Волна пилообразная

Следует также отметить, что в области стабилизации волны парциальный коэффициент поглощения (например, для первой гармоники) практически мало отличается от интегрального коэффициента ослабления волны пилообразной формы. [c.66]

Особенности нелинейных искажений формы профиля волны и взаимодействия волн в существенной мере зависят от вязкости среды, точнее, от отношения инерционных сил к вязким, т. е. от числа Рейнольдса. При больших числах Рейнольдса среда может рассматриваться как невязкая (за исключением таких вопросов, как ширина фронта волны, поглощение волн и некоторые другие). В невязкой среде волна рано или поздно, в зависимости от акустического числа Маха, перейдет к волне пилообразной формы даже в таких неблагоприятных для образования, разрыва условиях, как условия сферической расходимости. При малых числах Рейнольдса, когда вязкость среды играет существенную роль, диссипативные процессы препятствуют искажению формы профиля волны. При очень малых числах Рейнольдса с нелинейными искажениями практически можно не считаться. [c.53]

До сих пор рассматривалось течение, вызываемое волной монохроматической или, во всяком случае, близкой к монохроматической, причем интенсивность волны сравнительно мала, малы акустические числа Re. Вместе с тем интенсивные ультразвуковые волны могут искажаться так, что в результате образуется волна пилообразной формы (см. гл. 3). Естественно, что скорость течения в этом случае будет отличаться от скорости течения, вызванного [c.233]

Для упрощения расчета можно принять, что волна пилообразна на всей [c.127]

Оценим пределы применимости формулы (20). Эта формула справедлива для сферически расходящихся волн пилообразной формы. Следовательно, при использовании плоского излучателя диаметром В должно выполняться неравенство [c.365]

Рис. 1.12. Периодическая волна пилообразного профиля в сопровождающей системе координат. Построение проведено в соответствии с формулой (1.5.12).

Точки профиля, соответствующие большему сжатию, движутся быстрее, чем точки, соответствующие меньшей плотности. В результате крутизна волновых фронтов увеличивается, что может привести к возникновению разрыва на каждом периоде волны и образованию волны пилообразной формы. [c.9]

Как видно, затухание импульса происходит медленнее, чем затухание пилообразной волны. Причину этого различия можно пояснить следующим образом. Как уже указывалось, поглощение волны пилообразной формы можно формально рассматривать как процесс срезания вершин зубцов ее профиля в результате того, что задние точки профиля волны догоняют ее фронт (см. рис. 2). Ясно, что эффективность этого процесса срезания зависит от того, насколько быстро точки профиля догоняют фронт волны, т. е. от соотношения скоростей точек профиля и скорости фронта. Но скорость фронта слабого разрыва равна [1] [c.35]

Далее отметим еще одну особенность распространения волн пилообразной формы. Как видно из (100) — (102) (см. также описание рис. 10), амплитуда пилообразной волны в области а 1 не зависит уже от амплитуды колебаний излучателя вследствие роста поглощения с увеличением интенсивности волны. Иными словами, как бы ни была велика интенсивность излучаемой волны, ее интенсивность в заданной точке пространства [c.35]

Учитывая, что интенсивность Т волны пилообразной формы связана с пиковым значением колебательной скорости соотношением [c.38]

Это волна пилообразной формы с периодическими разрывами, расположенными на расстоянии К один от другого, и на каждом разрыве с скачком меняется от —К/ 2 ) до К1 21). Данный результат согласуется с формулой (2.56). [c.112]

Рис. 4.6. Схематичное изображение синусоидальной и пилообразной волн

Для реальных двигателей эта погрешность всегда менее 0,1%. В более сложном случае, когда момент нагружения задан в виде пилообразной волны, имеем для одного периода [c.10]

Следовательно, пиковое значение пилообразной волны определяется выражением [c.64]

Коэффициент ослабления пилообразной волны конечной амплитуды (на участке стабилизации) можно также проанализировать исходя из термодинамических представлений для слабых разрывов [26]. [c.65]

Rea 3p //, где p-m — амплитуда звукового давления в МПа, / — п МГц, поэтому для наблюдения нелинейного эффекта на У 3-частотах 1 МГц должно быть Дт S 1 МПа. При 1 искажения формы волны становятся столь сильными, что образуется пилообразная волна (рис. 1). Профиль одного периода волны описывается точным решением ур-ния (1) [c.289]

Для исследования механизма образования возмущений в струе под действием звуковых волн были использованы газоструйные излучатели большой интенсивности (L = 170 дБ), что позволило при теневой съемке дозвуковой турбулентной струи (число Маха истечения Mq = 0,75) наблюдать не только вихри, образующиеся под действием звука, но и порождающие их звуковые волны [4.3,4.8]. При этом число Рейнольдса, определенное по диаметру сопла и скорости истечения, составило Re = 10 . Использование газоструйных излучателей большой интенсивности привело к тому, что периодическое возбуждение уже не было во времени гармоническим, а приобретало пилообразную форму (рис.4.6). [c.134]

Эффективность воздействия внешнего излучения на сверхзвуковые струи при увеличении l/h падает. Это иллюстрируется зависимостями на рис.7.6 для плоской струи (ро = 3,4 атм, / = 18,7 кГц). Этот вывод согласуется с данными работы [7.11], согласно которой воздействие поперечного акустического облучения сверхзвуковой струи становится особенно ощутимым при акустическом облучении кромки сопла. В этой же работе указывается, что при воздействии на сверхзвуковую струю пилообразных звуковых волн ее ударно-волновая структура может разрушиться, что приводит к значительным изменениям в излучении шума. Так, показано, что при этом (М = 2, п = 0,8, fs = 8,5 кГц и /а = 11,8 кГц) в направлении максимального излучения в области частот вблизи максимума спектра излучаемой акустической мощности наблюдается снижение широкополосного шума на величину до 10 дБ. [c.183]

Др. особенность У.—возможность получения большой интенсивности даже при сравнительно небольших амплитудах колебаний, т. к. при данной амплитуде плотность потока энергии пропори, квадрату частоты, УЗ-волны большой интенсивности сопровождаются рядом нелинейных эффектов. Так, для интенсивных плоских УЗ-волн при малом поглощении среды (особенно в жидкостях, твёрдых телах) синусоидальная у излучателя волна превращается по мере её распространения в слабую периодич. ударную волну (пилообразной формы) поглощение таких волн оказывается значительно больше (т. н. нелинейное поглощение), чем волн малой амплитуды. Распространению УЗ-волн в газах и жидкостях сопутствует движение среды, т. н. акустическое течение, скорость к-рого зависит от вязкости среды, интенсивности У. и его частоты вообще говоря, она мала и составляет долго % от скорости У. К числу важных нелинейных явлений, возникающих при распространении интенсивного У. в жидкостях, относится акустич. кавито1(ия. Интенсивность, соответствующая порогу кавитации, зависит от рода жидкости и степени её чистоты, частоты звука, темп-ры и др. факторов в водопроводной воде, содержащей пузырьки воздуха, на частоте 20 кГц она составляет доли Вт/см . На частотах диапазона У. средних частот в УЗ-поле с интенсивностью начиная с неск. Вт/см могут возникнуть фонтанирование жидкости и распыление её с образованием весьма мелкодисперсного тумана. Акустич, кавитация широко применяется в технол. процессах при этом пользуются У. низких частот. [c.215]

При условии 2eooRe > 1 (это условие может расс матри-ваться как условие образования разрыва в расходящейся волне) пилообразная циллндрическая волна имеет вид [c.128]

Рассмотрим теперь случай а > 1, когда в процессе распространения возникает волна пилообразной формы, которая затем дифрагирует на отверстии в экране. Этот процесс удобно описать с помощью интеграла Кирхгофа (3,4) (см., например, [Харкевич, 1950] ). Рассеянное поле представляет собой последовательность положительных импульсов, находящихся на отрицательном пьедестале [Островский, Сутин, 1976]. В прожекторной зоне возникают импульсы сжатия с разрьшными фронтами, их амплитуда приближенно равна 2pjy, где р - амплитуда падающей на экран пилообразной волны, и не меняется с расстоянием. Длительность импульсов равна а (2сг и уменьшается с увеличением расстояния г от центра отверстия в экране. [c.114]

В случае волп большой интенсивности аффект изменеиия фзрмы первоначально синусоидальной волны может привести к такому увеличению крутизны отдельных участков ео профиля, что на каждом периоде ее появятся разрывы и образуется периодич. ударная волна пилообразной формы (рис.). Расстояние В, на к-ром происходит переход от синусоидальной волны к пилообразной, зависит от алгали-туды колебательной скорости V и частоты ш волиы для плоской волны [c.408]

Предположим, что мы убрали стенки, разъединяющие оба сосуда. Вода на граничной поверхности (когда были стенки) не имела горизонтальной составляющей движения. Когда мы убрали стенки, горизонтальная составляющая (в месте, где были стенки) не появится вследствие симметрии движения воды в двух сосудах. Движение будет продолжаться, как будто бы ничего не произошло При желании к такой системе можно присоединить другие сосуды. В сосуде мы получили стоячую волну пилообразной формы, которую можно аппроксимировать синусоидальной волной. Заметим, что длина одного сосуда равна одной полуволне. (Замечание. Если сделать фурье-анализ этой периодической функции от г, то первый (и основной) член разложения Фурье будет соответствовать нашей аппроксимирующей синусоидальной функции.) Используйте это приблим ение в формуле, которая определяет частоту моды омывания (см. опыт 1.24). Покажите, что имеет место равенство [c.101]

В предыдущем параграфе мы нашли приближенные квазистационарные решения, на основе которых с учетом законов нелинейного искажения сконструируем профиль сферической и цилиндрической волн по аналогии с плоскими волнами. Для этого необходимо ударный фронт бесконечной крутизны в волне пилообразной формы заменить узкой областью конечных размеров и определенной структуры в соответствии с квазистационарпыми решениями. Строго говоря, в цилиндрически-симметричной волне следовало бы область фронта построить на основе решений (III.4.2) и (111.4.3) или хотя бы на основе формулы (III.4.5). И то, что мы этого не будем делать, продиктовано исключительно соображениями физической наглядности и укоренившимся в литературе единым подходом, несомненно, весьма полезным с методической точки зрения. [c.76]

Если В следующей, второй области распространения волн выполняются условия применимости квазистацио-нарных решений, то структура разрывов в сферической и цилиндрической волнах пилообразного профиля может быть описана с помощью квазистационарных решений [c.77]

Покажем, что требованию (VIII.3.16) удовлетворяет сила 2 , вызванная поглощ ением сферической волны пилообразного профиля. Используя в качестве исходных выражения (III.2.7), (III.2.9), получим аналог формулы (1.5.18) для а затем (с помощью выражения (VIII.1.10)) для F, записанного в сферической системе координат [c.211]

Амплитудный коэф. поглощения первой гармовики волны, а, в области пилообразной волны определяется ф-лой [c.289]

Пилообразную волну можно рассматривать как ударную волну, толщина сжатия к-рой, согласно (2), определяется ф-лой б/Х, ж (2Лец) . На начальной стадии образования пилообразной волны, когда Rea = Reg, 1, ЫК 1 и величину 6 мож-иой амплитуды. ио представить в виде б — [c.289]

Поглощение волн большой интенсивности происходит по неэкспоненц. закону. Уменьшение пикового значения колебат. скорости Гд плоской пилообразной волны описывается ф-лой [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]

При больших интенсивностях волны накачки она трансформируется в пилообразную волну, возрастает её поглощение и работа параметрич. излучателя переходит в нелинейный режим. Длина пробега волны накачки определяется теперь нелинейным поглощением звука и равна = (еАгрн/рс ) . Если взаимодействие пилообразных волн происходит в основном в ближней зоне (цилиндрич. антенна, рис. 1), то амплитуда излучаемой НЧ-волны в дальней зоне выражается ф-лой [c.536]

Переходные процессы в рассматриваемом случае показаны на рис. 4.9 (первая 3ona7V = 1) и рис.4.10 (вторая 3ona7V=2). В первой зоне синусоидальное начальное возмущение j(z) с течением времени трансформируется в пилообразную волну (рис. 4.9,а) и, следовательно, в ее спектре появляются высокочастотные составляющие. Характерно, что максимальное значение волны смещения j (z) остается неизменным и процесс ее деформации напоминает эволюцию волн Римана в нелинейной среде. Производная же от бегущей волны dy dz представляет собой последовательность однополярных импульсов (рис. 4.9,6), амплитуда которых нарастает по закону, близкому к экспоненциальному. Колебания фиксированном сечении [c.163]

Например, конкретным объектом, исследуемым в системе, показанной на рис. 21, является громкоговоритель диаметром 7,6 см, приводимый в действие синусоидальным электрическим сигналом. Если объект освещают и рассматривают вдоль направления колебаний, то отраженный объектом свет оказывается модулированным по фазе. Колебания малой амплитуды можно обнаружить путем преобразования частоты опорной волны на величину, равную частоте электрического сигнала, подаваемого на громкоговоритель. Опорная волна преобразуется электрооптическим модулятором (ЭОМ), в котором пилообразная фазовая модуляция создает модуляцию ОМПН. [c.355]

Эшелле представляет собой решетку с глубоко прочерченными штрихами пилообразной формы, лежащими на большом расстоянии друг от друга. Эшелле используется при больших порядках интерференции (т — 500) и соответственно имеет малую дисперсионную область. Чтобы разделить различные порядки, необходима вспомогательная система с поперечной дисперсией. При этом можно получить двумерное распределение по длинам волн, У такого устройства имеется то важное [c.343]

Проблема взаимодействия звука со звуком и вообще проблема распространения нелинейных волн, интерес к которой за последнее время бурно растет в связи с тем, что мощности как 5 Льтразвуковых, так и когерентных электромагнитных волн в настоящее время уже достигли тех уровней, при которых линейное приближение во многих случаях не дает удовлетворительных результатов, является одной из основных в нелинейной акустике. Она весьма обширна, включает в себя ряд вопросов (искажение и взаимодействие волн, особенности распространения пилообразных волн нелинейное поглощение и т. д. ), и ей отведено значительное место в предлагаемой вниманию читателей книге. Однако этим не исчерпывается круг вопросов, который должен рассматриваться в нелинейной акустике. В первую очередь это относится к эффектам, вызываемым мощными звуковыми волнами, которые могли бы быть названы вторичными. Из вторичных эффектов в книге основное внимание уделяется акустическим течениям — постоянным вихревым потокам, возникающим в звуковых полях, и звуковой кавитации — образованию в жидкостях полостей под действием отрицательного давления волны. Эти вторичные явления ответственны за ряд эффектов, наблюдающихся в поле мощных звуковых волн часть из этих эффектов играет существенную роль в области технологического использования мощных ультразвуковых волн. [c.11]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...