Флуктуации интенсивных параметров

Такой результат или, в более общем случае, сильная зависимость флуктуаций давления от потенциала стенки является довольно неожиданными и требует некоторых разъяснений. Как ука-, зывалось выше, существенным является то обстоятельство, что величина Р, определяемая соотношением (2.10), не представляет собой давления в термодинамическом смысле или в смысле статистической механики. Поэтому и величина (Я — Р не описывает флуктуаций интенсивного параметра и, следовательно, не должна обладать свойствами, подобными рассмотренным в предыдущем [c.59]

Этот результат, как и можно было ожидать, совершенно не зависит от условий на стенках сосуда. Из него следует, что флуктуации интенсивных параметров, так же как и флуктуации экстенсивных параметров, для макроскопических систем практически являются ненаблюдаемыми. [c.60]

Фотоны как частицы с целочисленным спином подчиняются статистике Бозе—Эйнштейна. Кроме того, обычные световые источники создают сильно невырожденные пучки света. Вырождение фотонов, характерное для лазерного излучения, приводит к флуктуациям интенсивности, которые превышают теоретические флуктуации, если рассчитывать поток фотонов на основе классической статистики Пуассона [20]. Роль параметра вырождения б (среднее число фотонов светового пучка в одном и том же квантовом состоянии или в одной ячейке фазового пространства) будет очевидна из того, что говорится ниже. [c.464]

Рис. 2.5. Изменение дисперсии флуктуации интенсивности при изобарном тепловом самовоздействии лазерного импульса в турбулентной атмосфере в зависимости от параметра нелинейности

Из представленной зависимости следует важный вывод о существовании области значений параметра <.3,5, в которой возможно заметное ослабление флуктуаций интенсивности. Начиная с т>3,5 флуктуации нарастают. Причем в обсуждаемом режиме распространения длинного импульса при Нт 1 они растут как - ехр(г /з 2[c.49]

Флуктуации интенсивности пучка, вызванные рассеянием на турбулентных неоднородностях, с пространственными масштабами, равными и меньшими размера пучка, наводят флуктуации диэлектрической проницаемости. Это может приводить к пространственной модуляции импульсного излучения (см. гл. 2), а также к изменению пространственной статистики и энергетических параметров и в непрерывных пучках. Однако этот эффект мало изменяет эффективные характеристики пучков [23]. [c.79]

Влияние флуктуаций интенсивности на энергетику пучка достаточно полно может охарактеризовать интегральный параметр нелинейно-рефракционных искажений — предельная нелинейная угловая расходимость пучка, введенная в п. 3.3. (см. формулу (3.31)). Поскольку под воздействием случайного пучка среда распространения приобретает случайные рефракционные свойства, то эту величину необходимо рассматривать усредненной по реализациям флуктуаций интенсивности в источнике. Среднеквадратичное значение предельной нелинейной угловой расходимости пучка выражается следующим образом [c.88]

Таким образом, методика исследования параметров поля дефекта основывается на искусственной имитации глубины залегания дефекта с помощью стальных накладок. Для того чтобы исключить погрешности, вносимые зазором между накладками, зоны магнитного контакта подгоняются шлифовкой до размеров порядка 0,05 мм на один зазор. При этом условии общая величина магнитного зазора при всех измерениях не превышает 2% общей толщины исследуемого объекта и остается постоянной. Следовательно, погрешность измерения поля дефекта на многослойных составных образцах характеризуется двумя составляющими методической погрешностью, определяемой величиной относительных флуктуаций интенсивности потока рассеяния, и аппаратурой, измеряющей погрешность регистрирующих устройств. Основную аппаратурную погрешность определяют магнитные воспроизводящие головки, регистрирующие не величину магнитного потока, а его производную. Чтобы свести эту погрешность к минимуму, все магнитные измерения выполняются ЛЛД. Поэтому с учетом высокой точности измерительной аппаратуры полная погрешность в основном сводится к методической погрешности, которая оценивается точностью измерения расстояний на фотоотпечатках, определяемой сокращением фотослоев при обработке (0,3—0,6%), и погрешностью, вносимой разбросом эталонных образцов (2—3%). Таким образом, полная методическая погрешность не превышает 5%. [c.156]

СВЧ-области спектра (I 10 м) при любой температуре источника, превышающей доли кельвина, волновой параметр вырождения намного больше единицы. Поэтому в данной области спектра вклад классических флуктуаций числа фотоотсчетов должен быть намного больше вклада флуктуаций, связанных с чисто дробовым шумом. В видимой же области спектра (Я г 5-10 м), чтобы волновой параметр вырождения был больше единицы, требуются температуры источника, превышающие 20 ООО К. Поскольку Солнце имеет эффективную температуру абсолютно черного тела, составляющую только 6000 К, мы делаем вывод, что в видимой области спектра огромное число встречающихся источников создают излучение с малым волновым параметром вырождения, и поэтому шум, обусловленный квантовой природой излучения, оказывается значительно большим, чем шум, создаваемый классическими флуктуациями интенсивности. [c.461]

Третья группа кооперативных эффектов связана со статистическими свойствами излучения, рассеянного системой частиц. Уравнения переноса излучения в принципе описывают только средние характеристики интенсивности или параметров Стокса (вторые моменты поля). Но рассеяние оптических волн статистическим ансамблем частиц сопровождается и флуктуациями интенсивности. [c.64]

Рассеяние оптического излучения системой частиц всегда представляет собой статистический процесс. Естественным результатом этого процесса являются флуктуационные явления для прямого и рассеянного излучения, которые наблюдаются как частотное уширение интенсивности (результат флуктуаций рассеянного поля), как пространственные флуктуации интенсивности (спекл-структура) или как временные флуктуации интенсивности прямого и рассеянного излучения. Все эти наблюдаемые флуктуации поля или интенсивности рассеянного системой частиц излучения сопровождаются в земной атмосфере дополнительными флуктуациями параметров волны за счет флуктуаций показателя преломления атмосферного воздуха, обусловленных его турбулентными неоднородностями. [c.214]

Подробные экспериментальные исследования, выполненные в ИОА СО АН СССР [4, 9] были направлены на изучение зависимости частотно-временного спектра и дисперсии флуктуаций интенсивности от параметров лазерного пучка (>1 = 0,63 мкм) и от характеристик атмосферных осадков. Измерения производились одновременно в двух лазерных пучках с разными параметрами (по расходимости и диаметру) или с различными длинами трасс (от 130 до 1310 м). Чтобы исключить осредняющее действие апертуры приемной системы, диаметры диафрагм перед приемником были выбраны достаточно малыми (0,1 мм). Угол зрения приемников составлял 10 рад. Оптические измерения сопровождались одновременными наблюдениями интенсивности осадков и размеров частиц гидрометеоров. [c.232]

Частотные спектры флуктуаций. Качественный анализ более 1200 спектров флуктуаций интенсивности лазерных пучков показывает, что независимо от параметров лазерных пучков, заметное влияние на спектры оказывает рассеяние оптических волн как на турбулентных неоднородностях показателя преломления, так и на гидрометеорах. При этом свойства турбулентности проявляются главным образом в области низких частот, а осадков — в области высоких частот. [c.232]

Дисперсия флуктуаций. Наряду со спектром, дисперсия флуктуаций интенсивности относится к числу основных статистических характеристик атмосферно-оптических помех, а ее зависимость от параметров осадков лежит в основе оптических методов исследования и контроля осадков. Проведенные экспериментальные исследования флуктуационных характеристик для атмосферных осадков в натурных условиях показывают, что зависимость ди- [c.235]

Рис. 7.17. Зависимость дисперсии флуктуаций интенсивности в осадках от дифракционного параметра лазерного пучка.

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 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]

Зависимость дисперсии флуктуаций интенсивности на оси R = 0) сфокусированного и коллимированного пучков от параметра Оз 2а) показана на рис. 5.1 [72]. Видно, что при значении обобщенного параметра )8(2а) 50 имеет место фокус флуктуаций интенсивности, в котором величина а/ принимает максимальное значение (а/, ж =1,4). При дальнейшем увеличении [c.90]

Рисунок 5.2 дает наглядное представление о зависимости флуктуаций интенсивности на оси коллимированного пучка от числа Френеля передающей апертуры. Здесь представлены экспериментальные данные для а/ в области слабых [89] и сильных 19, 82] флуктуаций интенсивности. Видно, что в области насыщения (Р > 1) имеется хорошо выраженный максимум О/ при значениях параметра 0 1. Зависимость а/ от О при слабых флуктуациях качественно иная в этом случае при Q l дисперсия интенсивности минимальная. Представленные на рис. 5.2 теоретические результаты удовлетворительно согласуются с экспериментальными данными. [c.91]

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]

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]

Для извлечения сведений о пространственной корреляционной функции из временных моментов, определяемых в пространственно разнесенных точках, использовалась гипотеза замороженной турбулентности . Турбулентное состояние атмосферы оценивалось оптическим методом по размытию радиальной и зонной мир. Параметр во время измерений имел значение р =8,2. Измеренное среднее квадратическое отклонение флуктуаций интенсивности в эксперименте было равно О/ = 0,95. [c.119]

Рис. 5.20. Зависимость среднего квадратического отклонения флуктуаций интенсивности частично когерентного излучения от параметра Ро.

Р (А.2) на одной длине волны, которое при 0 = 0 (чисто степенной колмогоровский спектр турбулентности) совпадает с выражением для получающимся из (5.1). По аналогии с исследованием флуктуаций интенсивности монохроматического излучения параметр Р (> 1> 2) удобно использовать при анализе зависимости [c.135]

Зависимость отношения 01 в/0х(2Ь) от расстояния Н между приемником и источником сферической волны приведена на рис. 7.9 при значениях параметра Po(2L) =0,5. Крайняя левая экспериментальная точка на графике соответствует значению / = = 3 мм. Сплошная линия — расчет по формуле (7.28). Вертикальные отрезки — разброс экспериментальных данных. Видно, что для слабых флуктуаций интенсивности усиление локализовано в области, определяемой радиусом первой зоны Френеля. [c.188]

Флуктуации диэлектрической проницаемости жидкости Де могут быть вызваны флуктуациями термодинамических параметров плотности Др, давления ДР, температуры ДТ, концентрации Дх и т. п. и анизотропными флуктуациями. В качестве термодинамических параметров, характеризующих состояние элемента объема жидкости, могут быть выбраны различные наборы переменных например, Т, р, л , , или Т, Р, хЦ. Выбор этих переменных прои з-волен, определяется удобством решения задачи и простотой физической интерпретации различных слагаемых, входящих в общую интенсивность рассеяния света. Таким образом, изучение рэлеез-ского рассеяния света позволяет получить данные о различных типах флуктуаций, происходящих в жидких фазах [c.108]

Первое слагаемое в (1.5.1) дает оценку меры огрубления изображения за счет пространственного квантования его интенсивности и зависит только от конкретной формы данного изображения и величины Д. Второе и третье слагаемые определяют влияние величины флуктуаций. При этом второе — зависит только от флуктуаций, сопровождающих регистрацию, а третье —обязано флуктуациям интенсивности в лазерном изображении. Поэтому в то время, как второе слагаемое зависит от и < >, третье — зависит от т, и с ростом этих параметров Оба слагаемых уменьшаются. Все три члена в (2.5.8) зависят от величины Д. Однако зависимость первого слагаемого отличается от второго и третьего. Так, если при Д- 0, первое — тоже стремится к нулю, то второе и третье—нао борот, увеличиваются. Это обстоятельство указывает на существование такого размера До, при котором величина А достигает минимального значения. [c.94]

На рис. 2.8 приведены результаты измерений одномерных спектров флуктуаций интенсивности в различные моменты времени с начала лазерного воздействия. С учетом частичной когерентности реального источника излучения при выполнении требования Хт0о >1 в качестве параметра фигурирующего в теоретической модели [1], использовалась величина = (g o д/ / и)/0о, кото- [c.54]

На рис. 3.16 изображена зависимость относительной дисперсии флуктуаций интенсивности на оси от относительной мощности коллимированного пучка Pq = PoIPkd при фиксированных параметрах [c.86]

Возрастание времени релаксации около критической точки отражает замедленность рассасывания в системе флуктуаций экстенсивных параметров (энтропии, плотности, концентрации). Усиливаются не только пространственные, но и временные корреляции распределения молекул. В опытах [333] наблюдалось сужение линии рассеяния света в SF с приближением к критической точке но изохоре (рк — р)/рк 0,02. Для анализа флуктуаций фототока при регистрации рассеянного пучка использовалась специальная аппаратура с шириной полосы спектрального анализатора 10 гц (разрешающая сила — S-IO ). Источником света служил Не — Ne-лазер, ширина линии около 2 гц. Если амплитуда G временной корреляционной функции для рассеяния спадает экспоненциально, G ехр [— Fi], то интенсивность флуктуационного сигнала имеет вид [c.301]

Физически параметр вырождения можно интерпретировать как среднее число фотоотсчетов за один интервал когерентности падающего излучения. Его можно также рассматривать как среднее число фотоотсчетов на степень свободы пли на моду падающей волны. Если бс <С 1, то с большой вероятностью число фотоотсчетов за один интервал когерентности волны будет не более единицы. Это означает, что дробовой шум преобладает над классическим шумом. Если же бс 1, то в каждом интервале когерентности волны будет много фотособытий. Происходит сгущение фотособытий из-за классических флуктуаций интенсивности и увеличение дисперсии числа фотоотсчетов до такой степени, что классические флуктуации становятся значительно более сильными, чем флуктуации типа дробового шума. [c.455]

В заключение данного пункта отметим следующее. Мы рассматривали волновой параметр вырождения, который является характеристикой излучения, падающего на фотоприемник. Квантовый выход последнего меньше единицы. Следовательно, параметр вырождения фотоотсчетов будет меньше волнового параметра вырождения, и в видимой области спектра вероятность встретиться с подлинно тепловым излучением, для которого классические флуктуации интенсивности доминировали бы в распределении числа фотоотсчетов, оказывается еще меньше. (Правда, квазитепловые источники могут создавать излучение с очень большим параметром вырождения, и в таких случаях классические флуктуации интенсивности могут доминировать в флуктуациях числа фотоотсчетов.) Кроме того, фотоприемник или коллекторная оптика могут охватывать только часть одной пространственной моды источника. (Практически в интервале измерения всегда охватывается очень много временных мод.) В таком случае параметр вырождения фотоотсчетов может снова стать меньше волнового параметра вырождения в результате неполного охвата пространственной моды. Хотя минимальное значение параметра Ж равно единице, нужно учесть уменьшение энергии, достигающей фоточувствительной поверхности. Для этого нормальное значение параметра вырождения фотоотсчетов нужно дополнить множителем, равным отношению эффективной площади измерения к площади когерентности падающего света. В случае протяженного некогерентного источника для параметра вырождения фотоотсчетов можно принять [c.461]

Ряд закономерностей для спекл-структуры рассеянного излучения получен непосредственно при экспериментальных исследованиях в дисперсных средах. К числу таких закономерностей следует отнести зависимость дисперсии флуктуаций интенсивности от оптической толщи. Эти исследования позволили определить условия, при которых возникают или исчезают флуктуации интенсивности (спекл-структура) рассеянного излучения. По данным [7] на рис. 7.12 представлена зависимость нормированной дисперсии логарифма интенсивности для рассеянного излучения частицами полистирола от оптической толщи т при различных значениях параметра р = 2яаД, где а — радиус частиц. [c.229]

Диафрагма на выходе фотоумножителя во всех случаях выбиралась меньше, чем дифракционный размер пучка. Согласие расчетных и экспериментальных данных на рис. 5.1 свидетельствует в пользу применимости ФПМГК для расчета дисперсии флуктуаций интенсивности сфокусированного пучка. Хорошее согласие результатов расчета по асимптотике (5.10) с экспериментальными данными для сфокусированного пучка наблюдается и при очень больших значениях параметра от 75 до 500 [1]. Экспери- [c.91]

В работе [11] произведен численный расчет относительной дисперсии интенсивности узкого коллимированного пучка по формулам (5.15), (5.16) в зависимости от параметра б(2а) при различных значениях внутреннего масштаба турбулентности. Результаты расчета представлены на рис. 5.4. Здесь же нанесены асимптотические кривые. Видно, что асимптотики удовлетворительно согласуются с численным расчетом при /а<1. Дальнейшее увеличение внутреннего масштаба турбулентности эквивалентно переходу к квадратичной случайно-неоднородной среде 30], когда насыщения относительной дисперсии интенсивности с ростом флуктуаций диэлектрической проницаемости и длины трассы не наступает. Таким образом, вывод об изменении уровня насыщения дисперсии интенсивности в режиме пространственно ограниченного пучка, сделанный на основе ФПМГК, не противоречит общей картине поведения флуктуаций интенсивности при изменении спектра турбулентности. [c.95]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...