Волна звуковая плоская

Вихря интенсивность — см. Интенсивность вихря Волна звуковая плоская 275 Волны звуковые 273 --продольные 2 7б [c.341]

Рассмотрим звуковую волну, в которой все величины зависят только от одной из координат, скажем, от х. Другими словами, все движение однородно в плоскости у, z такая волна называется плоской. Волновое уравнение (64,7) принимает вид [c.351]

Установим связь между звуковыми давлениями и скоростями частиц в звуковой волне. Ограничимся для простоты случаем плоской волны (впрочем, основные наши выводы будут справедливы и для других типов волн). Пусть плоская волна возбуждается бесконечной пластинкой, колеблющейся в направлении х по закону [c.722]

Интенсивность звука / связана со звуковым давлением в плоской звуковой волне (волне, характеризующейся плоской поверхностью, соединяющей равные звуковые давления) следующим отношением I = p /pv. [c.234]

Рис. 1. Схема отражения и преломления плоской звуковой волны на плоской границе раздела.

Отличие сферического распространения волн от плоского можно просто показать на примере задачи о распространении сферической звуковой волны. Составим уравнения возмущенного движения в сферических координатах, поместив начало координат в центр возмущений (точечный источник звука). Точные уравнения будут состоять из уравнения движения, совпадающего с соответствующим уравнением в плоском случае (первое уравнение системы (54) гл. III), если только в нем заменить х на радиус-вектор г точки относительно источника возмущений, а под и понимать радиальную скорость газа. [c.135]

В предыдущем разделе мы рассмотрели кинематические свойства брэгговской дифракции, т. е. сохранение энергии и импульса. Эти законы сохранения приводят к условию брэгговской дифракции, которое дает соотношение между углами падения и дифракции светового пучка. Чтобы ответить на вопрос, а каковы же интенсивность и состояние поляризации дифрагированного пучка, необходимо рассмотреть электромагнитные свойства излучения. Для изучения брэгговской дифракции света на звуковой волне мы используем здесь формализм связанных мод, развитый в гл. 6. Для этого предполагаем, что акустическая волна является плоской и неограниченной, т. е. высшие дифракционные порядки отсутствуют (см. следующий раздел), и что под действием звука связанными оказываются лишь две волны — падающая волна с частотой со и дифрагированная волна с частотой со + Q или со - в зависимости от направления распространения звука относительно падающего оптического пучка. [c.362]

Ниже, в гл. III, мы рассмотрим теорию звуковых колебаний в круглой трубе с открытым концом. В то время как задача о звуковых волнах в плоском волноводе полностью сводится к задаче об электрических волнах, теория звуковых волн в открытой круглой трубе, хотя и имеет точки соприкосновения с теорией электромагнитных волн в таком же волноводе, но к ней не сводится. [c.39]

Учет краевых эффектов. Если поместить в плоское акустическое поле короткий отрезок трубы с открытыми концами, то возникает искажение звуковой волны. Звуковая волна возбудит колебательное движение жидкости так, что сама труба будет действовать как акустический диполь. Полная акустическая масса в этом случае состоит из акустической массы (II 1.2.2) и присоединенной массы излучения. [c.74]

Звуковая плоская волна не может оставаться прежней, когда в пространство, где она распространяется, внесено тело, свойства которого отличны от свойств среды. На поверхности тела возникают отражение и преломление плоской волны. В объеме тела появляется колебательное или волновое движение, а во внешнем пространстве — дополнительное поле за счет отраженных волн. В результате волновое плоское поле изменится. (Степень искажения волнового поля инородными предметами играет большую роль в технике измерений, так как прибор, который выполняет ту или иную функцию измерений, сам искажает первичное поле.) Волновое поле в присутствии инородного тела должно удовлетворять волновому уравнению, граничным условиям и условиям излучения. Действительно, плоская волна, хотя и подчиняется волновому уравнению, не может быть единственной в пространстве, как это было до внесения инородного тела, поскольку не выполняются граничные условия. Функция, удовлетворяющая волновому уравнению и граничным условиям, в этом случае состоит из функции, выражаюш,ей плоскую волну, и некоторой функции, определяющей рассеянную волну. [c.285]

Рассмотрим некоторые случаи прохождения звуковых волн через плоскую границу раздела жидкость — твердое тело. [c.411]

Волнообразное изменение плотности среды, вызванное звуковыми колебаниями, называют звуковой волной. Направление распространения звуковых волн— звуковым лучом, а поверхность, соединяющую смежные точки по- я с одинаковой фазой колебания (например, точки максимального сгущения или разрежения),— фронтом волны. Звуковые лучи пересекают фронт волны под прямым углом. В общем случае фронт волны имеет сложную форму, но в большинстве практических случаев можно ограничиться соотношениями, полученными для плоской и сферической форм фронта, а иногда еще и цилиндрической. [c.5]

Фронт плоской волны представляет собой плоскость. Согласно определению фронта волны звуковые лучи пересекают его под прямым углом, поэтому в плоской волне они параллельны между собой. Так как поток энергии при этом не расходится, интенсивность звука не должна была бы уменьшаться с удалением от источника звука. Тем не менее она уменьшается из-за молекулярного затухания, вязкости среды, запыленности ее, рассеяния и т. п. потерь. Однако эти потери так малы, что с ними можно не считаться при распространении волны на небольшие расстояния. Поэтому обычно полагают, что интенсивность звука в плоской волне не зависит от расстояния до источника звука. [c.12]

В заключение объясним причину появления сдвига фаз между звуковым давлением и скоростью колебаний. Сдвиг фаз появляется только в тех случаях, когда звуковые лучи расходятся или сходятся. В случае плоской волны звуковые лучи идут параллельно, поэтому каждый слой среды, заключенный между соседними фронтами волны, отстоящими на одинаковом расстоянии друг от друга, имеет одинаковую массу. Массы этих слоев можно представить в виде цепочки одинаковых шаров (рис. 1.5). Если толкнуть первый шар, то он дойдет до второго и сообщит ему поступательное движение, а сам остановится, затем также будет приведен в движение третий шар, а второй остановится и так далее, т. е. энергия, сообщенная первому шару, будет передаваться последовательно все дальше и дальше. Реактивная составляющая мощности звуковой волны отсутствует. Рассмотрим случай расходящейся волны, когда каждый последующий слой имеет большую массу. Масса шара будет увеличиваться с увеличением его номера, причем сначала [c.16]

Выведем законы отражения звуковых волн для Рис. 419. простейшего случая нормального падения плоской волны на плоскую границу раздела двух сред. Пусть длинная труба, вдоль оси которой распространяется плоская волна, наполнена различными веществами (рис. 419). [c.504]

Образующаяся за отошедшей волной дозвуковая зона имеет, как правило, ограниченную протяженность, т. е. является локальной. Спереди она ограничена поверхностью головной волны, а сзади— поверхностью тела и поверхностью, на которой вновь достигается скорость звука—звуковой поверхностью (подробнее о трансзвуковых течениях будет сказано в 22). В области за звуковой поверх-, ностью скорость потока вновь сверхзвуковая. Из некоторой части этой области возмущения могут проникать в дозвуковую область, влияя на течение в ней и, в частности, влияя на форму ограничив вающей ее спереди головной волны. На рис. 3.14.11 показаны случаи возможного при разных значениях числа Мх взаимного расположения в области за головной волной звуковой линии (сплошные кривые) и акустических характеристик двух семейств (штриховые и пунктирные кривые) при обтекании плоских контуров и осесимметричных тел. Очевидно, что область зависимости течения в дозвуковой зоне простирается на контуре тела до точки В, лежащей в первых двух случаях в сверхзвуковой зоне. Возмущения формы контура правее точки В не влияют на течение в дозвуковой зоне, так как распространение этих возмущений ограничено спереди характеристикой первого семейства, идущей из точки 5 и не попадающей на звуков [c.305]

Наклон звуковой линии на теле и на ударной волне в плоском [c.226]

Рассмотрим теперь звуковую точку на ударной волне. Для определения угла наклона звуковой линии на ударной волне при плоском или осесимметричном обтекании тела равномерным сверхзвуковым потоком необходимо выразить кривизну линии тока д /дзх через кривизну К ударной волны, так как член ро/(182 также выражается через нее из соотношений Гюгонио [8 . [c.229]

В случае, когда кривизна ударной волны в звуковой точке обращается в бесконечность, главный член течения вблизи этой точки будет таким же, как и в плоском потоке. При нулевой кривизне ударной волны звуковая линия касается ударной волны в звуковой точке. [c.231]

Рис. 37. Отражение звуковых волн от плоской стены.

Остановимся подробнее на физической природе обоих видов звуковых волн. Рассмотрим плоскую звуковую волну, в которой все переменные величины пропорцио- [c.68]

Точное решение для плоской синусоидальной волны конечной амплитуды, распространяющейся в газах и жидкостях без учета диссипации, было получено Риманом более 100 лет назад. Однако экспериментальное обнаружение искажения формы волны и измерения амплитуды второй гармоники (ее зависимость от расстояния, нелинейного параметра, начальной интенсивности, частоты и др.) были сделаны сравнительно недавно. Л. Л. Мясников [13] экспериментально исследовал явление искажения в трубе, заполненной газом, создавая в ней интенсивные звуковые плоские синусоидальные волны. В жидкостях первые эксперименты для плоских синусоидальных волн достаточно большой интенсивности были проведены на ультразвуковых частотах в работах [14, 15]. Было обнаружено искажение формы синусоидальной у излучателя звуковой волны по мере ее распространения и превращение ее (при определенных интенсивностях) в слабую периодическую пилообразную ударную волну, а также возникающее при этом нелинейное поглощение. Было показано, что нелинейные свойства жидкости играют существенную роль при распространении даже не слишком интенсивного звука вопреки распространенному представлению о несущественности [c.72]

Если среда, в к-рой происходит Р. у., обладает вязкостью и теплопроводностью или же в ней имеются другие процессы внутреннего трения, приводящие к диссипации энергии, то при распространении волны происходит поглощение звука, к-рое обычно характеризуется экспоненциальным уменьшением амплитуды волны с расстоянием. При этом для плоской, бегущей вдоль оси X, гармонич. волны звуковое давление имеет вид [c.291]

Известно, что распространение световой волны обязательно связано с переносом импульса в пространстве. Распространено мнение, что, подобно световым волнам, звуковые волны также всегда переносят в среднем по времени импульс. Однако при распространении световой волны через поверхность, проведенную перпендикулярно направлению распространения, импульс переносится все время в одном направлении. При распространении же звуковой волны через указанную поверхность поток импульса в течение периода колебаний переносится как в направлении распространения волны, так и в противоположном направлении. Поэто му, хотя в каждый момент времени и имеется поток импульса в ту или иную сторону, будет ли поток импульса отличен от нуля в среднем по времени, еще неясно. Мы покажем, что плоские звуковые волны, распространяющиеся в неограниченном пространстве, в среднем по времени импульса не переносят [60]. [c.68]

В качестве примера рассмотрим отражение звуковых волн от плоской границы раздела двух различных жидких сред и аналогичную задачу об отражении электромагнитной волны от плоской границы двух диэлектрических сред. В акустическом случае граничными условиями будут непрерывность нормальных составляющих [c.12]

Разложение сферической волны по плоским волнам. Схема расчета звукового ПОЛЯ, излучаемого сферическим источником, состоит в следующем. Сферич-ескую волну можно представить в виде суперпозиции плоских волн, падающих под различными углами на плоскую поверхность. Если коэффициенты отражения и прохождения звука для каждой плоской волны известны, то, интегрируя затем по всем углам падения звука, можно вычислить прошедшее и отраженное звуковые поля. [c.242]

Пусть на бесконечную неоднородную пластину падает звуковая волна, излучаемая плоским поршнем А больших волновых размеров. В результате рассеяния звука на неоднородностях пластины как на дифракционной решетке в дальнем поле (во фраунгоферовой зоне) возникает ряд пространственных спектров (рис. 102). Главным из них является нулевой спектр, определяющий излучение звука в направлении, совпадающем с направлением главного максимума поршня. Амплитуда рассеяния в нулевом спектре за пластиной определяет снижение звукового давления на оси поршня, обусловленное влиянием пластины. [c.262]

Звуковую волну называют плоской, 3. Плоская звуковая волна потенциал ф зависйт ОТ X и t. [c.275]

Чем больше волновое сопротивление среды, тем меньшее количество звуковой энергии теряется при распространении в ней звуковых волн. В плоской бегущей волне волновое сопротивление не зависит от амплитуды колебаний. При температуре воздуха +20° С и влажности 60% рс = 410 н-сек1м или 41 дин-сек1см . Значения рс для некоторых сред приведены в табл. 1. [c.9]

Гдф/е тпо1 ITO совпадает с выражением для толщины фронта слабой стационарной ударной волны со скачком скорости Ujni,. Расстояние L, на н-ром происходит существенное изменение формы волны, зависит от амплитуды и длины звуковой волны. Для плоской волны оно определяется ф-лой kL = еМд. Так, в воде для волны интенсивностью в неск. десятков Вт/см L — порядка сотни длин волн (рис. 2). В расходящихся (напр., сферич, или цилиндрич.) волнах эффект проявляется слабее, [c.289]

Звуковые пучки большой интенсивности. В звуковых пучках высокой интенсивности изменение формы волны при распространении происходит не только вследствие различия в скоростях перемещения разл. точек профиля волны, но и в результате дифракц. эффектов. Если расстояние I от излучателя звука до области образования волны не выходит за пределы ближней зоны (см. Звуковое поле), т. е. I меньше длины т. и. прожекторной зоны излучателя I < Аа /2 (где а — радиус излучателя), то в области, где волна остаётся плоской, из синусоидальной волны успевает образоваться пилообразная волна, к-рая затем в результате сферич. расхождения в дальней зоне преобразуется в периодич. последовательность импульсов (рис. 4). Если же интепеивность волны недостаточно велика и пилообразная волна не успевает образоваться в прожекторной зоне излучателя, то вначале развиваются дифракц. эффекты сферич. расхождения и лишь в дальней зоне, в расходящейся волне происходит увеличение крутизны профиля волны с расстоянием до логарифмич. закону. [c.289]

В связи с рассмотрением ближнего звукового поля возникает вопрос о законности весьма распространенного представления об излучении поршневой диафрагмой, при условии а, практически плоской волны. На этом представлении базируется, например, метод интерферометра Пирса. Как известно, в этом методе рефлектор, создающий стоячие волны, располагается в ближней зоне. Несмотря на то, что области максимумов и минимумов на оси явно чередуются в ближней зоне через интервалы, отличные от полуволны, реакция рефлектора на излучатель дает, как известно, максимумы и минимумы тока в цепи лампы точно через полволны. Точно так же при излучении стоячих волн от кварцевой пластинки методом Теплера максимумы и минимумы освещенности в видимой картине точно следуют через полволны, и фронты волн имеют плоскую форму. [c.325]

Рассмотрим среднее поле, возникающее при падении сферической волны р,- на случайную поверхность. Источник звука расположен в верхней среде в точке = (0. О, 2о), > 0. Разлагая падающую волну на плоские и используя принцип суперпозиции, Получаем интегральное представление нереизлученного неровной поверхностью звукового поля [c.324]

Перейдем к анализу флуктуаций поля р - <р). В пренебрежении боковой волной флуктуации были исспедованы в работе [27. гл. 4), из которой мы заимствуем методику расчета. Пренебрегая членами, пропорциональными а , имеем р — <р> = р , где р - рассеянное поле в первом приб.аижении М.МВ. Рассмотрим сначала простейшую задачу, когда падающая волна является.плоской. Звуковое давление в отсутствие неровностей равно [c.326]

Эффекты, близкие к фокусировке, могут наблюдаться и при падении звуковых ударных волн на неплоские поверхности. Таким воздействиям подвергаются тупиковые участки долин с крутыми склонами или улиц с высокими зданиями. Отражение волн от поверхности земли или сооружений и их последующее взаимодействие с падающими волнами значительно меняет интенсивность и всю эпюру давлений при звуковом ударе. Коэффициент отражения звуковой волны от плоской поверхности зависит от упруги.х свойств преграды для мягких материалов он близок к 1, для абсолютно жестких равен 2. Для зданий наиболее характерен случай, когда ограждающие конструкции, например оконные стекла, подвергаготся действию падающей и отраженной от зем ной поверхности волны (рис. 5.8), Нё этом же рисунке показаны типичные эпюры давления при последовательном действии двух N-волн одинаковой интенсивности в различных по высоте точках сооружения. [c.96]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...