментальных и теоретических работ по устойчивости следует, что линейная теория неустойчивости позволяет определить границы устойчивого течения. Поскольку уравнения движения Навье-Стокса содержат нелинейные члены, проблема устойчивости в общем случае должна рассматриваться как нелинейная. Влияние нелинейности при развитии возмущений конечной амплитуды сводится в основном к двум факторам. Во-первых, появляются гармоники колебаний более высоких порядков, чем основная, в результате чего происходит перераспределение энергии между этими гармониками и осредненным течением во-вторых, напряжение Рейнольдса приводит к изменению исходного профиля скорости. [c.184]

Экспериментально и теоретически обнаружено [206, 257—259, 263, 271—273], что и для тупоугольных эшелеттов (наиболее часто используемых в оптике) аномалии Вуда Я-поляризованных волн столь же значительны вблизи условий зеркального резонанса. Однако в известных работах [259, 272] нет четкого понимания причин усиления аномалий в этом случае. Это связано с отсутствием необходимого количества теоретических и экспериментальных данных, что сдерживало построение общей картины рассеяния волн на эшелетте. Изученные нами закономерности позволяют понять причины сильных аномалий, обнаруженных на тупоугольном эшелетте [272, 273]. Так, аномалии, отмеченные на рис. 5, а, Ь из [272], обусловлены зеркальными резонансами на минус первой и минус второй гармониках соответственно для пологой и крутой граней канавки эшелетта и режимом скольжения плюс первого порядка, аномалии на рис. 5, с, d — сильным поверхностным резонансом в Я-случае при скольжении минус второго порядка (см. рис. 101), с геометрическим резонансом I и соотношениями взаимности. [c.165]

От значения постоянной составляющей (волны нулевого порядка) зависит интенсивность световых потоков при восстановлении волнового фронта первых порядков дифракции, следовательно, эта величина влияет на величину сигнала в изображении и, в результате, на контраст и отношение сигнал/шум на выходе голографической системы. Второе следствие, которое вытекает из соотношения (3.3.3)—появление более высоких гармоник частот, связанных с фс—фо, и следовательно, дополнительных изображений в высших порядках. Так как в (3.3.3) учитывается только квадратичная нелинейность, то можно ожидать, что в рассмотренном случае появляется изображение только вторых порядков. В действительности нелинейность приводит к появлению изображений и более высоких порядков. [c.97]

Здесь е — малый параметр порядка крутизны волн А=А(г х е , 0) —комплексная огибающая 0 = е (е2л , е ) — быстрая фаза первые два слагаемых описывают основную волну и вторую гармонику, а третье—нелинейный вклад в среднее течение типа стоксова дрейфа. Этот вклад (и соответствующие ему возмущения плотности) по вертикали знакопеременен с длиной волны порядка gN (где g — групповая скорость) при малых длинах несущей волны малой, так что он представляет собой тонкослойную микроструктуру (существующую в течение времени прохо- [c.424]

В заключение настояш его раздела мы дадим еще оценку поперечного сечения для отдельного дипольного момента при генерации фотонов в первом порядке (релеевское рассеяние), во втором порядке (генерация второй гармоники) и в третьем порядке (генерация третьей гармоники). Для этого можно воспользоваться соотношениями (2.22-6). Предположим, что импульс рубинового или неодимового лазера действует на вещество, прозрачное в видимой области спектра и поглощающее в ультрафиолетовой области. В соответствии с этим примем, что резонансная частота я = 8-10 с" , а частота задающего излучения со = 2-10 с . Пусть на атомную систему действует интенсивное излучение с l-Ej — = 1,4-10 В/м или (S) 2,7-10 Вт/м2. Если обозначить через L мощность, излученную в полный телесный угол, то поперечное сечение будет равно L)/(S). Зависимость средней мощности (L) от величины р отдельного дипольного момента определяется соотношением [c.118]

Как уже указывалось во введении, получение второй гармоники было первым открытым эффектом нелинейного взаимодействия оптических волн. Это открытие привело к бурному развитию НЛО в последнее десятилетие и продолжает играть суш,ественную роль также в настояш,ее время, например, при генерации интенсивного коротковолнового излучения. Для рассмотрения этого нелинейного эффекта второго порядка мы выведем и обсудим в разд. 3.21 соответствующие уравнения генерации, тогда как в разд. 3.22 мы специально остановимся на проблеме согласования фаз, возникающей при многих процессах НЛО. Рассматриваемые среды будем считать в области основной частоты и ее гармоники свободными от потерь в смысле определения, данного в разд. 1.23. [c.166]

Выражение для магнитного взаимодействия ядерного момента с электронным спином = (г )е I ( 1 1 г )е) получается умножением (VI.31) на электронную плотность д == г ) фе и интегрированием по координатам электрона. Для г ф О как видно из (VI.31), представляет собой регулярную функцию, первый член которой равен 2р[3 (8 г) ( Ц1 г)/г —8 и1/г ] обычное- диполь-дипольное взаимодействие), а второй член, согласно уравнению Лапласа, равен нулю. При г О первый член в (VI.31) ведет себя при вращении системы координат как сферическая гармоника второго порядка. Отсюда, если ре разложить в ряд по сферическим гармоникам не равный нулю вклад в (г )е г )е) [c.167]

При низких напряженностях поля или низких плотностях фотонных потоков, характерных для обычных некогерентных источников света, диэлектрическая проницаемость, или показатель преломления большинства диэлектриков, почти постоянна и не зависит от напряженности поля. При очень высоких л е напряженностях поля или плотностях фотонных потоков, которые можно получить при помощи лазеров большой мощности, картина меняется и в поляризуемости среды приходится учитывать члены более высоких порядков. Возникающие при этом нелинейные эффекты вызвали живой интерес и большую активность ученых — теоретиков и экспериментаторов, и число публикаций по Данному вопросу возрастает колоссальными темпами [116— 120]. Исследования таких эффектов быстро прошли путь от первого слабого обнаружения второй гармоники рубинового лазера в 1961 г. до весьма эффективного (10—30%) преобразования в частоты второй гармоники, обнаружения третьих гармоник и постоянной составляющей (оптическое выпрямление), вынужденного комбинационного рассеяния и создания лазеров на основе целого ряда многочастотных параметрических эффектов [121]. [c.130]

Измерения производятся в следующем порядке. С помощью приемника ультразвука и гармонического анализатора из пилообразной волны в зоне сферического расхождения на расстоянии Жо от излучателя выделяется одна из первых гармоник и ее величина в относительных единицах отмечается на экране осциллографа. Затем эта же гармоника выделяется на расстоянии х от излучателя (/> ), и вновь отмечается ее величина. Отношение отмеченных величин будет равно р /рх при условии линейности амплитудной характеристики приемной аппаратуры и пилообразной формы волны. Первое условие очевидно, а второе легко доказать. Действительно, для пилообразной функции справедливо соотношение [c.365]

Разрешаемый предел (57.1) можно понизить за счет применения наклонного освещения. При нормальном падении освещающего пучка за решеткой интерферируют три пучка. При интерференции пучков нулевого и одного из первых порядков в изображении выявляется структура с основным периодом й. Такая же картина интерференции получается при наложении нулевого пучка с другим пучком первого порядка. Второй пучок первого порядка просто усиливает действие другого пучка того же порядка. Кроме того, оба пучка первого порядка интерферируют между собой, в результате чего на интерференционную картину накладываются новые, более слабые, интерференционные полосы, расстояние между которыми вдвое меньше, т. е. равно й/2. В этом проявляется действие первых гармоник в разложении пропускаемости решетки в ряд Фурье. Не меняя основного периода в изображении решетки, они несколько усиливают его контраст. Но для выявления структуры с основным периодом й, как выяснено выше, достаточно двух соседних пучков, например, нулевого и одного из пучков первого порядка. Макси- [c.370]

Очевидно, что при заданном расположении кривошипов моменты сил второго порядка складываются алгебраически. Если обозначить амплитуды гармоник сил инерции первого порядка через Ai и второго порядка через А2, то согласно фиг. 54, д а.мпли-туда равнодействующего момента компонентов правого вращения равна [c.140]

Исследования распространения волн конечной амплитуды в релаксирующих средах немногочисленны. В одной из первых работ [27] наблюдалось искажение и дисперсия в уксусной кислоте при сот = 1 2 3 (т 3-10 сев). Из-за большого поглощения в концентрированной згксус-ной кислоте удалось получить только малые числа Be 10 . Несколько большие Be, но все-таки остающиеся много меньшими единицы, были получены в водных растворах уксусной кислоты. При таких числах Рейнольдса в области релаксации гармоника была порядка одного процента несколько ббльшимй лскажения (так же как и Be) были при сот = 3. Наблюдение дисперсии осуществлялось по сдвигу фазы второй гармоники при изменении расстояния излучатель — приемник относительно опорной фазы первой гармоники. При этом было установлено, что при целом числе длин волн по первой гармонике (возвращении фазы к исходному положению) по второй гармонике из-за дисперсии возвращения фазы к исходному положению не было. По порядку величины дисперсия, измеренная в интервале частот а)Т = 1 4- 8, согласуется с полученной ранее другими линейными методами. Этот результат экспериментально подтвержден также в [8] для водного раствора MnS04, где измеренный аналогичным методом при сот 0,3- -l,0 сдвиг фазы второй гармоники относительно первой оказался в два раза меньшим, чем сдвиг фазы в гипотетическом случае невзаимодействующих первой и второй гармоник. [c.158]

Кориолисова сила-является величиной второго порядка малости, но она оказывается важным фактором в качании лопасти, так как все силы, действующие на лопасть в плоскости диска, малы. Именно нагрузки лопасти, создаваемые кориолисовыми силами при маховом движении, вызывают необходимость введения ВШ в конструкцию шарнирных винтов. При исследованиях качания на переходных режимах (включая аэроупругую устойчивость) кориолисов член в уравнении качания линеаризируют, считая отклонения махового движения от балансировочных значений малыми, т. е. РР Рбалбр-f Рбалбр. На висении или при полете вперед, когда используются только средние балансировочные значения, это выражение принимает вид Робр. Таким образом, кориолисова сила обусловлена в основном радиальной составляющей скорости лопасти при взмахе на балансировочный угол Ро. На установившемся режиме полета кориолисова сила является вынуждающей силой, и ее влияние можно оценить по амплитудам нулевой и первой гармоник махового [c.243]

Перейдем к анализу вклада спонтанных процессов. При преобразовании с генерацией суммарной, а не разностной частоты спонтанное излучение на частоте Os в первом порядке теории возмущений по нелинейности отсутствует. Во втором порядке имеются три процесса, дающие шумовой вклад в излучение частоты S. Это, во-первых, спонтанный параметрический распад накачки не в синхронизме Шр-> (Oir-Ь ( >р — ir) с последующим преобразованием сОр + ir Юз в синхронизме во-вторых, это генерация накачкой второй гармоники Юр + Юр 2 р не в синхронизме и спонтанный распад излучения 2сОр 2о)рОз-f--1-(2сОр — Os) третий процесс — четырехфотонный распад накачки Юр + Юр 3 + (2юр — Юа). При малой расходимости накачки вклад этого процесса мал по сравнению с двумя первыми [20]. Во втором из двух остающихся процессов оба этапа идут при сильном нарушении условий синхронизма, в то время как в первом на одном из этапов — сложении частот — условия синхронизма выполнены. Он и дает основной вклад в шумовой сигнал. [c.129]

Спектры вибраций в контрольной точке 12 (на подрамнике) при отключенном сцеплении и частоте вращения коленчатого вала 3000 об/мин представлены на рис. 8.7. Здесь в большей степени проявляется несоответствие спектров первой виброопоры со спектрами второй и третьей виброопор. Так как эта точка является ближайшей к источнику вибросигнала, можно предположить, что в этом режиме, на 3000 об/мин, проявляются их нелинейные свойства. Гармоника 360 Гц присутствует в спектрах всех трех виброопор. Вероятнее всего, это четвертая гармоника неуравновешенного момента инерции второго порядка коленчатого вала двигателя. Эта гармоника гасится второй виброопорой на 5 дБ, а третьей на 2 дБ. Спектры высокочастотного диапазона от 500 Гц до 6,4 кГц эффективнее гасятся первой виброопорой. Следует обратить внимание на гармонику 4352 Гц спектре второй виброопоры, которая только на 4,5 дБ меньше амплитуды основной гармоники и полностью отсутствуют в спектрах первой и третьей виброопор. Причина этого эффекта, вероятнее всего, в конструктивных особенностях импортной гидроопоры. [c.146]

Выше речь шла о волнах в сплошной среде. В ограниченных твердых телах могут распространяться волны других типов. Например, волны в стержнях, волны на свободной границе твердых тел (рэлеевские волны), из-гибные волны и волны других типов. Вопрос о том, в какой мере нелинейные эффекты проявляются при их распространении, частично рассматривался в [31—33]. В [33] был рассмотрен ряд случаев распространения волн конечной амплитуды в ограниченных твердых телах. В пластине возможно, как известно, возникновение волн продольных, поперечных и изгибных, причем для каждого типа волн имеется набор различных мод (или нормальных волн). Волны (или моды) с дисперсией фазовой скорости в [33] не рассматриваются (наличие дисперсии приводит к тому, что непрерывно нарастаюш их решений второго приближения нет). Из всех нормальных волн только две волны — нулевая продольная волна и нулевая поперечная волна, поляризованная в плоскости пластинки,— не имеют дисперсии. Нулевая продольная волна, как показывает анализ, будет искажаться, причем при направлении распространения волны вдоль оси X объемная сила имеет такой же вид, как первый член в правой части (8.41), а в граничных условиях (обращение в нуль соответствующих напряжений на свободных границах) также должны быть учтены члены второго порядка малости из (8.16). Нулевая поперечная волна в пластине, как и в случае сплошной среды, искажаться не будет, так как возникающая объемная сила ортогональна к смещениям во второй гармонике. [c.332]

Рассмотрим случай, когда причиной возникнове-ния вынужденных колебаний является давление крейцкопфов на параллели. Находя закон изменения отого давления из индикаторных диаграмм и произведя гармонический анализ кривой давлений, можно выделить из неё гармоники первого, второго и высших порядков. Наиболее значительными оказываются гармоники второго и четвёртого порядков. Тогда критические скорости, при которых может возникнуть резонанс колебаний подпрыгивания, определятся но формуле (79) [c.189]

Особый интерес представляет распространение звука в тех направлениях кристалла, в которых при фазовом переходе на изменениях волновых характеристик существенно сказывается изменение или обращение в нуль некоторых как линейных, так и нелинейных упругих модулей, связанное с изменением структуры кристалла. Характер этих изменений зависит от того, является ли связь деформаций с параметром порядка в высокосимметричной фазе линейной или квадратичной. В первом случае соответствующие модули второго и третьего порядков стремятся к нулю в точке фазового перехода, причем по довольно сложному закону. В случае квадратичной зависимости при переходе в высокосимметричную фазу модули упругости второго порядка должны испытывать скачок, а модули третьего порядка — оставаться неизменными. Эксперименты по наблюдению вторых гармоник, однако, показывают, что эффективность их генерации резко возрастает вблизи точки фазового перехода [50]. Этот факт не может быть объяснен на основе простой релаксационной теории. Улучшить положение можно, если включить в рассмотрение пространственные флуктуации параметра порядка в окрестности точки фазового перехода (см. [22]), которые можно описать посредством введения в разложение термодинамического потенциала (4.7) добавочного члена (grad т)). Учет пространственных флуктуаций дает возрастание модулей упругости третьего порядка по закону Т—Г ) , гдех=—(1/2—3/2)—критический индекс, значение которого определяется симметрией кристалла. Однако и флуктуационные поправки не приводят к полному согласию с экспериментами, которые показывают, что наблюдаемые критические индексы обычно больше теоретически предсказываемых. Таким образом, необходимы дальнейшие уточнения теоретических [c.297]

Разложение по сферическим гармоникам имеет преимущество перед разложением в ряд Тейлора (VI. 17), так как позволяет ясно увидеть в (VI.11) различные не равные нулю матричные элементы взаимодействия. Оно также является единственным однозначным способом определения ядерных электрических мультиполей выше второго порядка (это преимущество носит скорее академический характер). В дальнейшем в качестве гамильтониана квадрупольного взаимодействия мы будем пользоваться выражениями как (VI. 14), так и (VI. 15). Выше уже отмечалось, что квадрупольное взаимодействие, представляемое членами с / = 2 в (VI.7), очень мало и его можно обнаружить только потому, что оно вызывает расщепление вырожденного уровня. В этом случае применима теория возмущений первого порядка. При этом следует рассматривать матрич- [c.160]

Наличие дисперсии в среде сильно влияет на распространение волн конечной амплитуды. Начнем с гармонической волны в качестве волны первого порядка. По-прежнему можно написать уравнение поправки как уравнение в линейной среде с наличием сторонних источников. Скорость бега пространственного распределения сторонних источников — это скорость исходной волны. Скорость же бега второй гармоники вследствие дисперсии отличается от этой скорости. Поэтому при распространении фаза стороннего воздействия и фаза второй гармоники будут расходиться между собой, вместо того чтобы оставаться в неизменном соотношении, как это имело место в отсутствие дисперсии. В результате такой расфазировки перекачка энергии из первой гармоники во вторую начнет замедляться, прекратится, а затем и переменит знак, так что энергия начнет возвращаться из второй гармоники в первую и полностью вернется в первую гармонику. Вековой член в решении будет отсутствовать. [c.427]

Нелинейные искажения и комбинационные тоны. При одновременном звучании двух и более сильных тонов ухо ощущает не только эти воздействующие тоны, но и целый ряд дополнительных тонов, называемых комбинационными нри звучании одиночного сильного тона ухо также воспринимает его не в чистом виде, а с добавлением ряда субъективных обертонов. Возникновение этих искажений следует искать в том, что в ухе мы имеем дело с упругими органами, к-рые не подчиняются закону Гука, т. к. их упругость неодинакова при отклонениях в разные стороны и возрастает не пропорционально действующей силе. Если два первичных тона имеют частотыi i и Fj, то частоты комбинационных тонов будут выражаться ф-лой f = nfi mfi, где п и т— целые числа наиболее силен обычно тон — (разностный тон первого порядка), а также иногда тон, число колебаний к-рого fl является общим наибольшим делителем и fa все тоны, выражаемые приведенной формулой, а также и первичные тоны являются гармониками тона F. Комбинационные тоны, для к-рых и-Ьт=2, называются тонами первого порядка если и-1-т=3, то мы имеем тоны второго порядка и т. д. В случае звучания трех или более тонов, числа колеба- [c.126]

Если амплитудная характеристика достаточно точно аппроксимирована только двумя, первыми членами ряда, то нет выходе усилителя, кроме усиленного сигнала, появляются еще дополнительные, обусловленные квадратичностью (вторым членом) характеристики, а именно вторая гармоника сигнала и постоянная составляющая, появляющаяся в результате детектирования входного сигнала. При наличии на входе усилителя или смесителя двух сигналов (например, полезного сигнала с частотой fi и помехи с частотой, близкой к fi) на выходе, кроме сигналов fi и /г, постоянной составляющей и вторых гармоник указанных сигналов 2Д и 2f , появятся еще комбинационные частоты второго Порядка вида fi лежащие по частоте далеко от исходных частот. Их можно ослабить фильтром, пропускающим частоту Д. Для борьбы с влиянием постоянной составляющей применяют жесткую стабилизацию рабочей точки по постоянному току, усилители и смесители строят по балансным схемам, в которых при хорошей симметрии значительно ослабляются (на несколько десятков децибел) все члены ряда с четными коэффициентами и, следовательно, уменьшаются искажения, ими обусловленные. [c.65]

Отметим два факта. В отличие от функции тока j/, у которой вторая вертикальная гармоника на 1.5 порядка меньше первой, lij k, 2п) и 1г (к, 2п) сопоставимы с fi-jik. п) и hs(k, л). При увеличении надкритичности течения быстрее всего растет h k, rt), h (k, 2n), hj k, 2л) и hs k, 2л). Причем если основной рост h (k, л) происходит в диапазоне наиболее энергетически значимых средних волн, то пространственные спектральные плотности Т и5 растут в основном в низкочастотном (длинноволновом) диапазоне, "отвечающем" за межъячеечное взаимодействие. [c.187]

Хотя крутизна характеристики преобразования резонатора при СД меньше, зона нечзгвствительности системы АПЧ при обоих видах детектирования одного порядка, и если определить ее из условия равенства второй гармоники частоты мсйчулядии при нулевой расстройке величине первой гармоники на границе зоны нечзгвствительности [c.180]

На основе уравнения Борна-Майера Мей >) провёл подробное исследование хлористого цезия, имея в виду относительную устойчивость структур типа хлористого цезия и хлористого натрия. Он нашёл, что это уравнение не может объяснить устойчивости структуры типа хлористого цезия при абсолютном нуле, если взять член отталкивания с двумя параметрами, а также майеровское значение Для обобщения он дополнительно ввёл ещё два параметра. Один из них берётся в виде множителя в ван-дер-ваальсовом члене, другой также в виде множителя перед М в (12.7). Очевидно, второй параметр обусловливает различные значения постоянной д в члене отталкивания для одинаковых и разных ионов. Эти параметры были выбраны так, чтобы при абсолютном нуле была устойчива структура хлористого цезия. Дополнительно были использованы полученные на опыте скрытая теплота фазового превращения (1,34 ккал моль) и изменение постоянной решётки. Постоянный множитель перед членами, соответствующими притяжению, оказался равным 3,6, а коэффициент перед AI — 0,70. В то же время постоянная Ь удваивается, а р изменяется от 0,290 до 0,365 А. Мей считал, что возрастание члена, соответствующего притяжению, частично должно быть связано с изменением чисто электростатической энергии, обусловленным отклонением формы ионов от сферической. Легко показать, что искажение заряда иона в кубической решётке в первом приближении может быть описано гармоникой четвёртого порядка и что соответствующий оферически несимметричный потенциал измеш1ется обратно пропорционально г<. Однако убедительных количественных данных, подтверждающих точку зрения Мея, не имеется. [c.105]

Более детальный анализ показывает, что это предположение обосновано для анизотропной среды ( ор(Маль-пые волны которой имеют -определенные направления поляризаций), но для изотропной среды выполняется лишь в частных случаях, поскольку здесь поляризации нормальных волн произвольны, В общем же случае нелинейного взаимодействия в оптически изотропной среде (например, генер-ации второй гармоники в кристалле типа ОаАз, вынужденном -комбинацианно-м рассея-нии или вынужденном рассеянии Мандельштама — Бриллюэна в жидкостях) уравнения первого порядка являются векторными и описывают одновременно изменение амплитуд и поляризаций -взаимодействующих волн. Более детально этот вопрос рассмотрен в работе [41]. Заметим, кстати, что в теории нелинейных -волновых явлений в диспергирующих средах плодотворным оказывается использование идей, а в ряде случаев и конкретных методов нелинейной теории колебаний (например,. при анализе системы уравнений для связанных волн полезным оказывается метод фазовой плоскости и т. п.). Эта сторона нелинейной оптики подробно обсуждается в работе [41] там же можно найти и -соответствующую библиографию. [c.20]

Оценка нелинейности канала по значению Кг оказывается весьма проста, но при измерении нелинейности в области частот, лежащих выше середины полосы пропускания, не применима, поскольку все гармоники сигнала, кроме первой, в этом случае оказываются вне полосы пропускания. Для преодоления этого недостатка нелинейность оценивают разностным тоном, возникающим при прохождении через канал двух синусоидальных колебаний с частотами и Шг. Коэффициенты разностного тона второго (Кртг) и третьего (Кртз) порядков определя- [c.12]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...